жения, рис. 9-15, а), либо повышается (при приложении обратного напряжения, рис. 9-15,6) на величину U. В первом случае объемные заряды, толщина обедненного слоя и его сопротивление уменьшаются и при увеличении внешнего напряжения ток через контакт быстро нарастает. Когда прямое напряжение достигает величины

1Шупрооооиап Металл п-типа

Иеталл п-типа

Рис. 9-!5. Выпрямляющий контакт металл - полупроводник п-типа с приложенным внешним на-пряженн м и - прямом (а) и обратном (б) направлениях. Штрихами показано положение зон в отсутствие внешнего смещения.

в SO 60 40 го

I -,. I-1-1

напряжении наблюдается резкое увеличение обратного тока, называемое пробоек..

Вольт-амперная характеристика выпрямляющего контакта металл - полупроводник показана на рис. 9-16.

Эффект односторонней проводимости контакта металл - полупроводник используется в купроксных и селеновых выпрямителях, кристаллических детекторах и точечно-контактных диодах. Исключая определенные типы точечных диодов, в этих приборах широко применяются полупроводниковые материалы поликристаллической структуры, которая отличается сильным несовершенством. Связанное с наличием структурных дефектов большое количество дополнительных уровней внутри запрещенной зоны, а также сильное влияние по-верхностных явлений (см. стр. 409) приводят к неоднородности характеристик этих приборов, к повышенным и нестабильным обратным токам. От этих недостатков в значительной мере свободны полупроводниковые диоды с плоскостными р-п переходами.

Электронно-дырочный переход

Электронно-дырочный, или р-п, переход представляет собой особенно важную разновидность контакта двух разнородных по-

f-mun I п-тип

Рис. 9-16. Типичные вольт-амперные характеристики контактов металл - полупроводник (Си - ку-проксного вентиля, Se - селенового вентиля, Ge-т - точечного германиевого диода. Si-т - точечного кремниевого диода) и переходов (Ge-п - плоскостного германиевого диода. Si-п - плоскостного кремниевого диода).

контактной разности потенциалов, потенциальный барьер должен исчезнуть, и при дальнейшем увеличении напряжения ток в цепи будет ограничиваться лишь внешними относительно контакта сопротивлениями.

Повышение потенциального барьера при обратном напряжении сопровождается увеличением объемных зарядов и как следствие- расширением обедненного слоя. При этом вероятность перехода через контакт основных носителей становится пренебрежимо малой и устанавливающийся в цепи небольшой обратный ток обусловлен неосновными носителями, для которых потенциальный барьер не является препятствием. Лишь при достаточно высоком обратном

Рис. 9-17. Энергетическая схема р-п перехода в отсутствие внешнего смещения (а), при наличии прямого смещения (б) и при наличии обратного смещения (в).

лупроводииков. Обычно р-п переход создается с помощью тонких технологических приемов, в результате чего граница раздела областей противоположными механизмами проводимости создается внутри одного монокристаллнческого объема полупроводника. Аналогичным свойством обладают и так называемые l-h переходы (р+-р и п+-п переходы), в которых механизм проводимости обеих областей полупроводника одинаков, но степень их легирования примесями различна (плюсом отмечается область с более высокой концентрацией примесей, т. е. с меньшим удельным сопротивлением). При этом также положение уровней Ферми в обеих областях полупроводника в отсутствие контакта оказывается различным, а выравнивание уровня Ферми при наличии контакта приводит к

искривлению границ энергетических зон в районе l-h перехода, т. е. к образованию потенциального барьера.

Несмо-Ёря на несколько отличную от случая контакта металл- полупроводник энергетическую схему (рис. 9-17), в р-п переходе наблюдаются все описанные выше контактные явления, но здесь они носят наиболее закономерный характер ввиду совершенной структуры контакта внутри монокристаллического полупроводника.

Контактная разность потенциалов р-п перехода определяется следующими соотношениями:

кТ п -ЖкТ рр <Рк = -- 1п-=-In----

с с,

2 2 =- 1п-,(9-31)

где п , pfi и N- концентрации соответственно электронов, дырок и доноров в п-области; Пр,.рр и Р-концентрации электронов, дырок и акцептороов в р-области; 0 и 0р - удельные проводимости п-области и р-области соответственно; х и Хр-подвижности электронови дырок.

Последнее из приведенных выражений фк справедливо при условии полной ионизации примесей, что обычно и происходит.

С увеличением концентрации примесей, т. е. при понижении удельного сопротивления полупроводника, контактная разность потенциалов возрастает. Это справедливо до тех пор, пока концентрация примесей не превышает некоторого критического значения (для германия и кремния около 2-10s сж-5), при котором уровень Ферми приближается к дну (в дырочном полупроводнике) или потолку (в электронном) запрещенной зоны. Дальнейшее повышение концентрации примесей существенных изменений в положение уровня Ферми не вносит, а контактная разность потенциалов достигает значения, соответствующего ширине запрещенной зоны, и перестает увеличиваться

Прямая ветвь (прн U>0) вольт-амперной характеристики р-п перехода хорошо описывается вытекающим из диодной теории выпрямления [Л. 14] выражением

(9-32)

где Is

-так называемый ток насыщения р-п перехода (см. ниже), а

.Л=- (9-33)

и при обычной температуре (Г=300°К) составляет около 40 в- (обратную величи-

ну Ut=A-~25 мв часто называют температурным напряжением или температурной разностью потенциалов). При прямых смещениях, превышающих 2-3 и., обычно пренебрегают единицей и описывают прямую ветвь одним экспоненциальным членом:

(9-32а)

Однако при достаточно больших прямых токах выражение вольт-амперной характеристики реальных р-п переходов снова усложняется из-за возрастающего влияния омического падения напряжения в толще полупроводника и других эффектов, проявляющихся при высоких плотностях тока (см. стр. 409).

Током насыщения р-п перехода называют не зависящую от приложенного напряжения составляющую тока, обусловленную неосновными носителями.

Из энергетической схемы р-п перехода (см., например, рис. 9-17) следует, что энергия электронов проводимости в р-области всегда выше, чем в п-области. Это же утверждение справедливо по отношению к электронам в валентной зоне. Поэтому всякий электрон проводимости, приблизившийся к р-п переходу со стороны р-области, немедленно скатывается в п-область. Аналогичное перемещение электронов через р-п переход в валентной зоне оказывается возможным при появлении дырки со стороны п-области. Плотность потоков неосновных носителей через р-п переход зависит от их концентрации в каждой области и от диффузионной длины L, поскольку поставлять неосновные носители, достигающие Г1аницы р-п перехода, могут лишь участки каждой области, удаленные на расстояние L. В отсутствие внешнего смещения эти потоки неосновных носителей уравновешиваются встречной диффузией основных носителей. При приложении достаточно большого обратного напряжения потоки основных носителей прекращаются из-за увеличения потенциального барьера и во внешней цепи обнаруживается обратный ток.

Из теоретического выражения вольт-амперной характеристики (9-32) также следует, что при обратных смещениях ([/<0), превышающих (2-3) U, когда можно пренебречь экспоненциальным членом в сравнении с единицей, должен установиться не зависящий от обратного напряжения ток, равный току насыщения. Но у реальных р-п переходов обратный ток зачастую существенно превышает значение Is и заметно зависит от напряжения, что объясняется существованием ряда других составляющих, связанны.х с влиянием поверхности, различного рода дефектов, утечек и генерацией пар электрон - дырка внутри обедненного слоя.

Ввиду сильной температурной зависимости концентрации неосновных носителей по мере повышения температуры происходит практически экспоненциальное увеличение

тока насыщения и при достаточно высокой температуре он превалирует над остальными составляющими обратного тока. При этом теоретическое выражение вольт-амперной характеристики р-п перехода становится справедливым и для обратной ветви.

Пробой р-п перехода. Электрический пробой р-п перехода, состоящий в резком увеличении обратного тока при высоком обратном напряжении, происходит из-за эффекта лавинного умножения. Кинетическая энергия электрона, скатывающегося с потенциального барьера, возрастает по мере увеличения высоты этого барьера, в результате чего растет вероятность выбивания дополнительных электронов из атомов полупроводника, находящихся на пути быстрого электрона в районе р-п перехода. Такое умножение числа носителей приводит сначала к росту обратного тока, а при некотором критическом напряжении вызывает лавинное увеличение обратного тока. Нарастание обратного тока при лавинном умножении описывается коэффициентом лавинного умножения

М =-/ , (9-34)

где L/л - напряжение лавинного пробоя, m - показатель, зависящий от материала полупроводника и типа проводимости более высокоомной области (в случае кремния или германия п-типа т=3, а для германия р-типа т=5). Напряжение лавинного пробоя определяется главным образом удельным сопротивлением высокоомной области и приблизительно прямо пропорционально его величине. Это объясняется тем, что удельное сопротивление примесного полупроводника непосредственно связано с концентрацией примесей, а значит, и с концентрацией зарядов, создающих электрическое поле в обедненном слое.

Эффект лавинного умножения при соответствующем ограничении рассеиваемой мощности внешним сопротивлением не вызывает необратимых изменений в характеристиках р-п перехода и широко используется для стабилизации напряжения в кремниевых стабилитронах, в лавинных транзисторах, обладающих а>1, и других приборах.

Емкость р-п перехода. Наличие объемных зарядов и электрического поля в обедненном слое придает р-п переходу свойства электрической емкости. Эта емкость, называемая барьерной емкостью р-п перехода, используется в полупроводниковых конденсаторах - варикапах. Поскольку концентрация зарядов в обедненном слое предопределена концентрацией примесей, изменение потенциального барьера при вариации обратного напряжения происходит из-за изменения ширины этого слоя. Это равноценно изменению среднего расстояния между разноименными зарядами, находящимися по обе стороны от металлургической гра-

ницы р- и п-областей, и приводит к зависимости емкости р-п перехода от величины приложенного обратного напряжения.

В соответствии с различными законами распределения примесей на границе р- и ге-областей различают резкий переход (ступенчатый, или типа Шоттки, рис. 9-18, а) и плавный переход (рис. 9-18,6). Особыми технологическими приемами удается также изготовлять р-п переходы с обратным градиентом примеси (рис. 9-18, е), когда концентрация примеси в высокоомной области убывает по мере удаления от перехода. Дифференциальная емкость р-п перехода, характеризующая его емкостную реакцию на переменное напряжение, малое по сравнению с постоянным обратным напряжением смещения f/o, в общем случае выражается следующей зависимостью:

Ce = ~ = a{cp + Uor . (9-35) аи

где постоянная а пропорциональна площади р-п перехода, а п зависит от закона распределения примесей. Для резкого р-п перехода re=V2, для плавного п = Чз, а при обратном градиенте концентрации! примесей /г>/2 и в определенных областях обратных напряжений может достигать нескольких единиц.

Наряду с барьерной емкостью р-п переходу приписывают диффузионную емкость, которая имеет практическое значение главным образом при прямых напряжениях, когда она может во много раз превышать барьерную. При прохождении прямого тока через р-п переход основные носители, преодолевающие потенциальный барьер, становятся в другой области полупроводника неосновными неравновесными, и их движение здесь подчинено законам диффузии. В связи с рекомбинацией концентрация этих носителей по мере их диффузии в глубь полупроводника от границы р-п перехода убывает и глубина их проникновения имеет порядок диффузионной длины L. Этот процесс приводит как бы к накоплению неосновных носителей вблизи р-п перехода. Заряд накапливающихся неравновесных носителей пропорционален току через р-п переход, однако из-за сравнительно медленного характера диффузии и рекомбинации неравновесных носителей этот заряд не может мгновенно изменяться при изменениях тока. Его инерционность описывается временем жизни неосновных носителей т и обусловливает емкостный характер реакции р-п перехода на всякое изменение прямого тока. Это явление и описывают диффузионной емкостью р-п перехода, которая при достаточной протяженности обеих областей полупроводника, превышающих диффузионную длину, составляет на низких частотах

Сд = -(/р-Гр-Ь/ т ), (9-36)

где соответственно 1р и / -дырочная и электронная составляющие постоянного то-