Электронно-дырочные переходы

Из выражения для величины фотовольтаического эффекта (4.12) следует, что она тем больше, чем меньше проводимость полупроводника, т.е. чем более высокоомен полупроводник. Наибольшим сопротивлением обладает полупро­водник с концентрациями носителей заряда, равными собственной концентра­
ции n = p = nj. Однако изготовить такой полупроводниковый образец техноло­гически сложно. Поэтому целесообразно использовать для регистрации оптиче­ского излучения образец, в котором имеется отдельная область собственной проводимости. Такую область можно получить, изготовив полупроводниковый p - n -переход. Как известно, он образуется при соединении двух полупровод­ников, обладающих разными типами проводи­мости: электронной (n-тип) и дырочной (p-тип). Чтобы избежать неконтролируемого влияния поверхностей на свойства p - n - перехода, его изготавливают из одного монокристалла леги­рованием торцов образца донорной и акцептор­ной примесями, а затем вжиганием примесей в объем высокотемпературной обработкой. Рис. 30 поясняет сказанное. Здесь в левой части кри­сталла создана дырочная проводимость с концентрацией основных носителей (дырок) p & N_a - N_d, а в правой части - электронная (n & N_a - N_d). Между ними образуется переходной слой, в котором концентрация примесей быстро изменя­ется. В некоторой тонкой области этого слоя доноры и акцепторы компенсиру­ют друг друга (N_a & N_d) и потому в ней имеет место собственная проводимость (/-проводимость).

-Xf О Рис. 30

Требуемое распределение доноров и акцепторов осуществляется с помо­щью специиальных технологических приемов. Распределение концентраций электронов и дырок в p - n -переходе показано на рис. 31 сплошными линиями. Причина формирования именно такого хода зависимостей концентраций рав­новесных носителей кроется в большом различии концентраций подвижных носителей заряда в n - и p -областях. В результате этого электроны из n - облас­ти устремляются туда, где их мало, т.е. в p -область, а дырки из p - области бу­дут диффундировать в n -область. Эти два встречных потока будут продол­жаться до тех пор, пока оставляемые без подвижного заряда положительные ионы в n-области и отрицательные в p-области не создадут электрическое поле
- E_к (см. рис. 31), которое затормозит процесс диффузии равновесных носите­лей. Это электрическое поле направлено от n - к p -области.

Одним из важных параметров p-n-перехода является высота его потенци­ального барьера - щ. Чтобы ее оценить, вспомним, что в равновесном состоя­нии положение уровня Ферми в п - и р-областях должно быть одинаковым (см. рис. 32). Это позволяет записать следующее равенство

e що + (Fp - E_v) = Fn - E_v.

Уровень Ферми в п - области перехода от­носительно середины запрещенной зоны Ej определяется концентрацией донорной примеси в ней:

-x-f 0 x2 Рис. 31

Fn - E; = kT • \n(N_d / ni).

Положение уровня Ферми в p-области пе­рехода определяется концентрацией акцепторной примеси:

Fp - Ei = -kT • \n(Na / nj).

Поэтому будем иметь:

Na v ni J

e • щ = kT • \ \n

+ \n

или

ГмЛ Гм Л

Nd

r NaNd Л v ni2 J

v ⁿi J

kT , Щ =- \n

e

Такова высота потенциального барьера ме­жду n - и р-областью в отсутствие освеще­ния, электрического поля и других факто­ров, нарушающих состояние термодинамического равновесия в полупроводни­ке. Она оказывается тем выше, чем выше уровень легирования областей и ниже собственная концентрация полупроводника. Величина барьера p - n -перехода
не превышает ширину запрещенной зоны полупроводника, т.к. в этих условиях уровень Ферми занимает предельные положения в запрещенной зоне: в n - области совпадает с дном зоны проводимости, а в p-области - с потолком ва­лентной зоны.

Важной характеристикой p-n-перехода является его вольт-амперная ха­рактеристика (ВАХ). Ее аналитическое выражение таково (без вывода):

Данная характеристика дает экспоненциальный рост тока при приложении по­ложительных напряжений («+» на р-области) и постоянство тока в области от­рицательных напряжений: j(V) = -j_s, где ток j_s называется обратным током или током насыщения. Его величина определяется технологией изготовления р-n перехода, качеством исходного полупроводникового материала.

Пусть теперь к переходу приложено внешнее напряжение так, что на р- области находится «+» источника (рис. 32). Это приложенное напряжение час­тично компенсирует поле E_к. В результате равновесие между диффузионным потоком носителей и током проводимости поля E_к будет нарушено в пользу первого. В результате дырки из ^-области устремятся в n-область, где они ста­нут неосновными носителями заряда. Так как p_p>>p_n, то эти дырки в n -области будут рекомбинировать с электронами. Однако вследствие конечного значения времени жизни дырок т_р, рекомбинация произойдет не сразу, и поэтому в неко­торой области за пределами перехода концентрация дырок будет больше p_n. По этим же причинам увеличится концентрация электронов в n - области, так как дополнительные электроны войдут из электрода для компенсации объемного заряда пришедших дырок: основные носители в n-области - электроны будут переходить в р-область, становясь там неосновными носителями, и постепенно рекомбинировать с основными носителями - дырками. Поэтому, слева от пере­хода концентрация электронов увеличивается, а также увеличивается концен­трация дырок, которые войдут из левого электрода для компенсации объемного
заряда электронов. Это явление получило название инжекции неосновных носи­телей. Распределение концентраций неосновных носителей при инжекции пока­зано на рис. 31 штриховыми линиями. В результате приложения напряжения V указанной полярности ток через переход будет расти по экспоненте с ростом величины V.

Барьерная фотоэдс

Обратимся к вопросу о влиянии освещения на свойства полупроводников. При освещении р-n - перехода высота барьера понижается на величину, пропорциональную уровню освещения. Изменение высоты барьера на границе раздела двух типов про­водимости называют барьерной фотоэдс. Она воз­никает в том случае, когда свет генерирует носите­ли заряда вблизи р-n -перехода. Следует различать две принципиально различные схемы включения освещаемого перехода. В пер­вой из них р-n - переход замкнут на внешнюю нагрузку без внешнего источника напряжения и является преобразователем световой энергии в электрическую (рис. 33, а). Такое включение называют фотовентильный режим работы.

Другая схема во внешней цепи содержит источник напряжения, включен­ный так, чтобы на р-n -переходе было запорное напряжение (рис. 33, б) - это так называемый фотодиодный режим. В схеме б существующий в цепи ток сильно изменяется с освещением. Поэтому изменяется падение напряжения на

сопротивлении R. При правильном выборе напряжения источника и внешнего сопро­тивления величина сигнала в фотодиодном режиме может быть сделана больше, чем в фотовентильном. Величина вентильной фо- тоэдс на несколько порядков больше, чем эдс Дембера и объемная фотоэдс. Физиче­
ская причина ее появления заключается в том, что электрическое поле р-n - перехода разделяет фотодырки и фотоэлектроны, подошедшие к переходу. По­ясним это, предположив, что сильно поглощаемое излучение падает на одну из граней кристалла, параллельную плоскости р-n -перехода. Для определенности будем считать, что освещается n-область, излучение поглощается в ней. Тол­щина этого слоя выбирается меньше длины диффузии неосновных носителей в нем (дырок). На концах прибора измеряется эдс холостого хода (см. рис. 34).

Фотоэлектроны и фотодырки в n - слое будут диффундировать в глубь слоя, и некоторая их доля, не успев прорекомбинировать, достигнет р-n - перехода. Однако для основных носителей (электронов) в р-n -переходе суще­ствует потенциальный барьер, и поэтому они не пройдут в р-область. Для неос­новных носителей (дырок) потенциального барьера нет, и потому все достиг­шие переход дырки перенесутся полем перехода в р-область. При этом они соз­дадут фототок jф_т. Если д - скорость световой генерации электронно-

дырочных пар в n-области, ар - их доля, дошедшая до р-n - перехода, то jф_т = едР. Вследствие появления фототока jф_т р-область будет заряжаться

положительно, а «-область - отрицательно, и между n- и р - областями появится разность потенциалов - барьерная фотоэдс V*. Снижение высоты барьера меж­ду n- и р - областями перехода на величину фотоэдс согласно ВАХ приведет к росту прямого темнового тока, созданного основными носителями - j_np:

С i /* ^ eV

-1

exp

Jnp = Js

~~kT~

Он направлен обратно току jф_т. Его стационарное значение может быть най­дено из условия равновесия, при котором полный ток через переход отсутству­ет: jф_т = j_np. Тогда, используя выражение для ВАХ p-n-перехода при его осве­щении, получим:

f I /* Л eV

-1

exp

kT

^Jфт = ^js

где j_s - ток насыщения (обратный ток) р-n -перехода. Отсюда можно найти ве­личину вентильной фотоэдс:

. .* kT . V =------- In e

1 + jФm js

(4.18)

Как следует из данного выражения, вентильная фотоэдс тем больше, чем меньше обратный ток перехода и выше уровень освещенности. Следовательно, для полу­чения высокочувствительного фотодиода необходимо сильное легирование n- и р - областей р-n перехода. Согласно выражению (4.18), при малых уровнях ос­вещения барьерная фотоэдс равна

* = kT V =------	In	1 + jфm	„ kT	f jфm }
e		1 js _	e	I js )

т.е. она прямо пропорциональна интенсивности падающего излучения:

\фт = epQ = epcclо(1 - R)/ha .

Однако рост барьерной фотоэдс с увеличением уровня освещения не бес­пределен. Поскольку V* направлено обратно к ср₀ - высоте барьера, то она не может быть больше высоты барьера. Следовательно, величина фотоэдс не мо­жет превышать контактную разность потенциалов между n- и р - областями, а ее максимальная величина сопоставима с шириной запрещенной зоны AE_g:

V* -^Я.

^vmax ~ •

e

Так, для кремния V**_ax -1 B, а для германия V**_ax - 0.6 B при быстродействии, определяемом временем жизни неравновесных носителей заряда в р-n - переходе. В зависимости от физико-химического состава полупроводникового материала оно колеблется в диапазоне от 10^-3 до 10^-6 с.

В настоящее время р-n -переход - один из наиболее широко используемых фотодатчиков, т.к. он обладает высокой чувствительностью и приемлемым бы­стродействием, не требует посторонних источников напряжения (как фоторези­стор), технологически совместим со схемой обработки сигналов, т.е. фотопри­
емник на основе барьерной фотоэдс можно в одном технологическом цикле из­готовить со схемой усиления фотоэдс, детектирования и т.д. на одном полупро­водниковом кристалле.