Р-n переход и его энергетическая зонная диаграмма в состоянии равновесия

Лабораторная работа № 8

Изучение работы p-n перехода

Цель работы:Изучить физические процессы в р-n переходе.

Требуемое оборудование, входящее в состав модульно учебного комплекса МУК-ТТ1:

1. Блок амперметра-вольтметра АВ1

2. Блок генератора напряжений ГН1

3. Стенд с объектами исследования С3-ТТ1

4. Соединительные провода с наконечниками Ш4-Ш1.6

Краткое теоретическое введение

Р-n переход и его энергетическая зонная диаграмма в состоянии равновесия

P-n переход (рис. 1) представляет собой контакт двух областей полупроводника с различными типами проводимости (n- и р-типа).

Рис. 1

Сечение полупроводника постоянно и настолько велико, что влияние поверхностных эффектов по сравнению с объемными несущественно. Между n- и р- областями находится переходная область шириной l₀=l_p+l_n≈0,5 мкм, в которой происходит изменение типа проводимости. Физические явления, происходящие в этой переходной области и прилегающих областях обеспечивают работу перехода и определяют связь между током через структуру и напряжением на контактах Э и Б.

Примем следующие обозначения:

Концентрация основных носителей тока: P_p - дырки в р-слое, N_n - свободные электроны в n-слое.

Концентрация неосновных носителей тока: N_p - свободные электроны в р-слое, P_n - дырки в n-слое.

Диффузионные потоки: ΔP_p - поток дырок из р-слоя,ΔN_n - поток электронов из n-слоя.

Дрейфовые потоки: ΔN_p - поток электронов из р-слоя, ΔP_n - поток дырок из n-слоя, Δφ₀- контактная разность потенциалов на р-n-переходе.

В рабочем диапазоне температур P_p »N_p, N_n »P_n.

Рассмотрим несимметричный р-n-переход, при котором концентрация акцепторов N_Aи концентрация доноров N_Д неодинаковы. Такой переход обычно формируют в полупроводниковых диодах. Например, пусть N_A= 100 - 1000 N_Д . Тогда при активации примеси P_p »N_n. Низкоомный р-слой, содержащий много основных носителей тока, называют эмиттером (Э), а более высокоомный n-слой называют базой (Б).

Из «закона действующих масс» следует, что P_pN_p=N_nP_n. Так как P_p »N_n, то P_n »N_p. Общее соотношение концентраций носителей тока P_p »N_n »P_n »N_p.

На границе между р-слоем и n-слоем имеется большая разность концентрации и дырок, и свободных электронов. Вследствие теплового движения этих частиц происходит спонтанный процесс диффузии и дырок, и электронов через границу между слоями.

Диффузионный поток ΔP_p дырок из р-слоя, проходя в n-слой, на участке l_n встречается со свободными электронами. Процесс рекомбинации уничтожает эти носители тока. Остаются донорные ионы, создающие объемный заряд q_n =q_eN_Дl_тS, где S - площадь поперечного сечения полупроводника. Аналогично после рекомбинации диффузионного потока ΔN_n электронов из n-слоя и дырок р-слоя на участке l_p этого слоя остаются акцепторные ионы, создающие заряд q_p=–q_eN_Al_pS. Так образуется р-n-переход шириной l₀=l_p+l_n, лишенный носителей тока и содержащий объемные заряды ионов q_p и q_n. Он обладает очень большим сопротивлением.

Так как q_p=–q_n,то N_Al_po=N_Дl_n При несимметричном р-n-переходе (N_A»N_Д) имеем l_p «l_n. Таким образом l₀ ~l_n и р-n-переход размещен в основном в высокоомной базе.

При некоторой постоянной температуре р-слой, n-слой и переход между ними приходят в состояние равновесия. Особенность этого состояния рассматриваемой системы определяется тем, что для всего объема полупроводника в равновесном состоянии уровень Ферми E_F имеет одинаковое значение. Исходя из этого «принципа горизонтальности уровня Ферми» строится энергетическая зонная диаграмма системы, показанная на рис. 2. При построении ее учитывается, что в р-слое уровень Ферми всегда находится вблизи валентной зоны, а в n-слое он расположен вблизи зоны проводимости.

Относительно «горизонтального», общего для всего объема уровня Ферми, строятся валентная зона и зона проводимости, которые в области р-n-перехода оказываются «наклонными».

«Наклонная» В.З. для дырок p-слоя создает при их переходе в n-слой потенциальный барьер ΔE₀. Такой же барьер в ЗП создается для электронов n-слоя. Энергия дырок на диаграмме увеличивается «вниз», а электронов – «вверх». переход дырок из p-слоя в n-слой требует увеличения их энергии. Дырки же n-слоя, оказавшись у границы p-n-перехода, беспрепятственно, уменьшая свою энергию, направленно движутся (дрейфуют) в p-слой.

Потенциальный барьер определяется в равновесном состоянии контактной разностью потенциалов Δφ₀, создаваемой объемными зарядами q_p и q_n ионов в р-n-переходе. Высота барьера ΔE₀= q_e Δφ₀, ширина (р-n-перехода) - l₀ ≈ .

Так как дырочный газ в валентной зоне - невырожденный, его концентрация при Т = const распределяется по закону Больцмана

где k = 1,38·10^-23 Дж/ К. Следовательно, равновесная концентрация дырок P_p в р-слое и P_n в n-слое неодинакова.

Из предыдущей формулы получим

(1)

При Т = 300К ΔE₀≈0,35 эВ (Δφ₀=0,35 В) для Ge и ΔE₀≈0,65 эВ (Δφ₀=0,65 В) для Si.

В равновесном состоянии вследствие Р_р » P_n диффузионный поток дырок ΔP_p0 не исчезает, но компенсируется встречно направленным дрейфовым потоком ΔP_n дырок: ΔP_p0 =ΔP_n. Величина дрейфового потока не зависит от потенциального барьера ΔE₀, но определяется концентрацией P_n дырок - неосновных носителей тока в n-слое. Она существенно зависит от температуры полупроводника. При постоянной температуре ΔP_n = const.

Для зоны проводимости картина диффузионного и дрейфового потоков электронов аналогична рассмотренной. Ввиду малости этих потоков при несимметричном р-n-переходе в дальнейшем их можно не рассматривать.