Контактные явления в твердых телах, диоды

Ток термоэлектронной эмиссии.

Термодинамическая работа выхода в полупроводниках n и p типа.

Эффект поля, зонные диаграммы приповерхностной области полупроводника в равновесных условиях при эффекте поля.

Концентрация электронов и дырок в области пространственного заряда.

Дебаевская длина экранирования.

Контакт металл – полупроводник барьер Шоттки.

Образование и зонные диаграммы p-n – перехода.

Гетеропереходы.

Литература [1–9, 11–18, 23–25, 30–32, 34, 36].

Если энергия электрона E существенно больше, чем энергия Ферми F, то всегда будет определенное число электронов с этой энергией. Следовательно, существует отличная от нуля вероятность f, что в условиях термодинамического равновесия часть электронов в полупроводнике будет обладать энергией
E > 0, то есть они могут покидать поверхность полупроводника. Ток, обусловленный этими электронами, называется током термоэлектронной эмиссии. Таким образом, ток термоэлектронной эмиссии – это ток, обусловленный горячими равновесными электронами вследствие распределения энергии по степеням свободы. То есть из соотношения Ричардсона следует, что ток термоэлектронной эмиссии с поверхности полупроводника определяется только термодинамической работой выхода Ф и температурой Т.

Поскольку энергия Ферми отрицательна F < 0, то расстояние до уровня Ферми F, отсчитанное от уровня вакуума Е = 0, будет положительным. Обозначим его Ф и назовем термодинамической работой выхода: Φ = − F. Таким образом, термодинамическая работа выхода – это энергия Ферми с обратным знаком.

Из соотношения выражений термодинамических работ выхода для полупроводников n- и p -типа следует, что термодинамическая работа выхода из полупроводника p -типа всегда будет больше, чем из полупроводника n -типа, так как уровень Ферми в полупроводнике n -типа находится ближе к зоне проводимости, чем в полупроводнике p -типа. Следовательно, ток термоэлектронной эмиссии с полупроводника n -типа будет больше, чем с полупроводника p- типа.

Изменение концентрации свободных носителей в приповерхностной области полупроводника под действием внешнего электрического поля получило название эффекта поля. При наличии внешнего поля приповерхностная область в полупроводнике не будет электронейтральной. Заряд, возникший в этой области, обычно называется пространственным зарядом, а сама область – областью пространственного заряда (ОПЗ). Величина разности потенциалов между квазинейтральным объемом и произвольной точкой ОПЗ получила название электростатического потенциала ψ ₀. Значение электростатического потенциала на поверхности полупроводника называется поверхностным потенциаломи обозначается символом ψ_s.

В зависимости от направления и величины внешнего электрического поля, типа полупроводниковой подложки различают 4 различных состояния поверхности полупроводника: обогащение, обеднение, слабая инверсия и сильная инверсия.

Обогащение– состояние поверхности полупроводника, когда поверхностная концентрация основных носителей больше, чем концентрация основных носителей в нейтральном объеме: n -тип – n _s > n ₀, зоны изогнуты вниз ψ _s > 0; p -тип – p _s > p ₀, зоны изогнуты вверх ψ _s < 0.

Обеднение– состояние поверхности полупроводника, когда поверхностная концентрация неосновных носителей меньше, чем концентрация основных носителей в квазинейтральном объеме, но больше, чем поверхностная концентрация неосновных носителей: n -тип – p _s < n _s < n ₀, зоны изогнуты вверх
ψ _s < 0, 0 < [ ψ _s] < ψ ₀; p -тип – n _s < p _s < p ₀, зоны изогнуты вниз ψ _s > 0, 0 < [ ψ _s] < ψ ₀. Переход от состояния обогащения к состоянию обеднения происходит при значении поверхностного потенциала ψ _s = 0, получившего название потенциала «плоских» зон. При этом концентрации основных и неосновных носителей на поверхности и в объеме совпадают.

Слабая инверсия– состояние поверхности полупроводника, когда поверхностная концентрация неосновных носителей больше, чем поверхностная концентрация основных, но меньше, чем концентрация основных носителей в квазинейтральном объеме: n -тип – n _s < p _s < n ₀, зоны изогнуты вверх ψ _s < 0,
0 < [ ψ _s] < 2 ψ ₀; p -тип – p _s < n _s < p ₀, зоны изогнуты вниз ψ _s > 0, 0 < ψ _s < 2 ψ ₀. Переход от области обеднения к области слабой инверсии происходит при значении поверхностного потенциала ψ _s = ψ ₀, соответствующем состоянию поверхности с собственной проводимостью n_s = p _s = n _i.

Сильная инверсия– состояние поверхности полупроводника, когда поверхностная концентрация неосновных носителей больше, чем концентрация основных носителей в квазинейтральном объеме: n -тип – p _s > n ₀, зоны изогнуты вверх ψ _s < 0, [ ψ _s] > 2 ψ ₀; p -тип – n _s > p ₀, зоны изогнуты вниз ψ _s > 0, ψ _s > 2 ψ _0. Переход от области слабой инверсии к области сильной инверсии происходит при значении поверхностного потенциала ψ _s = 2 ψ ₀, получившего название «порогового» потенциала. При этом концентрация неосновных носителей на по­верх­ности равна концентрации основных носителей в объеме полупроводника.

Та область в ОПЗ, где суммарная концентрация свободных носителей электронов и дырок меньше, чем концентрация ионизованной примеси, называется областью обеднения. Область в ОПЗ, где концентрация свободных неосновных носителей больше, чем основных, получила название инверсионного канала.

Количественной характеристикой эффекта поля, характеризующей глубину проникновения поля в полупроводник, является дебаевская длина экранирования. По физическому смыслу дебаевская длина экранирования L _D соответствует среднему расстоянию, на которое проникает электрическое поле в полупроводник при малых уровнях возмущения. Критерий слабого полязаключается в том, что возмущение потенциальной энергии невелико по сравнению с теп­ловой энергией, то есть величина поверхностного потенциала ψ_s будет меньше kT / q.

При контакте металл – полупроводник n -типа выберем условие, чтобы термодинамическая работа выхода из полупроводника Ф _п/п была меньше, чем термодинамическая работа выхода из металла Ф _Ме. В этом случае ток термоэлектронной эмиссии с поверхности полупроводника j _п/п будет больше, чем ток термоэлектронной эмиссии с поверхности металла: Ф _Ме > Ф _п/п; j _Me < j _п/п. При контакте таких материалов в начальный момент времени ток из полупроводника в металл будет превышать обратный ток из металла в полупроводник и в приповерхностных областях полупроводника и металла будут накапливаться объемные заряды – отрицательные в металле и положительные в полупроводнике. В области контакта возникнет электрическое поле, в результате чего произойдет изгиб энергетических зон. Вследствие эффекта поля термодинамическая работа выхода на поверхности полупроводника возрастет. Этот процесс будет проходить до тех пор, пока в области контакта не выравняются токи термоэлектронной эмиссии и соответственно значения термодинамических работ выхода на поверхности. Вследствие эффекта поля возникает потенциальный барьер, высота которого равна разности термодинамических работ выхода:
ψ _к = Ф _Ме – Ф _п/п.

При изменении приложенного напряжения видно, что роль внешнего напряжения в барьере Шоттки сводится только к регулированию высоты потенциального барьера и величины электрического поля в ОПЗ полупроводника.

Вольт-амперная характеристика барьера Шоттки имеет ярко выраженный несимметричный вид. В области прямых смещений ток экспоненциально растёт с повышением приложенного напряжения. В области обратных смещений ток от напряжения не зависит. В обоих случаях, при прямом и обратном смещении, ток в барьере Шоттки обусловлен основными носителями – электронами. По этой причине диоды на основе барьера Шоттки являются быстродействующими приборами, поскольку в них отсутствуют рекомбинационные и диффузионные процессы. Несимметричность вольт-амперной характеристики барьера Шоттки – типичная для барьерных структур. Зависимость тока от напряжения в таких структурах обусловлена изменением числа носителей, принимающих участие в процессах зарядопереноса. Роль внешнего напряжения заключается в изменении числа электронов, переходящих из одной части барьерной структуры в другую.

Электронно-дырочным, или p - n – переходом, называют контакт двух полупроводников одного вида с различными типами проводимости (электронным и дырочным). Классическим примером p - n – перехода являются: nSi – pSi,
nGe – pGe.

Термодинамическая работа выхода в полупроводнике p -типа Ф _p всегда больше, чем термодинамическая работа выхода Ф _n в полупроводнике n -типа. При контакте полупроводников n - и p -типов, вследствие различного значения токов термоэлектронной эмиссии (из-за разных значений работы выхода), поток электронов из полупроводника n -типа в полупроводник p -типа будет больше. Электроны из полупроводника n -типа будут при переходе в полупроводник p -типа рекомбинировать с дырками. Вследствие несбалансированности токов в полупроводнике n -типа возникнет избыточный положительный заряд, а в полупроводнике p -типа – отрицательный. Положительный заряд обусловлен ионизованными донорами, отрицательный заряд – ионизованными акцепторами. Вследствие эффекта поля произойдет изгиб энергетических зон в полупроводниках n - и p -типов, причем в полупроводнике p -типа на поверхности термодинамическая работа выхода будет уменьшаться, а в полупроводнике n -типа на поверхности термодинамическая работа выхода будет увеличиваться. Условию термодинамического равновесия соответствуют равные значения токов термоэлектронной эмиссии с поверхности полупроводников p - и n -типов, а следовательно, и равные значения термодинамической работы выхода.

В равновесном состоянии в p-n – переходе существуют четыре компоненты тока – две диффузионные и две дрейфовые. Диффузионные компоненты тока обусловлены основными носителями, дрейфовые – неосновными. В условиях термодинамического равновесия (V _G = 0) суммарный ток в p-n – переходе равен нулю, при этом диффузионные и дрейфовые компоненты попарно уравновешивают друг друга: J _E + J _D = J _pE + J _nE + J _pD + J _nD = 0. При неравновесном состоянии если приложено прямое внешнее напряжение, то доминируют диффузионные компоненты, если приложено обратное напряжение, то доминируют дрейфовые компоненты.

Вольт-амперная характеристика идеального p-n – перехода имеет ярко выраженный несимметричный вид. В области прямых напряжений ток p-n – перехода диффузионный и экспоненциально возрастает с ростом приложенного напряжения. В области отрицательных напряжений ток p-n – перехода – дрейфовый и не зависит от приложенного напряжения.

Для p-n – перехода можно выделить два типа зарядов: заряд в области пространственного заряда ионизованных доноров и акцепторов Q _B и заряд инжектированных носителей в базу из эмиттера Q _p. При различных смещениях на
p-n – переходе при расчете емкости будет доминировать тот или иной заряд. В связи с этим для емкости p-n – перехода выделяют барьерную емкость C _B и диффузионную емкость C _D.

Зависимость барьерной емкости С _B от приложенного обратного напряжения V _G используется для приборной реализации. Полупроводниковый диод, реализующий эту зависимость, называется варикапом. Максимальное значение емкости варикап имеет при нулевом напряжении V _G. При увеличении обратного смещения емкость варикапа уменьшается.

Гетеропереходомназывают контакт двух полупроводников различного вида и разного типа проводимости, например, pGe – nGaAs. Отличие гетеропереходов от обычного p-n – перехода заключается в том, что в обычных p-n – переходах используется один и тот же вид полупроводника, например, pSi – nSi. Поскольку в гетеропереходах используются разные материалы, необходимо, чтобы у этих материалов с высокой точностью совпадали два параметра: температурный коэффициент расширения (ТКР) и постоянная решетки.

В процессе построения зонной диаграммы гетероперехода, из-за различных значений электронного сродства и ширины запрещенной зоны (т. к. используются различные полупроводники), при сращивании дна зоны проводимости E _C и сшивании вершины валентной зоны Е _V этих полупроводников на металлургической границе перехода на зонной диаграмме образуется “пичок” или “разрыв”, величины которых соответственно равны Δ E _C и Δ E _V.

Вольт-амперная характеристика гетероперехода схожа с ВАХ диода Шоттки. Для различных типов гетеропереходов экспоненциальная зависимость прямого тока от напряжения сохраняется, выражение для обратного тока модифицируется. Кроме того, для гетеропереходов легко реализовать одностороннюю инжекцию. Даже в случае одинакового уровня легирования в эмиттере и базе гетероперехода, поскольку в гетеропереходах один полупроводник может быть более широкозонный, чем другой, собственная концентрация в одном из них всегда будет много меньше, чем в другом, следовательно, весь инжекционный ток в гетеропереходе будет определяться либо электронной, либо дырочной компонентой.

Стабилитрономназывается полупроводниковый диод, вольтамперная характеристика которого имеет область резкой зависимости тока от напряжения на обратном участке вольтамперной характеристики.

При достижении обратного напряжения на стабилитроне, называемого напряжением стабилизации U _стаб, ток через стабилитрон резко возрастает. Дифференциальное сопротивление R _диф идеального стабилитрона на этом участке ВАХ стремится к 0, в реальных приборах величина R _диф составляет значение: 2÷50 Ом. Основное назначение стабилитрона – стабилизация напряжения на нагрузке, при изменяющемся напряжении во внешней цепи. В связи с этим последовательно со стабилитроном включают нагрузочное сопротивление, демпфирующее изменение внешнего напряжения. Поэтому стабилитрон называют также опорным диодом. Напряжение стабилизации U _стаб зависит от физического механизма, обусловливающего резкую зависимость тока от напряжения. Различают два физических механизма, ответственных за такую зависимость тока от напряжения, – лавинный и туннельный пробой p-n – перехода.

Квантово-механическое рассмотрение туннельных переходов для электронов показывает, что в том случае, когда геометрическая ширина потенциального барьера сравнима с дебройлевской длиной волны электрона, возможны туннельные переходы электронов между заполненными и свободными состояниями, отделенными потенциальным барьером. Такое туннелирование через потенциальный барьер электронов, не обладающих энергией для преодоления этого барьера, называется туннельным пробоем.

Если, двигаясь вдоль силовых линий электрического поля, электрон на расстоянии, равном длине свободного пробега λ, наберет энергию, равную либо большую, чем ширина запрещенной зоны, то, неупруго рассеиваясь, этот электрон может вызвать генерацию еще одной электронно-дырочной пары. Дополнительно нагенерированные свободные носители также будут участвовать в аналогичном процессе. Это явление лавинного размножения свободных носителей в условиях сильного электрического поля получило название лавинного пробоя.

Вопросы для самопроверки:

1. Что такое ток термоэлектронной эмиссии?

2. Что такое термодинамическая работа выхода?

3. Поясните в каком полупроводнике ток термоэлектронной эмиссии будет больше в n или p – типе.

4. Что такое эффект поля?

5. Что такое область пространственного заряда полупроводника?

6. Какие состояния приповерхностной области полупроводника бывают при наличии внешнего электрического поля?

7. Какие типы контактов бывают при контакте металла с полупроводником?

8. Образование диода Шоттки.

9. Вольтамперная характеристика диода Шоттки.

10. Распределение поля и потенциала в диоде Шоттки.

11. Образование p-n – перехода.

12. Вольтамперная характеристика p-n – перехода.

13. Распределение поля и потенциала в p-n – переходе.

14. Какие комбинации полупроводников возможны при создании гетероперехода?

15. Вольтамперная характеристика гетероперехода.

16. Распределение поля и потенциала в гетеропереходе.

17. Емкость p-n – перехода.

18. Варикап.

19. В чем отличие вольтамперной характеристики реального и идеального диода на основе p-n – перехода.

20. Виды пробоя p-n – перехода.

21. Стабилитрон.

Дата добавления: 2015-05-07