Генерация носителей заряда в переходе при обратном смещении

Число носителей, генерируемых в единице объема, в единицу

Ч^Мени, называется скоростью генерации: У_Сг =, где т - время

т '

^Жизни а обедненном слое. Умножая эту величину на объем обеднен- ^{Ного сл}«я -/([/)]. получаем полное число носителей, генерируемых

в р-н-переходе за единицу времени. Все они выносятся полем и-$ обедненного слоя, поэтому ток генерации:

l_G=q-(6.37)

Следовательно, обратный ток реального р-я-перехода больше, чем идеализированного и равен сумме: /_п + /₀.

Ток генерации увеличивается при увеличении обратного напря­жения, так как толщина перехода - увеличивается (6.18).

Доля тока генерации в полном обратном токе тем больше, чем больше ширина запрещенной зоны и ниже температура.

В кремниевых переходах ток генерации является главным ком­понентом обратного тока при комнатной температуре: — = 1000. С

h

повышением температуры /₀ > 1_а, так как тепловой ток растет быст­рее. В германиевых переходах — < 0.1.

'о

Ток утечки. Реальные р-и-переходы имеют участки, выходящие на поверхность полупроводникового кристалла. Вследствие поверх­ностных энергетических уровней и поверхностных зарядов, а также молекулярных и ионных пленок (молекулы оксида основного полу­проводника, молекулы воды, газов, ионов водорода и др.) на поверх­ности могут образоваться шунтирующие проводящие каналы, по ко­торым протекает ток утечки.

- и

Рис б. 19. Обратные токи в переходе

Вследствие: 1) поверхностных энергетических уровней и по­верхностных зарядов; 2) молекулярных и ионных пленок (молекулы оксида основного полупроводника, молекулы воды, газов, ионов во­дорода и др.) на поверхности могут образоваться шунтирующие про­водящие каналы, по которым протекает ток утечки.

Ток утечки увеличивается пропорционально обратному напря-:^ению. и при достаточно большом значении напряжения ток утечки ||оясет превысить ток генерации (рис. 6.19).

Для тока утечки характерна слабая зависимость от температу ры. В Si полупроводниковых приборах и ИС поверхность кристалла по­крывается защитным слоем оксида кремния, и ток утечки пренебре­жимо мал.

6.6. Пробойные явления в />-/|-переходе

Резкое увеличение дифференциальной проводимости ^-перехода при достижении обратным напряжением некоторой, критической величины, называется пробоем перехода. 11ри этом ток через />-я-переход резко возрастает при практически неизменном на­пряжении.

В зависимости от физических явлений, приводящих к пробою перехода, различают туннельный, лавинный и тепловой пробои.

6.6.1. Туннельный эффект а р-н-переходах. В р-и-переходах, полученных путем контакта высоколегированных р- и «-областей, концентрация примесных атомов в которых достигает Ю¹⁸ -10²V«^_1 (концентрация основных носителей много больше эффективной плотности состояний в разрешенных зонах), возникают новые физи­ческие явления.

При таких концентрациях ширина потенциального барьера

(6.13) /₀ = Г^Е°^К _J_ ₊ _L становится сравнимой с длиной

) Ч N_f})

волны де Бройля, которая при Г=300 К примерно равна 10"⁸.w.

Уменьшение ширины барьера приводит к увеличению напря­женности электрического поля ft нем и увеличению вероашости тун­нельных переходов электронов и дырок через потенциальный барьер.

Сущность туннельного эффекта заключается в том, что части­ца, имеющая кинетическую энергию меньшую, чем высота потенци­ального барьера, может при определенных условиях преодолеть его б®³ потери энергии, если по обе стороны барьера имеются одинако- ^ВЫе энергетические уровни. Туннельный эффект - это явление кван- ^Тов°й природы; он интерпретируется на основе принципа неопреде­ленности Гейзенберга: величины, характеризующие физическую сис- ^ТемУ' ^не могут одновременно принимать точные значения: Ах- ApZh, где Ах - неопределенность значения координаты. Ар - неопредел^,

. h

ность значения импульса, ft = — - редуцированная постоянная

2тс

Планка. Чем меньше неопределенность Ах, тем больше неопределен­ность Ар. Вследствие соотношения неопределенное гей фиксация микрочастицы в пространственной области внутри барьера делае^ неопределенным ее импульс. I [оэтому имеется отличная от нуля ве­роятность обнаружения микрочастицы внутри запрещенной зоны Соответственно, появляется вероятность прохождения (туннелирова- ния) частицы через потенциальный барьер. Эта вероятность rev больше, чем меньше эффективная масса, чем уже потенциальный барьер и чем меньше разность между высотой потенциального барье­ра и энергией частицы.

Для проявления туннельного эффекта в р-«-переходе необходи- мо выполнение двух основных условий: 1) область объемною зарялг должна быть очень узкой (d «1,5-1СГ⁸.«); 2) р- и «-области должнь: быть вырожденными, т.е. уровень Ферми будет находиться в разре­шенных зонах р* - и -полупроводников (выше дна зоны проводи­мости в п- области и ниже потолка валентной зоны в р-области),

Рассмотрим энергетическую диаграмму /?-«-персхода, образо­ванного вырожденными р и п областями (рис. 6.20). Вследствие вы­рождения различные энергетические зоны (зона проводимости и ва­лентная зона) по обе стороны от ^-«-перехода содержат одинаковые энергетические уровни. В полупроводнике «⁺-типа все состояния t зоне проводимости вплоть до уровня Ферми заняты электронами, а ь полупроводнике р' -типа - дырками.

В очень узких переходах имеется вероятность того, что элек­трон, движущийся в направлении потенциального барьера, преодоле­ет его и перейдет в область противоположной электропроводности, оказавшись в другой энергетической зоне, но на уровне с той же энергией.

Туннельный ток, проходящий через /?~«-переход, пропорциона­лен произведению плотности заполненных энергетических уровней одной стороны барьера, где электроны начинают движение, на плот­ность свободных энергетических уровней с противоположной сюр⁰' ны.

В состоянии термодинамического равновесия зона проводим^0- сти «-области и валентная зона /^-области перекрываются между ^с°'

по энергии на величину, называемую интервалом туннелирова- _: ДЕ_т = Е_Ур - Е₍-„, Афу ~ц>_Ур -Ф_г„ в котором по обе стороны рас-

иожены разрешенные уровни (рис. 6.20, а). Туннельные переходы ложны для электронов, энергия которых соответствует интервалу яелирования.

F.f

Kt

V2> UI>(i Р⁺

Л?(/

Рис 6.20. Энергетические диаграммы туннельного эффекта при различных напряжениях

Поэтому электроны из «-области (зона проводимости) могут ^Мелировать сквозь узкий переход в р-область (валентная зона) на ^®^одные энергетические уровни, а электроны из валентной зоны ласти в зону проводимости «-области на свободные энергетиче-

скис уровни. Такие переходы равновероятны в обоих направлениях Следовательно, в условиях термодинамического равновесия резуль- тирующий туннельный ток, определяемый разностью двух против положно направленных потоков электронов, равен нулю (рис. 6.21 точка А).

Приложим к /-«-переходу обратное смещение fU<0). В этом случае уровни Ферми смешаются относительно друг друга^-, знергетм. ческие уровни п -области снижаются относительно /(-области (рис. 6.20, б).

Поток электронов из р-области в «-область резко возрастает, так как увеличивается количество заполненных уровней в валентной зоне полупроводника /-типа, против которых при той же энергии распо­ложены свободные уровни в зоне проводимости n-области. Поток электронов в обратном направлении при этом уменьшается.

Туннельные переходы возможны для электронов, энергия кото­рых соответствует интервалу туннелирования АЕ_Г, в котором по обе стороны расположены разрешенные уровни. Электроны туннелиру- ют, проходя иод энергетическим барьером треугольной формы: энер­гия электронов при этом не меняется.

(6.38.)

Ширина барьера d меньше толщины перехода /:

d<l\ d->

причем с ростом обратного напряжения U_OKP толщина барьера уменьшается, что увеличивает вероятность туннелирования и приво­дит к резкому увеличению туннельного тока (рис. 6.21 точка В).

ВАХ /"-«-перехода с туннельным эффектом приведена на рис. 6.21. При небольших положительных напряжениях (рис. 6.20. в) возрастает количество электронов, туннелирующих из «-области в /-область (по стрелке) при одновременном снижении встречного по­тока (рис. 6.21 точка С). В этом нетрудно убедиться, сравнивая кон­центрации заполненных и свободных энергетических состояний но обеим сторонам перехода. С увеличением положительного напряже­ния, ток возрастает и достигает максимума (рис. 6.21 точка D), когда уровни Ферми в каждой из областей совпадают' с краями соответст­вующих разрешенных зон.

При дальнейшем увеличении положительного напряжения, ток начинает убывать, так как степень перекрытия энергетических зон по обе стороны перехода сокращается (рис. 6.21 точка Е). Это приводит

•еньшению интенсивности туннельных переходов из одной облас-. другую. Когда перекрытие энергетических зон полностью исче- туннельный ток становится равным нулю (рис. 6.21 точка А).

UnOp.

№

1о6р

U г ---------------» и

№

Рис. 6.21. Характеристики туннельного эффекта: ЯГ-вольт-амперная характеристика; б - зависимость напряжения пробоя от температуры

в

Ж Однако при этом появляется заметный диффузионный ток ды­рок из р-области в «-область и электронов в противоположном на­бавлении (ток инжекции), что обусловлено уменьшением высоты потенциального барьера за счет большого положительного смещения (рис. 6.20, г) и способностью носителей преодолеть пониженный барьер (явление инжекции). Ток будет увеличиваться как в обычном /Mi-переходе (рис. 6.21 точка 6')-

V

Вероятность туннелирования определяется напряженностью по­та в переходе и шириной запрещенной зоны. Напряженность поля в свою очередь зависит как от величины обратного напряжения, так и концентрации примесей. На практике напряжение туннельного (Зенеровского) пробоя °вределяется по полуэмпирической формуле:

N_a ⁺ N,

Начато пробоя определяется по десятикратному превышении) величины теплового тока (в Ое р-н-переходах туннельный пробор

В -В

возникает при Е =s 2 • ] О⁵ —, а в кремниевых при Е «4 • КГ •).

см см

Туннельный эффект проявляется только при высоких коп цен, трациях примесей (N > 10'⁸ си^-3), а напряжение пробоя составляв: U_/cnet =0*55. Поскольку при увеличении температуры ширина за­прещенной зоны уменьшается (см. 3.2), то вероятность туннслирова- ния увеличивается, что ведет к уменьшению напряжения туннельною пробоя (рис. 6.2L б).

Поэтому температурный коэффициент напряжения (ТКН) 1\ц- нелыюго пробоя - отрицательный.

6.2.2. Ударная ионизация. В сильном электрическом ноле на­пряженностью Е > 10³ В 1см электроны (или дырки), разогнавшись, приобретают энергию достаточную для ионизации вещества. В ре­зультате разрыва связи ионизирующим носителем в зоне проводимо­сти появляется новый электрон, в вапентной зоне - дырка, а ионизи­рующий носитель должен остаться в свободном состоянии.

В результате ударной ионизации возникает пара свободных но­сителей заряда (электрон и дырка), которые также могут набирать энергию, достаточную для ионизации (-1,5 ДЕ₃). и создавать новые электронно-дырочные пары. С ростом напряженности электрического поля интенсивность ударной ионизации сильно увеличивается, и процесс размножения электронно-дырочных пар приобретает лавин­ный характер, а ток перехода неограниченно возрастает. Напряжение, при котором это происходит, называется напряжением лавинное Пробоя

Количественно интенсивность ударной ионизации характери­зуется коэффициентом ударной ионизации а. равным числу элек­тронно-дырочных пар, образуемых носителями заряда па единице»>- ти их движения в направлении электрического поля в пересчете из один носитель.

Коэффициент ударной ионизации аппроксимируется выражени­ем а(е) - а • ехр|-~^ | ^ с- Е^т, где Е - напряженность электрической¹ поля; а,Ь.с,т- эмпирические коэффициенты.

|| В принципе коэффициенты ударной ионизации для электронов |:а„ ^и Дырок ос различны, однако для упрощения расчетов считают:

' ^а„ ~^а_р ^{= а}?фф. (6.39)

Ток, возникающий в результате лавинного пробоя, определяется 00ИПОМ ударной ионизации носителей заряда G. который равен ко­личеству электронно-дырочных пар, возникающих в единичном объ- в единицу времени. При протекании тока электронов через по­верхность площадью 1 см², за 1с переносится электрический заряд, численно равный плотности тока электронов./„; тогда переносимое

количество электронов равно: п - —, (Q =).

q Si

Один электрон на I см пути образует а„(£) электронно- дырочных пар, а все электроны создают G„ = а_п •«= а„ — j элек­тронно-дырочных пар. С учетом (6.39) J-J„+J_p. Полный темп

ударной ионизации: G = G„ + G = а(£) ■—.

Ч

В электрическом переходе лавинный пробой характеризуется коэффициентом лавинного размножепня М, определяемый из эм­пирического выражения:

I____

(6.40)

"рои

где ш = 3...5 в зависимости от типа полупроводников, образующих переход: т =3 для (p-Si - n-Ge), т =5 для (п-Si -р-Ge); U_npu6 - напря­жение, при котором возникает пробой (коэффициент Л/—> -с).

Чем больше ширина запрещенной зоны, тем большую энергию Должен набрать носитель заряда в электрическом поле р-п-перехода, чтобы могла произойти ударная ионизация. Поэтому большему зна­чению ДEj соответствует и большее напряжение лавинного пробоя (GaAs > Si > Ge).

При повышении температуры Т увеличивается напряжение ла­янного пробоя (/ _й (рис. 6.18, а). Это объясняется уменьшением

■^Члины свободного пробега носителей заряда из-за увеличения их рас- ^{Сеянйя н}а тепловых колебаниях атомов кристаллической решетки, а

109

значит, уменьшается и энергия, которую носители могут приобрести на длине свободного пробега в электртеском поле. При меньщ_ец длине пробега требуется большая напряженность электрического по. ля для того, чтобы носители заряда приобрели энергию достаточную для ударной ионизации. Таким образом, температурный коэффициент напряжения (ТКН) лавинного пробоя положительный. На практике механизм пробоя определяют по знаку TKII пробоя.

6.6.3. Тепловой пробой. Тепловой пробой перехода - это про. бой, вызванный выделением в обедненном слое теплоты вследствц_е прохождения тока через переход. При подаче на полупроводниковую структуру обратного напряжения, оно практически всё прикладыва­ется к р-н-переходу, через который протекает (хотя и небольшой) об­ратный ток.

Выделяющаяся на р-я-переходе мощность: ^выд ^ызр^обр. вы­зывает разогрев р-л-перехода и прилегающих к нему областей полу­проводника структуры. При увеличении температуры увеличивается концентрация носителей заряда (неосновных и собственных) (см. 4.8) а также увеличивается тепловой ток (см. 6.31), что приводит к даль­нейшему росту выделяемой мощности и температуры.

Отводимая от /^-«-перехода мощность вследствие теплопровод­ности пропорциональна разности температур и обратно пропорцио­нальна тепловому сопротивлению полупроводниковой структуры:

_п ^ Пср ^_ ^L'Kp ^

где /?,- тепловое сопротивление между р-н-переходом и окружающей средой подобно электрическому определяется по формуле:

' XS

- удельная теплопроводность. / и S длина и площадь слоя, по которо­му протекает тепловой поток. (10 - 800 К/Вт).

Если количество теплоты, выделяемой в переходе, превышав количество отводимой теплоты, то при определенном обратном на­пряжении развивается процесс непрерывного нарастания темиерату ры. а значит и тока, что приводит к тепловому пробою перехода.

Напряжение теплового пробоя тем ниже, чем больше тепловС обратный ток. В р-н-перехода с большими обратными токами (£><■' даже при комнатных температурах тепловой пробой может наступать раньше, чем лавинный, по

Рис. 6.22. ВАХ теплового пробоя Рис. 6.23. ВЛХ смешанного пробоя В кремниевых переходах обратный ток значительно меньше и напряжение теплового пробоя выше, чем напряжение лавинного про­боя. Однако при высоких температурах окружающей среды тепловой пробой наблюдается и в Si р-н-перехода; пробой может начаться как лавинный, а затем при увеличении обратного тока перейти в тепло­вой (рис. 6.23). Отличительной особенностью теплового пробоя является нали­чие участка с отрицательным дифференциальным сопротивлением (рис. 6.22).

Дата добавления: 2015-11-26