Что такое диффузия носителей заряда

Диффузия носителей заряда.

Поведение свободных электронов и дырок в полупроводнике напоминает поведение молекул газа. Эту аналогию можно распространить и на явления, происходящие в результате неравномерного распределения концентрации носителей заряда в объеме полупроводника в отсутствие градиента температуры. В этом случае происходит диффузия – движение носителей заряда из-за градиента концентрации, выравнивание концентрации носителей по полупроводнику.

Вектор градиента концентрации направлен в сторону возрастания аргумента, а частицы диффундируют туда, где их меньше, т. е. против градиента концентрации. Остановимся на процессе диффузии электронов и дырок в полупроводниках, т. е. на диффузии заряженных частиц (или квазичастиц). Так как всякое направленное движение одноименно заряженных частиц есть электрический ток, поэтому можно определить плотность диффузионного тока. Электроны диффундируют против вектора градиента концентрации и имеют отрицательный заряд. Поэтому направление вектора плотности диффузионного тока электронов должно совпадать с направлением вектора градиента концентрации электронов, т. е.

Аналогично, плотность дырочной составляющей диффузионного тока

Заряд дырок положителен, поэтому направление вектора плотности диффузионного тока дырок должно совпадать с направлением их диффузии, т. е. должно быть противоположным направлению вектора градиента концентрации дырок. Следовательно, в правой части соотношения (7) должен сохраниться знак минус.

Одновременно с процессом диффузии неравновесных носителей происходит процесс их рекомбинации. Поэтому избыточная концентрация уменьшается в направлении от места источника этой избыточной концентрации носителей. Расстояние, на котором при одномерной диффузии в полупроводнике без электрического поля в нем избыточная концентрация носителей заряда уменьшается вследствие рекомбинации в е = 2,718 раз, называют диффузионной длиной (L). Иначе говоря, это расстояние, на которое носитель диффундирует за время жизни. Таким образом, диффузионная длина связана с временем жизни носителей соотношениями:

где Dn и Dp – коэффициенты диффузии электронов и дырок.

В свою очередь, коэффициенты диффузии связаны с подвижностью носителей заряда соотношениями Эйнштейна:

Не следует путать диффузионную длину с длиной свободного пробега носителей заряда, которая определяется как среднее расстояние, проходимое носителем между двумя последовательными актами рассеяния.

Необходимо отметить, что диффузия носителей заряда может происходить в полупроводнике, имеющем первоначально равномерное распределение концентрации носителей, т. е. равный нулю градиент концентрации, но при наличии в полупроводнике разности температур или градиента температуры. В этом случае носители заряда (например, электроны), находящиеся в местах полупроводника с большей температурой, будут иметь бóльшую энергию, т. е. будут занимать более высокие энергетические уровни в зоне проводимости. В местах полупроводника с меньшей температурой энергетические уровни с аналогичной энергией свободны от электронов. Поэтому возникает диффузия электронов из нагретых мест полупроводника в холодные места. Результатом такой диффузии является возникновение градиента концентрации носителей заряда. Это явление аналогично процессу диффузии в газе – при нагревании давление повышается и частицы газа диффундируют в области с низкой температурой. Процессы, происходящие в полупроводниковых приборах, часто рассматривают, пренебрегая разностью температур между различными областями полупроводниковой структуры прибора. В этом случае для расчета диффузионных токов можно использовать соотношения (6) и (7).

Уравнения токов.

При наличии электрического поля и градиента концентрации носителей заряда в полупроводнике будут существовать дрейфовые и диффузионные токи. Поэтому плотность электронного тока с учетом (3) и (6) будет равна:

Плотность дырочного тока с учетом (4) и (7):

Для расчета плотности полного тока следует сложить его электронную и дырочную составляющие

Источник

Что такое диффузия носителей заряда

17. Движение носителей заряда в полупроводниках (дрейф, диффузия).

В соответствии с зонной моделью в полупроводнике имеются два вида подвижных носителей заряда: электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне. Они могут двигаться под действием температуры ( тепловое движение), электрического поля ( дрейф) и градиента концентрации ( диффузия).

Можно представить, что свободные электроны движутся хаотически через кристаллическую решетку в различных направлениях, сталкиваясь друг с другом и с узлами решетки. При тепловом движении при отсутствии градиента температуры движение системы электронов полностью беспорядочно, так что результирующий ток в любом направлении равен нулю. Столкновения с узлами решетки приводят к обмену энергией между электронами и атомными ядрами, образующими решетку. Воздействие решетки на движение электронов в первом приближении было учтено ранее путем введения эффективной массы. Далее будет более подробно рассмотрено влияние узлов решетки на движение носителей заряда в полупроводнике.

1.5.1. Дрейф свободных носителей заряда. Дрейфом называют направленное движение носителей заряда под действием электрического поля.

Рис.1.13. Движение электронов в полупроводнике под воздействием внешнего электрического поля

Результирующая скорость носителей в направлении приложенного электрического поля называется дрейфовой скоростью , которая пропорциональна напряженности поля

Коэффициент в формуле (1.35) называется подвижностью электронов. Подвижность описывает степень влияния электрического на движение электрона и равна

Совершенно аналогичные рассуждения применимы и к дыркам. Подвижность дырок обозначается и равна

Полная плотность тока дрейфа может быть записана в виде суммы электронной и дырочной составляющих:

(1.39)

В примесных полупроводниках обычно основную роль играет только одно из слагаемых формулы (1.40), так как разница концентраций двух типов подвижных носителей заряда в них очень велика.

Поскольку удельное сопротивление есть величина, обратная удельной проводимости, то

Зависимость удельного сопротивления кремния при комнатной температуре от концентраций примесей доноров или акцепторов приведена на рис.1.14. График построен на основе большого числа измерений удельного сопротивления образцов кремния, содержащих примеси. Этот график широко используется в полупроводниковой промышленности.

Рис.1.14. Зависимость удельного сопротивления кремния от концентрации примеси при температуре 300 К

1.5.3. Диффузия свободных носителей заряда. Рассмотрим еще один вид движения свободных носителей заряда, который возникает под действием градиента концентраций. Такое движение называется диффузией, а ток созданный диффузией носителей заряда называют диффузионным током. В металлах вследствие их высокой проводимости диффузионный ток не играет заметной роли. В полупроводниках же с их более низкой проводимостью и возможностью неоднородного распределения концентраций примесей диффузионный ток играет существенную роль и составляет значительную долю в общем токе.

(1.43)

Первый знак «минус» в формуле (1.43) указывает, что ток диффузии направлен в сторону убывания концентрации электронов. Коэффициент диффузии электронов связан с их подвижностью формулой Эйнштейна

(1.44)

Для дырок плотность тока диффузии и коэффициент диффузии соответственно равны

(1.45)

. (1.46)

Знак «минус» в выражении (1.45) появляется из-за положительного заряда дырок.

Следует отметить отличие диффузии заряженных частиц от диффузии нейтральных частиц. Так диффузия нейтральных частиц продолжается до полного выравнивания концентраций во всем объеме. Диффузия же заряженных частиц протекает несколько иначе, поскольку диффундирующие частицы переносят заряд. В результате, внутри полупроводника около границ участков с различной концентрацией нарушается электрическая нейтральность и возникает внутреннее электрическое поле, препятствующее дальнейшей диффузии. Возникающие в результате диффузии внутренние электрические поля играют существенную роль в работе твердотельных приборов. Эти поля будут подробнее рассмотрены в главе 2.

Помимо описанной выше диффузии носителей заряда, возникающей из-за градиента концентраций, в полупроводниках возможна диффузия из-за различия энергий носителей заряда. Так например, локальное нагревание участка полупроводника может вызвать диффузию носителей из участка с более высокой температурой в участок с более низкой температурой.

1.5.4. Полный ток в полупроводниках. В общем случае направленное движение электронов и дырок в полупроводниках обусловлено двумя процессами: дрейфом под действием электрического поля и диффузией под действием градиента концентраций. Поэтому полная плотность тока в полупроводниках содержит четыре составляющих:

где индексы dr и dif относятся соответственно к дрейфовым и диффузионным составляющим плотности тока.

В одномерном случае, когда движение носителей заряда происходит только вдоль оси х, составляющие плотности тока описываются формулами (1.39), (1.43), (1.45). Для наглядности приведем эти формулы.

Дрейфовые составляющие плотности тока

Диффузионные составляющие плотности тока

Полупроводник, в котором протекает ток, находится в неравновесном состоянии, поэтому для описания процессов в нем можно использовать квазиуровни Ферми (1.29) и (1.30). Применение квазиуровней Ферми позволяет упростить выражения для составляющих плотности тока. Так электронная составляющая плотности тока, представляющая собой сумму дрейфовой и диффузионной составляющих, определяется через квазиуровни Ферми следующим образом:

Аналогично для дырок

Формулы (1.52) и (1.53) показывают, что полная плотность тока для каждого типа свободных носителей заряда пропорциональна градиенту квазиуровня Ферми соответствующего типа носителей вдоль оси х. Это компактное написание может быть очень удобным при использовании энергетических зонных диаграмм для описания полного тока в твердотельном приборе.

В заключение следует отметить, что обычно в полупроводнике превалирует какая-нибудь одна составляющая тока, поэтому выражение (1.47) используется достаточно редко.

Источник

Дрейфовое и диффузионное движения носителей заряда

В отсутствие электрического поля в кристалле и одинаковой концентрации носителей заряда в объеме полупроводника электроны и дырки находятся в непрерывном тепловом (хаотическом) движении, распределенном по всем направлениям. Ввиду хаотического характера движения носителей заряда ток в кристалле равен нулю.

Электрическое поле и неравномерность распределения концентраций носителей заряда являются факторами, создающими упорядоченное движение носителей заряда, т. е. обусловливающими электрический ток в кристалле полупроводника. Направленное движение носителей заряда под воздействием электрического поля называют дрейфом (дрейфовое движение), а под воздействием разности концентраций носителей заряда — диффузией (диффузионное движение). В зависимости от характера движения носителей заряда различают соответственно дрейфовый и диффузионный токи в полупроводниках, а в зависимости от типа носителей заряда — электронные и дырочные составляющие этих токов.

Перемещение носителей заряда в кристалле под действием электрического поля происходит при непрерывном их столкновении с узлами кристаллической решетки и атомами примеси. Носители заряда перемещаются с некоторой средней скоростью, пропорциональной напряженности электрического поля:

Коэффициент пропорциональности называют подвижностью электронов (μ_n) и дырок (μ_p). Электроны перемещаются в направлении, противоположном действию поля, а дырки — в направлении действия поля. Этим объясняется наличие знака минус в формуле (1.4). Движение дырок, обусловленное замещением валентными электронами дефектов ковалентных связей атомов в решетке, является более затруднительным, чем свободных электронов. Поэтому при одинаковой напряженности электрического поля средняя скорость электронов выше, чем средняя скорость дырок, и μ_n > μ_p. Так, для германия скорость электронов μ_n = 3800 см 2 /(В×с), а скорость дырок
μ_p = 1800 см 2 /(В×с), для кремния μ_n = 1300 см 2 /(В×с), μ_p = 500 см 2 /(В×с).

Плотности дрейфовых составляющих тока в кристалле определяются величиной заряда, переносимого носителями через единичное сечение в единицу времени:

Знак минус в выражении (1.6) означает, что принятому направлению тока соответствует противоположное направление движения электронов.

С учетом (1.4) и (1.5) соотношения для плотностей дрейфового электронного и дырочного токов приобретают вид:

Суммарная плотность тока, протекающего через полупроводник под действием электрического поля,

Диффузионное движение носителей заряда возникает, когда имеется различие в концентрации электронов (дырок) в соседних слоях полупроводника. Носители заряда перемещаются из слоя с большей концентрацией в слой с меньшей концентрацией. Если в данном слое постоянно поддерживается более высокая концентрация носителей заряда, чем в соседнем с ним слое, то создается непрерывный диффузионный поток носителей заряда в направлении убывания концентрации.

Плотности потоков носителей заряда пропорциональны градиенту их концентрации; при одномерной диффузии (когда концентрация вдоль оси X падает: dn/dx 2 при единичном градиенте концентрации, и имеет размерность см 2 /с.

	(1.9)
	(1.10)

Коэффициент диффузии связан с подвижностью носителей заряда соотношением Эйнштейна:

Диффузионная длина связана с коэффициентом диффузии и временем жизни носителей заряда соотношениями:

,

1.2 Электрические процессы в р-п-переходе

1.2.1 Электрические процессы в р-п-переходе при нулевом внешнем напряжении

Кроме того, в соответствии с выражением (1.2) снижение концен-

Важнейшим следствием диффузионного движения носителей заряда через границу раздела слоев является появление в приграничных областях объемных зарядов, создаваемых ионами атомов примесей.

Так, при уходе дырок из р-слоя в нем создается нескомпенсированный отрицательный объемный заряд за счет оставшихся отрицательных ионов акцепторных атомов примеси. Электроны же, ушедшие из n-слоя, оставляют здесь нескомпенсированный положительный объемный заряд, создаваемый положительными ионами донорных атомов примеси. Наличие объемного заряда является главной особенностью р-п-перехода. Кривая распределения объемного заряда в р-п-переходе показана на рисунке 1.7, г. Ввиду наличия объемного заряда в р-п-переходе создаются электрическое поле и разность потенциалов. Кривые Е(х) и φ(x) показаны на рисунке 1.7, д, е (за нулевой принят потенциал п-слоя). Отметим, что рассмотренный процесс формирования р-п-перехода происходит уже на этапе введения в монокристалл акцепторной и донорной примесей.

Толщина слоя объемного заряда l₀ составляет доли микрон и зависит от концентрации примеси (основных носителей заряда) в р— и п-областях (от удельного сопротивления слоев). Объемные заряды по обе стороны границы раздела равны и создаются, как известно, неподвижными ионами примеси. Если бы концентрации акцепторной N_А и донорной N_Д примесей были равны (симметричный р-п-переход), то концентрации отрицательных ионов слева от границы раздела и положительных ионов справа были бы также равны и р-n-переход имел бы одинаковые толщины слоев l_0p и l_0n. В рассматриваемом случае несимметричного р-п-перехода (N_А » N_Д) концентрация неподвижных отрицательных ионов слева от границы раздела АВ будет выше концентрации неподвижных положительных ионов справа (см. рисунок 1.7, а), в связи с чем равенству объемных зарядов обоих знаков (см. рисунок 1.7, г) здесь будет отвечать условие l_0n.» l_0p. Иными словами, р-п-переход толщиной l₀ будет преимущественно сосредоточен в n-области, как в более высокоомной.

Плотность диффузионного тока J_диф, обусловленного основными носителями заряда (см. рисунок 1.7, в), направлена вдоль оси X и состоит из потока дырок, перемещающихся под действием диффузии из р-области в п-область, и потока электронов, диффундирующих из n-области в р-область.

Равенству нулю тока через переход в отсутствие внешнего напряжения соответствует уменьшение диффузионной составляющей тока до величины его дрейфовой составляющей. Равенство составляющих тока J_диф = J_др создается установлением соответствующей величины потенциального барьера φ₀ в р-п-переходе. Величина потенциального барьера φ₀ (называемого также контактной разностью потенциалов) зависит от соотношения, концентраций носителей заряда одного знака по обе стороны перехода и определяется соотношением:

(1.11)

Высота потенциального барьера зависит от температуры ввиду зависимости от нее теплового потенциала и концентрации неосновных носителей заряда в слоях полупроводниковой структуры. Более сильное влияние температуры на концентрацию неосновных носителей заряда, чем влияние на величину φ_T, приводит к тому, что с ростом температуры высота потенциального барьера уменьшается. При комнатной температуре для германия
φ₀ = 0,3…0,5 В, а для кремния φ₀ = 0,6…0,8 В. Различие в значениях φ₀ объясняется большей величиной ΔW_З в кремнии и, следовательно, меньшей концентрацией неосновных носителей заряда (при одинаковой температуре и одинаковых концентрациях внесенных примесей).

Уход неосновных носителей заряда через р-п-переход из прилегающих к нему слоев, казалось бы, должен привести к уменьшению их концентрации с приближением к границе р-п-перехода. Вместе с тем концентрации неосновных носителей заряда в прилегающих к р-п-переходу слоях сохраняются на уровнях р_п и п_р (см. рисунок 1.7, б), так как в условиях динамического равновесия уменьшение концентрации неосновных носителей заряда за счет их ухода через р-п-переход будет постоянно восполняться носителями того же знака за счет их диффузии из противоположных слоев.

1.2.2 Электрические процессы в р-п-переходе при наличии внешнего напряжения

Подключение к р-п-структуре внешнего напряжения (напряжения смещения) приводит к изменению условий переноса заряда через p-n-переход. Существенную роль при этом играет полярность внешнего напряжения, приложенного к р-п-переходу. Рассмотрение процессов в p-n-переходе при наличии внешнего напряжения имеет непосредственное отношение к изучению вентильных свойств полупроводникового диода и его вольт-амперной характеристики.

Объемный заряд обоих знаков, сосредоточенный в переходе по разные стороны границы раздела, будет определяться не только величиной φ₀, обусловленной диффузионным движением носителей заряда под действием разности их концентраций в приграничных слоях, но и внешним напряжением U_а. Если пренебречь падением напряжения в слоях р— и п-структуры, то объемному заряду в переходе будет отвечать напряжение φ₀ — U_а, меньшее, чем в отсутствие внешнего источника. Следовательно, уменьшится и обусловленный напряжением объемный заряд в р-п-переходе. Величина φ₀ — Uа определяет высоту потенциального барьера в р-п-переходе при включении внешнего напряжения в прямом направлении (рисунок 1.8, б). Уменьшение объемного заряда (потенциального барьера) проявляется в сужении р-п-перехода, которое происходит в основном за счет n-слоя, как более высокоомного. Уменьшение потенциального барьера облегчает переход основных носителей заряда под действием диффузии через границу раздела в соседние области, что приводит к увеличению диффузионного тока через р-п-переход (см. рисунок 1.8, б). Указанное явление называют инжекцией носителей заряда, через р-п-переход.

Вместе с тем дрейфовый ток через p-n-переход, создаваемый потоками неосновных носителей заряда, подходящих из приграничных слоев толщиной L к p-n-переходу, остается без изменения. Разность диффузионного и дрейфового токов определяет результирующий прямой ток через р-п-переход (прямой ток перехода). Плотность прямого тока определяется выражением:

С повышением приложенного внешнего напряжения диффузионный ток увеличивается (так как уменьшившийся потенциальный барьер способны преодолеть основные носители заряда, обладающие меньшей энергией), в связи с чем возрастает прямой ток через р-п-переход. Примерный вид прямой ветви вольт-амперной характеристики p—n-перехода показан на рисунке 1.8, г (ток I_a на рисунке 1.8 равен произведению плотности тока J_a че-

рез р-п-переход на площадь его сечения S).

Рассмотрим распределение неравновесных концентраций носителей заряда в прилегающих к р-п-переходу слоях (рисунок 1.8, в), создаваемых диффузией носителей через смещенный в прямом направлении p-n-переход. Это важно для лучшего уяснения вида прямой ветви вольт-амперной характеристики перехода и представления общей картины протекания тока через переход в цепи с внешним источником.

При прямом смещении р-п-перехода диффузионные составляющие тока существенно превышают дрейфовые составляющие. В связи с этим избыточные концентрации неравновесных носителей заряда в прилегающих к р-п-переходу слоях, создаваемые диффузией носителей через р-п-переход, будут значительно превышать снижение концентрации одноименных (неосновных) носителей заряда, создаваемое вследствие их ухода через p-n-переход за счет дрейфа. Иными словами, граничные концентрации электронов п_р(0) и дырок р_п(0), а также распределение концентрации п_р(х) и р_п(х) в прилегающих к переходу слоях (см. рисунок 1.8, в) будут определяться входящими в эти слои в результате диффузии через р-п-переход электронами и дырками.

Граничные концентрации входящих в р-слой электронов п_р(0) и в п-слой дырок р_п(0) влияют на градиенты концентрации неравновесных носителей заряда на границе с p-n-переходом и тем самым, согласно (1.9) и (1.10), определяют соответственно диффузионные составляющие J_{диф п} и J_{диф р} протекающих через р-п-переход токов.

Граничные концентрации неосновных носителей заряда связаны с прямым напряжением на р-п-переходе соотношениями:

,	(1.12)
,	(1.13)

где п_р0 — равновесная концентрация электронов в р-слое;

Экспоненциальный характер зависимости граничных концентраций от приложенного прямого напряжения определяет экспоненциальную зависимость от него диффузионных составляющих, а следовательно, и анодного тока на прямой ветви вольт-амперной характеристики (рисунок 1.8, г).

Диффундируя в глубь слоев, неравновесные электроны рекомбинируют с дырками р-слоя, а неравновесные дырки — с электронами п-слоя. В связи с этим концентрации неравновесных носителей заряда уменьшаются по экспоненциальному закону до значений равновесных концентраций (см. рисунок 1.8, в). На расстоянии диффузионных длин L_n и L_p их концентрации уменьшаются в е раз.

В несимметричном р-п-переходе концентрация дырок в р-слое на несколько порядков превышает концентрацию электронов в п-слое (р_р » п_п), а для концентраций неосновных носителей заряда характерно обратное соотношение: п_р0 « р_п0. Этим объясняется, что в несимметричном переходе граничная концентрация р_п0 » п_р, и ток через р-п-переход создается в основном диффузией дырок из р-слоя в n-слой (дырочной составляющей диффузионного тока). При этом р-слой, осуществляющий эмиссию дырок через р-п-переход, называют эмиттером. Поскольку основой при получении р-п-структуры перехода обычно служит полупроводниковый материал п-типа, n-слой называют базой.

Неравновесная концентрация дырок в близлежащем к р-п-переходу слое базы создает положительный заряд. Его компенсируют вошедшие под действием сил электрического притяжения электроны oт отрицательного полюса источника, в связи с чем базовый слой остается электрически нейтральным. Эти электроны увеличивают концентрацию основных носителей заряда в примыкающем к р-п-переходу базовом слое (на рисунке 1.8, б не показано). Ее распределение вдоль оси X соответствует распределению вдоль этой оси концентрации неравновесных дырок, вызванной их диффузией через р-п-переход.

Непрерывные диффузия дырок через p-n-переход и их рекомбинация с электронами в прилегающем слое базы создают непрерывный приток электронов от отрицательного полюса источника, а, следовательно, и ток в рассматриваемом участке цепи. Таким образом, в то время как прямой ток в р-п-переходе определяется диффузионным током дырок, ток в основной части базового слоя и внешнем выводе обусловливается дрейфовым током электронов. В примыкающем к р-п-переходу базовом слое прямой ток равен сумме диффузионного тока дырок и дрейфового тока электронов. Уменьшение дырочной диффузионной составляющей тока по мере удаления от границы p-n-перехода объясняется уменьшением градиента концентрации дырок вследствие их рекомбинации с электронами. Описанное явление обычно наблюдается при относительно большой ширине п-слоя в так называемых переходах (диодах) с толстой базой.

В диодах с тонкой базой, когда ее толщина соизмерима с диффузионной длиной дырок L_p (см. рисунок 1.8, б), большинство дырок успевает в результате диффузии пройти базу без рекомбинации, в связи с чем ток в базе будет преимущественно определяться диффузионным током дырок.

Подобные процессы наблюдаются и в слое эмиттера. Избыточная концентрация электронов, созданная в прилегающей к р-п-переходу области под действием диффузии, компенсируется повышением там концентрации дырок (на рисунке 1.8, в не показано). Однако для несимметричного р-п-перехода роль электронной составляющей диффузионного тока в общем токе, протекающем через переход, мала. Ее роль несущественна и в токе, протекающем через эмиттерный слой. Ток через эмиттерный слой обусловливается в основном дрейфовым током дырок ввиду существующей в этом слое напряженности электрического поля от внешнего источника.

Обратная ветвь вольт-амперной характеристики перехода.При подключении к переходу источника внешнего напряжения в обратном направлении (рисунок 1.9, а) потенциальный барьер возрастает на величину U_b и становится равным φ₀ + U_b (рисунок 1.9, б). При этом увеличиваются объемный заряд в р-п-переходе и его ширина. Возросший потенциальный барьер затрудняет прохождение через р-п-переход основных носителей заряда, вследствие чего диффузионный ток, создаваемый этими носителями, уменьшается. Дрейфовый же ток, обусловленный концентрациями неосновных носителей заряда по обе стороны перехода (J_др = J_{др р} + J_{др п}), можно считать неизменным (рисунок 1.9, в). Однако теперь он будет превышать диффузионный ток.

Через переход будет протекать ток в обратном направлении:

Рисунок 1.9. Полупроводниковый переход при подключении внешнего напряжения в обратном направлении

Диаграмма распределения концентраций (см. рисунок 1.9, в) соответствует обратным напряжениям, превышающим напряжение в точке 1. Она подтверждает неизменность обратного тока на данном участке. В отсутствие инжекции распределение концентраций носителей заряда в прилегающих к р-п-переходу слоях характеризуется уменьшением концентраций неосновных носителей вследствие их ухода через p-n-переход. На границах р-п-перехода для неосновных носителей заряда действует ускоряющее поле р-п-перехода, вследствие чего их концентрация там равна нулю. Поскольку в прилегающих к р-п-переходу слоях полупроводник должен оставаться электрически нейтральным, уменьшение в них концентрации неосновных носителей заряда вызывает уменьшение концентрации основных носителей заряда. Однако ввиду существенно большей концентрации основных

носителей заряда это снижение слабо отражается на их значениях (на рисунке 1.9, в не показано).

Составляющие дрейфового тока (J_{др р} и J_{др п} ) создаются неосновными носителями заряда (дырками и электронами), диффундирующими к границам р-п-перехода из прилегающих к ним слоев. Они определяются по градиентам концентрации неосновных носителей заряда на границах р-п-перехода, т. е. из условия их диффузии в направлении перехода, и не зависят от приложенного напряжения U_b.

Обратный ток, создаваемый неосновными носителями заряда, зависит от их концентраций в р- и n-слоях, а также от рабочей поверхности p-n-перехода. Этим объясняется тот факт, что в мощных диодах, имеющих большую площадь р-п-перехода, обратный ток больше, чем в маломощных.

Поскольку концентрация неосновных носителей заряда является функцией температуры кристалла, обратный ток перехода также зависит от температуры. По этой причине обратный ток иногда называют тепловым. Увеличение обратного тока с ростом температуры подчиняется примерно экспоненциальному закону.

Как известно, концентрация неосновных носителей заряда уменьшается с ростом ширины запрещенной зоны на энергетической диаграмме полупроводника. Ширина запрещенной зоны в кремнии (1,12 эВ) больше, чем в германии (0,72 эВ). В силу этого обратный ток в кремниевых диодах на несколько порядков меньше, чем в германиевых, и кремниевые диоды допускают эксплуатацию при более высокой температуре полупроводниковой структуры (135°…140°С против 50°…60°С у германиевых диодов). Кроме того, кремниевые диоды применимы при более высоких обратных напряжениях, чем германиевые (2500…3500 В против наибольших значений 500…600 В у германиевых диодов).

Полная вольт-амперная характеристика перехода.Полная вольт-амперная характеристика полупроводникового перехода приведена на рисунке 1.10. От характеристики идеального диода (см. рисунок 1.8, г) она

димости) р-п-перехода, а, следовательно, и диода.

Проведенный теоретический анализ вольт-амперной характеристики р-п-перехода позволяет записать в аналитической форме:

(1.14)

где I_S = S J_др — ток насыщения (тепловой ток), создаваемый неосновными носителями заряда;

При входном напряжении на переходе U = 0, согласно соотношению (1.14), I_a = 0. В случае приложения прямого напряжения (U = U_a > 0) в (1.14) единицей можно пренебречь и зависимость I_a(U_a) будет иметь экспоненциальный характер. В случае обратного напряжения (U = U_b п_п, диффузионная емкость определяется преимущественно суммарным зарядом неравновесных дырок в п-слое, величина которого изменяется при изменении прямого напряжения.

Источник