ОСОБЕННОСТИ РЕАЛЬНЫХ р-n-ПЕРЕХОДОВ

В реальных диодах прямая и обратная ветви вольт-амперной характеристики отличаются от идеализированной формы. При прямом включении существенное влияние на ход вольт-амперной характеристики оказывает падение напряжения на сопротивлении базы диода, которое начинает проявляться уже при токах, превышающих 2-10 мА.

С учетом падения напряжения на базе диода уравнение прямой ветви вольт-амперной характеристики диода описывается уравнением

(1.21)

где - омическое сопротивление базы диода.

Прологарифмировав (1.21), найдем падение напряжения на диоде:

. (1.22)

Падение напряжения на диоде зависит от тока , протекающего через него, и имеет большее значение у диодов с малым током . Так как у кремниевых диодов тепловой ток мал, то падение напряжения на диоде в открытом состоянии у них значительно больше, чем у германиевых (рис. 1.11).

При увеличении температуры прямая ветвь характеристики становится более крутой из-за увеличения . Падение напряжения, соответствующее тому же значению прямого тока, при этом уменьшается, что оценивается с помощью температурного коэффициента напряжения (TKU):

(1.23)

TKU показывает, насколько должно измениться напряжение на р-п-переходе при изменении температуры на 1°С при токе I = const.

В идеальном p-n-переходе обратный ток [см. (1.20)] уже при сравнительно небольшом обратном напряжении не зависит от значения последнего. Однако при исследованиях реальных p-n-переходов наблюдается достаточно сильное увеличение обратного тока при увеличении приложенного напряжения, причем в кремниевых структурах обратный ток на 2—3 порядка превышает тепловой ток. Такое отличие экспериментальных данных от теоретических объясняется термогенерацией носителей заряда непосредственно в области р-n-перехода и существованием канальных токов и токов утечки.

Канальные токи обусловлены наличием поверхностных энергетических состояний, искривляющих энергетические зоны вблизи поверхности и приводящих к появлению инверсных слоев. Эти слои называют каналами, а токи, протекающие через переход между инверсным слоем и соседней областью, - канальными токами.

При практическом использовании диодов выделять составляющие, которые искажают идеализированную вольт-амперную характеристику, сложно и нецелесообразно. Поэтому у реальных диодов в качестве одного из основных параметров используют обратный ток , который измеряют при определенном значении обратного напряжения. У германиевых диодов , у кремниевых . Так как значения обратного тока у диодов изменяются в широких пределах (от экземпляра к экземпляру), в паспортных данных на каждый вид диода указывается его максимально допустимое значение.

Тепловой ток и остальные составляющие обратного тока сильно зависят от температуры. Для теплового тока справедлива зависимость

, (1.24)

где ; - тепловой ток при температуре ; a - постоянный коэффициент (для германия при T < 350 К, для кремния при Т < 400 К).

С помощью выражения (1.24) можно ориентировочно определять обратный ток при разных температурах р-n-перехода у германиевых диодов. В кремниевых диодах в диапазоне рабочих температур доля теплового тока в полном обратном токе невелика: . У них обратный ток в основном определяется генерационно-рекомбинационными явлениями в р-n-переходе.

Для инженерных расчетов обратного тока в зависимости от температуры окружающей среды можно пользоваться упрощенным выражением

(1.25)

где T* - приращение температуры, при котором обратный ток удваивается (Т* » 8-10°С для германия и Т* » 6-7°С для кремния).

В практике часто считают, что обратный ток германиевых диодов увеличивается в два раза, а кремниевых - в 2,5 раза при увеличении температуры на каждые 10° С. При этом фактическое изменение обратного тока обычно занижается. Так как обратный ток в кремниевых диодах на несколько порядков меньше, чем в германиевых, им часто пренебрегают.

Пробой p-n-перехода. Под пробоем р-n-перехода понимают значительное уменьшение обратного сопротивления, сопровождающееся возрастанием обратного тока при увеличении приложенного напряжения. Различают три вида пробоя: туннельный, лавинный и тепловой.

В основе туннельного пробоя лежит туннельный эффект, т. е. «просачивание» электронов сквозь потенциальный барьер, высота которого больше, чем энергия носителей заряда. Иными словами, туннельный пробой наступает тогда, когда напряженность электрического поля возрастает настолько, что становится возможным туннельный переход электронов из валентной зоны полупроводника с электропроводностью одного типа в зону проводимости полупроводника с электропроводностью другого типа (рис. 1.12, а). Туннельный пробой чаще всего возникает у полупроводниковых приборов, имеющих узкий р-n-переход и малое значение удельного сопротивления, причем напряженность электрического поля должна быть достаточно высокой (более 10⁵ В/см). При такой напряженности энергетические зоны искривляются настолько, что энергия электронов валентной зоны полупроводника р-типа становится такой же, как и энергия свободных электронов зоны проводимости полупроводника n-типа. В результате перехода электронов «по горизонтали» из области p в область n возникает туннельный ток. Начало туннельного пробоя оценивается по десятикратному превышению туннельного тока над обратным. При увеличении температуры напряжение, при котором возникает туннельный пробой, уменьшается. Вольт-амперная характеристика 2 туннельного пробоя представлена на рис. 1.12, б.

Лавинный пробой вызывается ударной ионизацией. Ударная ионизация происходит, когда напряженность электрического поля, вызванная обратным напряжением, достаточно велика и неосновные носители заряда, движущиеся через р-n-переход, ускоряются настолько, что при соударении с атомами в зоне р-n-перехода ионизируют их. В результате появляется пара электрон - дырка. Вновь появившиеся носители заряда ускоряются электрическим полем и в свою очередь могут вызвать ионизацию следующего атома и т. д. Если процесс ударной ионизации идет лавинообразно, то по тому же закону увеличиваются количество носителей заряда и обратный ток. При лавинной ионизации ток в цепи ограничен только внешним сопротивлением. Для количественной характеристики этого процесса используется коэффициент лавинного умножения , который показывает, во сколько раз ток, протекающий через р-n-переход, больше обратного тока:

.

Коэффициент можно определить из эмпирического выражения

, (1.26)

где - напряжение, при котором возникает лавинный пробой и для р-Si; и n-Gе, n = 5 для р-Gе и n-Si.

Лавинный пробой возникает в сравнительно высокоомных полупроводниках, имеющих достаточно большую ширину р-n-перехода. Напряжение лавинного пробоя зависит от температуры полупроводника и увеличивается с ее ростом из-за сокращения длины свободного пробега носителей заряда. При лавинном пробое падение напряжения на р-n-переходе остается постоянным (1 на рис. 1.12, б).

Тепловой пробой возникает в результате разогрева р-n-перехода, когда количество теплоты, выделяемой током в р-n-переходе, больше количества теплоты, отводимой от него. При разогреве р-n-перехода происходит интенсивная генерация электронно-дырочных пар и увеличение обратного тока через р-n-переход. Это, в свою очередь, приводит к дальнейшему увеличению температуры и обратного тока. В итоге ток через р-n-переход лавинообразно увеличивается и наступает тепловой пробой (3 на рис. 1.12,б).

Следует заметить, что один вид пробоя может наступать как следствие другого вида пробоя.

Емкости р-n-перехода. Наряду с электропроводностью, которой обладает р-n-переход, он имеет определенную емкость. Емкостные свойства обусловлены наличием по обе стороны от границы электрических зарядов, которые созданы ионами примесей, а также подвижными носителями заряда, находящимися вблизи границы р-n-перехода.

Емкость р-n-перехода подразделяют на две составляющие: барьерную емкость, отражающую перераспределение зарядов в р-n-переходе, и диффузионную емкость, отражающую перераспределение зарядов вблизи р-n-перехода. При прямом смещении перехода в основном проявляется диффузионная емкость. При обратном смещении (режим экстракции) заряды вблизи р-n-перехода (в базе) меняются мало и главную роль играет барьерная емкость.

Так как внешнее напряжение влияет на ширину р-n-перехода, значение пространственного заряда и концентрацию инжектированных носителей заряда, емкость р-п-перехода зависит от приложенного напряжения и его полярности.

Барьерная емкость обусловлена наличием в р-п-переходе ионов донорной и акцепторной примесей, которые образуют как бы две заряженные обкладки конденсатора. При изменении запирающего напряжения, например увеличении, ширина р-n-перехода увеличивается и часть подвижных носителей заряда (электронов в области n и дырок в области p) отсасывается электрическим полем от слоев, прилегающих к переходу. Перемещение этих носителей заряда вызывает в цепи ток

(1.27)

где - изменение заряда обедненного слоя р-n-перехода. Этот ток становится равным нулю по окончании переходного процесса изменения границ р-n-перехода.

Величину для резкого перехода можно определить из приближенного выражения

, (1.28)

где — толщина р-n-перехода при U= 0.

С увеличением приложенного обратного напряжения U барьерная емкость уменьшается из-за увеличения толщины перехода l (рис. 1.13, а). Зависимость называют вольт-фарадной характеристикой.

При подключении к р-n-переходу прямого напряжения барьерная емкость увеличивается вследствие уменьшения толщины перехода. Однако в этом случае приращение зарядов за счет инжекции играет большую роль и емкость р-n-перехода определяется в основном диффузионной составляющей емкости.

Диффузионная емкость отражает физический процесс изменения концентраций подвижных носителей заряда, накопленных в областях, прилегающих к переходу, вследствие изменения концентрации инжектированных носителей.

Влияние диффузионной емкости можно пояснить следующим примером. Пусть через р-n-переход протекает прямой ток, обусловленный инжекцией дырок в базовую область. В базе накоплен избыточный заряд неосновных носителей, пропорциональный этому току, и заряд основных носителей, обеспечивающий электронейтральность полупроводника. При быстром изменении полярности приложенного напряжения, инжектированные дырки не успевают рекомбинировать и под действием обратного напряжения переходят назад в область эмиттера. Основные носители заряда движутся в противоположную сторону и уходят по шине питания. При этом обратный ток сильно увеличивается. Постепенно избыточный заряд дырок в базе исчезает (рассасывается) за счет рекомбинации их с электронами и возвращения в р-область. Обратный ток уменьшается до статического значения (рис. 1.13, б) Переход p-n ведет себя подобно емкости, причем заряд диффузионной емкости прямо пропорционален прямому току, протекавшему ранее через р-n-переход.