Электронно-дырочный переход

Электронно-дырочный переход (p-n-переход) находится на границе между двумя областями полупроводника, одна из которых имеет электронную (n), а другая – дырочную (p) электрические проводимости, то есть соответственно n- или p-области. Однако его нельзя создать простым соприкосновением полупроводниковых пластин n- или p-типов, так как при этом неизбежен промежуточный слой воздуха, оксидов или поверхностных загрязнений. Переход создается в кристалле полупроводника с помощью технологических процессов (например, сплавления, диффузии), в результате которых граница раздела между областями p- и n-типов находится внутри полупроводникового монокристалла.

Различают симметричные и несимметричные p-n-переходы. В симметричных переходах концентрация электронов в полупроводнике n-типа n_n и концентрация дырок в полупроводнике p-типа p_p равны, то есть n_n = p_n. Другими словами, концентрации основных носителей зарядов по обе стороны симметричного p-n-перехода, равны. На практике используются, как правило, несимметричные переходы, в которых концентрация, например, электронов в полупроводнике n-типа больше концентрации дырок в полупроводнике p-типа, то есть n_n > p_p, при этом различие в концентрациях может составлять 100 - 1000 раз. Низкоомная область, сильно легированная примесями (например, n-область в случае n_n > p_p), называется эмиттером; высокоомная, слаболегированная (p-область в случае перехода n_n > p_p), - базой. Для случая, когда концентрации электронов в полупроводнике n-типа больше концентрации электронов в полупроводнике n-типа, то есть p_p > n_n, эмиттером будет p-область, а базой ‑ n-область.

В зависимости от характера примесей, обеспечивающих требуемый тип электропроводности в областях, различают два типа переходов: резкий (ступенчатый) и плавный (линейный). В резком переходе концентрация примесей на границе раздела областей изменится на расстоянии, соизмеримом с диффузионной длиной, в плавном – на расстоянии, значительно большем диффузионной длины. Лучшим выпрямительными (вентильными) свойствами обладают резкие p-n-переходы. Резкий p-n-переход образуется при сплавлении, плавный – получается методом диффузии или методом выращивания из расплава.

В зависимости от площади p-n-переходы разделяются на точечные и плоскостные. Плоскостные переходы в зависимости от метода их изготовления бывают сплавными, диффузионными, эпитаксиальными и т.п.

Точечныеp-n-переходы образуются точечно-контактным способом. Например, к пластине германия, напаянной с помощью олова на кристаллодержатель, подводят и прижимают заостренную иглу из бериллиевой бронзы (рис. 1.1). Диаметр острия порядка 20 – 50 мкм. В месте соприкосновения иглы с полупроводником образуется выпрямляющий переход. Для улучшения его свойств через контакт иглы с германием пропускают мощные короткие импульсы тока, при этом конец иглы сплавляется с полупроводником, обеспечивая стабильность и механическую прочность контакта. Одновременно при повышенной температуре медь диффундирует внутрь германия, образуя под контактной иглой полусферическую область p-типа, так как медь в германии является акцепторной примесью. Для увеличения концентрации акцепторной примеси в p-области зачастую на конец иглы перед прижатием наносят индий или алюминий.

Таким образом, p-n-переход образуется в результате диффузии примеси из иглы и возникновения под иглой p-области в германии n-типа. Точечные диоды имеют очень маленькую емкость, так как площадь p-n-перехода небольшая, поэтому их используют главным образом при изготовлении диодов высокой и сверхвысокой частоты.

Рис. 1.1. Структура точечного p-n-перехода

Плоскостных p-n-переходы, у которых линейные размеры перехода, определяющие его площадь, значительно больше толщины, получают методами сплавления, диффузии, эпитаксии, ионной имплантации.

Сплавные переходы получают вплавлением примеси в монокристалл полупроводника. Например, небольшая таблетка алюминия помещается на поверхность пластины кремния п-типа, имеющего ориентацию <111>. Затем пластину с таблеткой нагревают до температуры несколько ниже температуры плавления алюминия, но достаточной для образования эвтектики Al – Si (приблизительно 580 ^oС), в результате чего образуется небольшая область расплава Al – Si. При остывании на границе расплава кристаллизуется тонкий слой кремния, сильно легированный алюминием, т.е. слой с проводимостью p-типа (р⁺) на кристалле n-типа (рис. 1.2).

Рис. 1.2. Схема изготовления сплавного перехода

Верхняя часть алюминиевой таблетки используется в качестве омического контакта к области p-типа. На обратную поверхность кристалла напыляют сплав золото-сурьма, содержащий около 0,1 % сурьмы, и вплавляют его при температуре около 400 °С для создания невыпрямляющего омического контакта с кремнием n-типа.

Сплавные p-n-переходы получаются несимметричными, т.е. р_р >> n_n, поэтому у такого диода дырочная составляющая тока диффузии значительно больше электронной составляющей:

. (1.1)

Сплавные резкие переходы имеют значительно большую площадь, чем точечные, соответственно их емкость много больше.

При изготовлении плоскостного диффузионного перехода применяют различные методы, в основе каждого из них – диффузия примесного вещества (донорного или акцепторного) в исходную полупроводниковую пластину p-или n-типа (соответственно) при больших температурах (более 1000 ^oС). При этом концентрация введенной в поверхностный слой примеси уменьшается с глубиной, поэтому p-n-переход получается плавным. Глубина диффузии примеси в кристалле зависит от температуры и времени проведения диффузии, поэтому ее легко контролировать.

С целью получения меньшего разброса параметров при изготовлении диодов в едином технологическом цикле методом дополнительного травления уменьшают площадь диффузионной области, т. е. создают так называемый меза-переход (в переводе с испанского выступ, столик) (рис. 1.3, а).

Рис. 1.3. Основные диффузионные методы изготовления

p-n-переходов: а - диффузионный меза-переход;

б - диффузионный планарный переход;

в - диффузионный планарный переход

на эпитаксиальной подложке

Планарные переходы получили свое название потому, что p-n-переходы диодных структур (также это относится и к транзисторным структурам) и контакты ко всем областям расположены на одной плоскости полупроводникового кристалла. Схематично последовательность операций при получении планарных переходов показана на рис. 1.3, б. Нагревая пластину кремния в потоке кислорода, получают на ее поверхности слой диоксида кремния необходимой толщины (обычно в пределах 0,5 – 1,2 мкм).

Затем методом фотолитографии селективно удаляют оксидный слой и в свободные от SiO₂ «окна» проводят диффузию примеси (например, атомов бора), получают p-n-переход. Применяя вновь метод фотолитографии, травлением удаляют SiO₂ с участков кремния n- и p-типов для создания омических контактов к этим областям методом напыления алюминия.

Эпитаксиальные структуры обычно используется в планарной технологии для уменьшения последовательного сопротивления. На поверхности сильно легированного низкоомного кремния выращивается слабо легированный высокоомный эпитаксиальный слой. И далее технология получения диффузионного перехода (рис. 1.3, в) аналогична предыдущему методу.

Методом эпитаксии можно получить плоскостный переход непосредственно без использования процесса диффузии. На полупроводниковую пластину кремния p-типа наращивают кристаллический слой, называемый эпитаксиальным с донорной примесью, в результате чего получают резкий p-n-переход. Наращивание эпитаксиального слоя проводится из паровой фазы на поверхность монокристаллического полупроводника, при этом кристаллографическая решетка эпитаксиальной пленки продолжает ориентацию решетки исходной пластины – подложки.

На рис. 1.4 условно показан кристалл, одна часть объема которого имеет дырочную электропроводность, а другая – электронную. До установления термодинамического равновесия между p- и n-областями и в отсутствии внешнего электрического поля в таком переходе протекают следующие физические процессы.

Рис. 1.4. Идеальный плоскостной p-n-переход: а - отдельные p- и n-полупроводники; б - схематическое изображение

идеального плоскостного p-n-перехода; в - распределение плотности объемных зарядов; г - распределение потенциала; д- распределение электронов проводимости и дырок;

+, – - ионы; «+», «–» - дырки и электроны

Поскольку концентрация дырок в p-области гораздо выше их концентрации в n-области, то дырки из p-области диффундируют в n-область. Однако, как только дырки попадают в n-область, они начинают рекомбинировать с электронами, основными носителями зарядов в n-области и их концентрация по мере углубления быстро убывает. Аналогично электроны из n-области диффундируют в p-область. Если бы дырки и электроны являлись нейтральными частицами, то их взаимная диффузия привела бы к полному выравниванию концентрации дырок и электронов по всему объему кристалла, p-n-переход, как таковой, отсутствовал бы.

Встречная диффузия подвижных носителей заряда приводит к появлению в n-области нескомпенсированных положительных зарядов ионов донорной примеси, а в p-области – отрицательных зарядов ионов акцепторной примеси, связанной с кристаллической решеткой полупроводника (рис. 1.4, б).

Распределение объемной плотности указанных зарядов ρ_об показано на рис. 1.4, в. Таким образом, на границе областей образуются два слоя зарядов, равных по величине, но противоположных по знаку. Образовавшаяся область пространственных зарядов (ОПЗ) и представляет собой p-n-переход. Его ширина обычно равна d_p-n = 10^-3 - 10^{-4 мм. Объемные (пространственные) заряды в переходе образуют электрическое поле, направленное от положительно заряженных доноров к отрицательно заряженным акцепторам, то есть от} n-области к p-области. Между p- и n-областями устанавливается разность потенциалов U_K, зависящая от материала и уровня легирования. Например, U_K для германиевых p-n-переходов составляет (0,3 - 0,4) В, а для кремниевых (0,7 - 0,8) В.

Так как электрическое поле неподвижных зарядов p-n-перехода при термодинамическом равновесном состоянии препятствует диффузии основных носителей заряда в соседнюю область, то считают, что между p- и n-областями устанавливается потенциальный барьер, φ_о, распределение потенциала которого вдоль структуры p-n-перехода показано на рис. 1.4, г.

Основные носители заряда при встречной диффузии рекомбинируют в приконтактных областях p-n-перехода, что приводит к образованию в этом месте обедненного подвижными носителями заряда слоя, который обладает малой удельной проводимостью (как беспримесный или собственный полупроводник) и поэтому называется обедненным или запирающим слоем х₃ (рис. 1.4, д).

Пусть источник внешнего напряжения подключен положительным полюсом к полупроводнику р-типа (рис. 1.5, а). Такое напряжение, у которого полярность совпадает с полярностью основных носителей, называется прямым.

Рис.1.5. Электронно-дырочный переход

при прямом напряжении

Действие прямого напряжения и_пр, вызывающее прямой ток i_пр через переход, поясняется потенциальной диаграммой на рис. 1.5, б. (На этом и следующих рисунках потенциальная диаграмма изображена упрощенно. Для рассмотрения р-п-перехода процессы в остальных частях цепи не представляют интереса. Поэтому на диаграммах не показано изменение потенциала вдоль п- и р-областей, т. е. их сопротивление принято равным нулю. Не показано также изменение потенциала в контактах областей п и р с электродами, к которым присоединены провода от источника напряжения.)

Электрическое поле, создаваемое в р-п-переходе прямым напряжением, действует навстречу полю контактной разности потенциалов. Это показано на рисунке векторами Е_к и Е_пр. Результирующее поле становится слабее, и разность потенциалов в переходе уменьшается, т. е. высота потенциального барьера понижается, возрастает диффузионный ток, так как большее число носителей может преодолеть пониженный барьер. Ток дрейфа при этом почти не изменяется, так как он зависит главным образом от числа неосновных носителей, попадающих за счет своих тепловых скоростей на р-п-переход из п- и р-областей. Если пренебречь падением напряжения на сопротивлении областей п и р, то напряжение на переходе можно считать равным и_к - и_пр. Для сравнения на рис. 1.5, б штриховой линией приведена потенциальная диаграмма при отсутствии внешнего напряжения.

Как известно, в этом случае токи i_диф и i_др равны и компенсируют друг друга. При прямом напряжении i_диф > i_др и поэтому полный ток через переход, т. е. прямой ток, уже не равен нулю:

i_пр = i_диф - i_др > 0 (1.2)

Если барьер значительно понижен, то i_диф >> i_дри можно считать, что i_пр @ i_диф, т.е. прямой ток в переходе является чисто диффузионным.

Введение носителей заряда через пониженный под действием прямого напряжения потенциальный барьер в область, где эти носители являются неосновными, называется инжекцией носителей заряда. Слово «инжекция» означает «введение, впрыскивание». Применение термина «инжекция» необходимо для того, чтобы отличать данное явление от электронной эмиссии, в результате которой получаются свободные электроны в вакууме или разреженном газе. Область полупроводникового прибора, из которой инжектируются носители, называется эмиттерной областьюили эмиттером. А область, в которую инжектируются неосновные для этой области носители заряда, называется базовой областьюили базой. Таким образом, если рассматривать инжекцию электронов, то п-область является эмиттером, а р-область - базой. Для инжекции дырок, наоборот, эмиттером служит р-область, а базой - п-область.

Обычно концентрация примесей, а следовательно, и основных носителей в п- и р-областях весьма различна. Поэтому инжекция электронов из области с более высокой концентрацией основных носителей преобладает. Соответственно этому области и называют «эмиттер» и «база». Например, если п_п >> р_р,то инжекция электронов из п-области в р-область значительно превосходит инжекцию дырок в обратном направлении. В данном случае эмиттером считают п-область, а базой - р-область, так как инжекцией дырок можно пренебречь.

При прямом напряжении не только понижается потенциальный барьер, но также уменьшается толщина запирающего слоя (d_np < d) и его сопротивление в прямом направлении становится малым (единицы — десятки Ом).

Поскольку высота барьера и_к при отсутствии внешнего напряжения составляет несколько десятых долей вольта, то для значительного понижения барьера и существенного уменьшения сопротивления запирающего слоя достаточно подвести к р-п-переходу такое же прямое напряжение (десятые доли вольта). Поэтому большой прямой ток можно получить при очень небольшом прямом напряжении.

Очевидно, что при некотором прямом напряжении можно вообще уничтожить потенциальный барьер в р-п-переходе. Тогда сопротивление перехода, т. е. запирающего слоя, станет близким к нулю и им можно будет пренебречь. Прямой ток в этом случае возрастет и будет зависеть только от сопротивления п- и р-области. Теперь уже этими сопротивлениями пренебрегать нельзя, так как именно они остаются в цепи и определяют силу тока. Поясним это числовым примером. Пусть в некотором диоде при прямом напряжении, близком к нулю, сопротивление запирающего слоя равно 200 Ом, а сопротивление п- и р-областей — по 5 Ом. Ясно, что в этом случае полное сопротивление диода составляет 200 + 2 × 5 = 210 Ом, т. е. примерно равно сопротивлению самого р-п-перехода (200 Ом). А если при некотором прямом напряжении барьер исчезает и сопротивление перехода становится 0,5 Ом, то полное сопротивление, равное теперь 0,5 + 2×5 = 10,5 Ом, можно приближенно считать состоящим только из двух сопротивлений по 5 Ом, т. е. допустимо пренебречь сопротивлением перехода.

Рассмотрим еще характер прямого тока в разных частях цепи (рис. 1.5, а). Электроны из п-области движутся через переход в р-область, а навстречу им из р-области в п-область перемещаются дырки, т. е. через переход протекают два тока: электронный и дырочный. Во внешних проводниках, конечно, движутся только электроны. Они перемещаются в направлении от минуса источника к п-области и компенсируют убыль электронов, диффундирующих через переход в р-область. А из р-области электроны уходят по направлению к плюсу источника, и тогда в этой области образуются новые дырки. Такой процесс происходит непрерывно, и, следовательно, непрерывно протекает прямой ток.

У левого края п-области электронный ток имеет наибольшее значение. По мере приближения к переходу этот ток уменьшается, так как все большее число электронов рекомбинирует с дырками, движущимися через переход навстречу электронам, а дырочный ток i_Р, наоборот, увеличивается. Полный прямой ток i_пр в любом сечении, конечно, один и тот же:

i_пр = i_n + i_р = const. (1.3)

Это следует из основного закона последовательной электрической цепи: во всех частях такой цепи ток всегда одинаков.

Так как толщина перехода очень мала, и он обеднен носителями, то в нем рекомбинирует мало носителей и ток здесь не изменяется. А далее электроны, инжектированные в р-область, рекомбинируют с дырками. Поэтому по мере удаления от перехода вправо в р-области ток i_n продолжает уменьшаться, а ток i_p увеличивается. У правого края р-области ток i_n наименьший, а ток i_p наибольший. На рис. 1.6 показано изменение этих токов вдоль оси х для случая, когда ток i_n преобладает над током i_p, вследствие того что п_п > р_п и подвижность электронов больше подвижности дырок. Конечно, при прямом напряжении кроме диффузионного тока есть еще ток дрейфа, вызванный движением неосновных носителей. Но если он очень мал, то его можно не принимать во внимание.

Рис. 1.6. Распределение электронного и дырочного тока в р-п-переходе

Пусть источник внешнего напряжения подключен положительным полюсом к области п, а отрицательным — к области р (рис. 1.7, а). Под действием такого обратного напряжения и_обр через переход протекает очень небольшой обратный ток i_o6p, что объясняется следующим образом. Поле, создаваемое обратным напряжением, складывается с полем контактной разности потенциалов. На рис. 1.7, а это показывают одинаковые направления векторов Е_к и Е_обр. Результирующее поле усиливается, и высота потенциального барьера теперь равна и_к + и_обр (рис. 1.7, б). Уже при небольшом повышении барьера диффузионное перемещение основных носителей через переход прекращается, т.е. i_диф= 0, т. к. собственные скорости носителей недостаточны для преодоления барьера. А ток проводимости остается почти неизменным, поскольку он определяется главным образом числом неосновных носителей, попадающих на р-п-переход из п- и р-областей.

Рис. 1.7. Электронно-дырочный переход

при обратном напряжении

Выведение неосновных носителей через р-п-переход ускоряющим электрическим полем, созданным обратным напряжением, называют экстракцией носителей заряда(слово «экстракция» означает «выдергивание, извлечение»).

Таким образом, обратный ток i_o6p представляет собой ток проводимости, вызванный перемещением неосновных носителей. Обратный ток получается очень небольшим, так как неосновных носителей мало и, кроме того, сопротивление запирающего слоя при обратном напряжении очень велико. Действительно, при повышении обратного напряжения поле в месте перехода становится сильнее и под действием этого поля больше основных носителей «выталкивается» из пограничных слоев в глубь п- и р-областей. Поэтому с увеличением обратного напряжения увеличивается не только высота потенциального барьера, но и толщина запирающего слоя (d_o6p > d). Этот слой еще сильнее обедняется носителями, и его сопротивление значительно возрастает, т. е. R_обр >> R_np.

Уже при сравнительно небольшом обратном напряжении обратный ток становится практически постоянным. Это объясняется тем, что число неосновных носителей ограничено. С повышением температуры концентрация их возрастает, и обратный ток увеличивается, а обратное сопротивление уменьшается.

Рассмотрим подробнее, как устанавливается обратный ток при включении обратного напряжения. Сначала возникает переходный процесс, связанный с движением основных носителей. Электроны в n-области движутся по направлению к положительному полюсу источника, т. е. удаляются от p-n-перехода. А в р-области, удаляясь от p-n-перехода, движутся дырки. У отрицательного электрода они рекомбинируют с электронами, которые приходят из проводника, соединяющего этот электрод с отрицательным полюсом источника.

Поскольку из n-области уходят электроны, она заряжается положительно, так как в ней остаются положительно заряженные атомы донорной примеси. Подобно этому р-область заряжается отрицательно, так как ее дырки заполняются приходящими электронами и в ней остаются отрицательно заряженные атомы акцепторной примеси.

Рассмотренное движение основных носителей в противоположные стороны продолжается лишь малый промежуток времени. Такой кратковременный ток подобен зарядному току конденсатора. По обе стороны p-n-перехода возникают два разноименных объемных заряда, и вся система становится аналогичной заряженному конденсатору с диэлектриком, в котором имеется значительный ток утечки (его роль играет обратный ток). Но ток утечки конденсатора в соответствии с законом Ома пропорционален приложенному напряжению, а обратный ток p-n-перехода сравнительно мало зависит от напряжения.