Структура p-n-перехода
Наиболее просто поддаются анализу ступенчатые переходы. Структура ступенчатого перехода представлена на рис. 1.2. Практически все концентрации примесей в p- и n-областях превышают собственную концентрацию носителей заряда ni.Для определения будем полагать, что эмиттером является p–область, а базой n–область. В большинстве практических случаев выполняется неравенство
где и
- результирующие концентрации примеси в эмиттере и базе.
Рисунок 1.2 - Распределение примеси и носителей заряда в ступенчатом p-n переходе: (а) - полулогарифмический масштаб; (б) - линейный масштаб.
Рисунок 1.2 соответствует кремниевому переходу (ni ≈ 1010 см-3 )при комнатной температуре (Т=290К) с концентрацией примеси
,
.
В глубине эмиттера и базы концентрация основных носителей заряда практически совпадает с результирующей концентрацией примеси:
pро =Nэ, nnо=NБ, (1.2.1)
а концентрация не основных носителей определяется законом действующих масс:
(1.2.2.а)
(1.2.2.б)
Индексы «p» и «n» соответствуют p- и n-областям, а индекс «0» соответствует состоянию термодинамического равновесия. Следует отметить, что концентрация не основных носителей в базе больше чем в эмиттере (а при Nэ>>NБ много больше). На рис. 1.2.а распределение примесей и носителей заряда представлено в полулогарифмическом масштабе.
Переход занимает область –lр0<x<ln0. Конечно границы перехода x=‒lp0 и x=ln0 определены в некоторой степени условно, так как концентрация основных носителей изменяется плавно. Тем не менее, из рисунка видно, что уже на небольшом расстоянии от границ внутри перехода выполняется равенство:
p<<Nэ, n<<NБ. (1.2.3)
Неравенства (1.2.3) выполняется во всем p-n-переходе.
На рис. 1.2.б распределение концентрации носителей и примесей заряда изображены в линейном масштабе. Из рисунка видно, что в эмиттерной области перехода (-lp0<x<0) концентрация подвижных носителей очень мала по сравнению с концентрацией примеси. Эта область имеет отрицательный объемный заряд, плотность которого не зависит от координаты:
рэ = -lNэ.
В базовой области перехода (0<x<lno) плотность объемного заряда положительна:
pБ = lNб.
Для n-области основными носителями являются электроны, для p-области дырки. Основные носители возникают почти целиком вследствие ионизации донорных и акцепторных примесей.
Помимо основных носителей эти области содержат неосновные носители: n-область - дырки (pno), p-область – электроны (nро). Их концентрацию можно определить, пользуясь законом действующих масс:
.
При и
(для Ge) получаем
.
Таким образом, концентрация дырок в p-области на шесть порядков выше концентрации их в n-области, точно также концентрация электронов в n-области на шесть порядков выше их концентрации в p-области. Т.к. концентрация дырок в области pвыше, чем в области n, то часть дырок в результате диффузии перейдет в n область, где в близи границы окажутся избыточные дырки, которые будут рекомбинировать с электронами. Соответственно в этой зоне уменьшается концентрация свободных электронов и образуются области нескомпенсированных положительных ионов донорных примесей. В p-области уход дырок из граничного слоя способствует образованию областей с нескомпенсированными отрицательными зарядами акцепторных примесей созданными ионами.
Подобным же образом происходит диффузионное перемещение электронов из n-слоя в p-слой. Однако в связи с малой концентрацией электронов по сравнению с концентрацией дырок перемещением основных носителей заряда высокоомной области в первом приближении пренебрегают. Перемещение происходит до тех пор, пока уровни Ферми обоих слоев не уравняются [4].
Рисунок 1.3 - Физические процессы в полупроводнике – (а) плоскость физического перехода; (б) распределение концентрации акцепторной и донорной примеси в полупроводнике; (в) объёмный заряд.
На рис. 1.3.б, показано изменение концентрации акцепторных и донорных атомов при перемещении вдоль оси Х перпендикулярной плоскости. Неподвижные объемные заряды создают в p-n-переходе контактное электрическое поле с разностью потенциалов, локализованное в области перехода и практически не выходящее за его пределы.
Поэтому вне этого слоя, где поля нет, свободные носители заряда перемещаются хаотично и число носителей, ежесекундно наталкивающихся на слой объемного заряда, зависит только от их концентрации и скорости их теплового движения, которое подчиняется классической статистики Максвелла-Больцмана.
На рис. 1.3.в показаны неподвижные объемные заряды, образовавшиеся в p-n-переходе.
Неосновные носители ‒ электроны из p-области и дырки из n-области, попадая в слой объемного заряда подхватываются контактными полем Vк и переносятся через p-n переход.
Другие условия складываются для основных носителей. При переходе из одной области полупроводника в другую они должны преодолевать потенциальный барьер qVк, сформировавшийся в p-n-переходе. Для этого они должны обладать кинетической энергией движения вдоль оси Х, не меньшей qVк.
На первых парах, после мысленного приведения p- и n-областей в контакт, потоки основных носителей значительно превосходят потоки неосновных носителей. Но, по мере роста объемного заряда, увеличивается потенциальный барьер p-n-перехода и потоки основных носителей резко уменьшаются. В тоже время потоки неосновных носителей не зависят от qVk и остаются неизменными. Поэтому относительно скоро потенциальный барьер достигает такой высоты, при котором потоки основных носителей сравниваются с потоками неосновных носителей.
Это соответствует установлению в p-n-переходе состояния динамического равновесия.
Из рис. 1.3.а видно, что в некоторой области Х=Хф концентрация электронов и дырок одинакова:
n0(Хф) = p0(Хф) = n
Эта плоскость называется плоскостью физического перехода в отличие от плоскости металлургического (или технологического) перехода Х=0, где результирующая концентрация примеси равна нулю. В симметричных переходах плоскости физического и металлургического переходов совпадают.