Контакти двох напівпровідників з різним типом провіднос-ті. Напівпровідникові діоди. Тунельні діоди

Напівпровідники з донорними домішками називаються напівпровідниками n-типу. Напівпровідники з акцепторними домішками називаються напівпровідниками p-типу.

Якщо привести такі два напівпровідники до ідеального електричного контакту, то на межі їх поділу одержимо p-n-перехід. Фізично p-n-перехід є подвійним електричним шаром, який утворюється на межі поділу напівпровідників з різним типом провідності. Причому слід відмітити, що подвійний електричний шар створюється лише не основними носіями.

Виникнення подвійного електричного шару відбувається в результаті складних процесів дифузії основних носіїв біля межі поділу напівпровідників. Дифузійні потоки електронів і дірок через межу поділу напівпровідників розпочинаються одночасно зразу ж після створення стійкого електричного контакту між напівпровідниками під впливом відповідних градієнтів концентрацій і у взаємо протилежних напрямках. У результаті дифузії основних носіїв через межу поділу напівпровідників створюються умови для рекомбінації з наявними там основними носіями протилежного знаку. Процес дифузії основних носіїв через межу поділу двох напівпровідників призупиняється дією електричного поля подвійного електричного шару неосновних носіїв, яке виникає внаслідок цієї дифузії (рис. 2.41).

Утворений p-n-перехід має своє внутрішнє електричне поле, яке направлене з сторони n-напівпровідника в сторону p-напівпровідника.

Рис. 2.41

По суті це поле перешкоджає переходу основних зарядів через межу поділу напівпровідників. В умовах рівноваги через межу поділу двох напівпровідників зможуть переходити лише ті вільні носії, енергія яких вища за висоту потенціального бар’єра p-n-переходу.

Зупинимось на здатності p-n-переходів випрямляти змінний електричний струм .

В загальному випадку через p-n-перехід діода можуть переходити як основні носії у вигляді двох дифузних струмів І_д і І_е, так і не основні носії у вигляді двох дрейфових струмів І_д´ і І_е´.

Дрейфові струми створюються лише не основними зарядами і вони на кілька порядків менші дифузних струмів основних носіїв. У рівноважному стані сумарний струм основних і не основних носіїв дорівнює нулю.

Зовнішня різниця потенціалів, прикладена до p-n-переходу може по-рушити цю рівновагу. Результуючий струм через p-n-перехід перестає бу-ти рівним нулю.

Нехай до p-n-переходу діода прикладена зовнішня різниця потенціа-лів так, що в якийсь момент на n-напівпровідник подається додатний потенціал, а на p-напівпровідник подається від’ємний потенціал (рис.2.42). Напруженості внутрішнього і зовнішнього полів збігаються за напрямком.

Рис. 2.42

Як внутрішнє так і зовнішнє поля перешкоджають дифузії основних носіїв. Діод відкритий лише для неосновних носіїв, яких в обох напівпровідниках дуже мало. Сумарний струм, який буде проходити через діод складається з двох дрейфових струмів неосновних носіїв, що мають різні напрямки

І=І_д´ + І_е´.

Потенціальний бар’єр між двома напівпровідниками зріс на величину q_eU (рис. 2.43).

Рис. 2.43

Струм, який протікає через p-n-перехід, називається зворотним струмом і від величини зовнішньої різниці потенціалів практично не залежить.

Нехай зовнішня різниця потенціалів, прикладена до p-n-переходу в певний момент часу так, як показано на рис. 2.44.

Рис. 2.44

Напрямок напруженості внутрішнього поля Е_В не збігається з напрямком напруженості зовнішнього поля Е_З. Потенціальний бар’єр, який створюється цими полями дорівнює φ – q_eU. З рис. 2.44 видно, що струм через p-n-перехід має створюватись дифузією основних зарядів, тобто струмами, які течуть в різних напрямках

І = І_д + І_е.

Рівень Фермі Е_Фв цьому випадку для напівпровідників n-типуі p-типу збігається, в той час як при зворотній різниці потенціалів рівні дещо зміщені на величину q_eU (рис. 2.45).

Рис. 2.45

Струм для випадку прикладеної зовнішньої різниці потенціалів, показаної на рис. 2.44 і 2.45 називається прямим струмом. Прямий струм перевищує величину зворотного струму не менше як у 1000 разів. З ростом величини зовнішньої напруги прямий струм зростає за експоненціальним законом. Рівняння залежності струму через p-n-перехід від прикладеної до нього різниці потенціалів називається вольтамперною характеристикою

,

де U – зовнішня різниця потенціалів, прикладена до p-n-переходу з урахуванням експоненціального закону; І₀ – величина струму, до якого прямує величина зворотнього струму при збільшенні за абсолютною величиною зворотної напруги.

При кімнатній температурі величина kT≈0,025 еВ. При прямій напрузі U = +0,1 еВ величина . В цьому випадку одиницею нехтують. Прямий струм зростає за експоненціальним законом.

Вольтамперна характеристика p-n-переходу нелінійна, тому p-n-перехід має властивість односторонньої провідності. Опір у зворотному напрямі має досить значну величину, порівняно з опором у прямому напрямі.

При підвищенні температури прямий струм через p-n-перехід зростає, але не значно, тому що його величина залежить від концентрації основних носіїв заряду. При кімнатній температурі концентрація основних носіїв близька до стану насичення.

Зворотний струм з підвищенням температури зростає досить швидко, оскільки концентрація неосновних носіїв зростає досить швидко за експоненціальним законом.

Вольтамперна характеристика діода показана на рис. 2.46

Рис. 2.46

Масштаби прямого і зворотного струмів, прямої і зворотної напруги вольтамперної характеристики відрізняються відповідно на три і більше ніж на два порядки.

Напівпровідникові діоди, для побудови яких використані високолеговані напівпровідники, називаються тунельними діодами. В основі роботи таких діодів лежить тунельний ефект проникнення електронів через потенціальний бар’єр в області p-n-переходу.

В тунельному діоді p-n-перехід утворюється на межі електронної і діркової областей кристала з великою концентрацією донорів і акцепторів. Від цього ширина p-n-переходу в тунельному діоді досить незначна. Донорні і акцепторні рівні в таких напівпровідниках розчіплюються в зони. Донорні рівні практично перекриваються з зоною провідності, а акцепторні рівні перекриваються з валентною зоною. Тому ширина забороненої зони в такому випадку зменшується.

Рівні Фермі в таких високолегованих напівпровідниках розміщуються відповідно в зоні провідності і у валентній зоні. В такому діоді дно зони провідності p-напівпровідника розміщується нижче стелі валентної зони p-області. Частина електронів в зоні провідності n-напівпровідника розміщуються на рівнях з енергіями, які дорівнюють енергіям електронів в валентній зоні p-напівпровідника. Аналогічно густина електронів в валентній зоні p-напівпровідника розміщується на рівнях з енергіями, які дорівнюють енергіям електронів в зоні провідності n-напівпровідника.

Невелика ширина p-n-переходу робить можливим проникнення електронів через цей перехід за рахунок тунельного ефекту. В цьому випадку утворюються відповідні умови для таких переходів, тобто утворюються з протилежної сторони p-n-переходу необхідні вакансії, або вакантні рівні.

Тунельні діоди працюють на досить низьких напругах і споживають незначну енергію. Використовують тунельні діоди там, де бракує енергетичних потужностей, а саме – в космічній техніці, сучасній телевізійній і радіоапаратурі.

ЛІТЕРАТУРА

1. Савельев И. В. Курс общей физики: Учеб. Пособие. В 3-х т. Т3. Квантовая оптика. Атомная физика. Физика атомного ядра и элементарных частиц.- М.: Наука, 1987.- 320 с.

2. Бушманов Б.Н., Хромов Ю.А. Физика твердого тела: Учеб. Пособие. -М. Высшая школа, 1971.- 222 с.

3. Ашкрофт Н., Мермин Н. Физика твердого тела: В 2-х т. –М.: Мир, 1979.- 422 с.

З М І С Т