Е.О.Федосеева, Г П. Федосеева 2 страница

Если дополнительная энергия, сообщаемая валентным элект­ронам, превышает величину AW₃, то они могут переходить с более низких уровней валентной зоны на более высокие уровни зоны проводимости. Таким образом, число свободных электронов при повышении температуры возрастает, электрическая проводи­мость полупроводника увеличивается, а электрическое сопротив­ление уменьшается.

Наличие запрещенной зоны в энергетической диаграмме полупроводника объясняется особым строением его кристалли­ческой решетки, в которой валентные электроны образуют связи между соседними атомами. По этой причине в полупроводниках значительно меньше свободных электронов, чем в металлах, а следовательно, меньше удельная электрическая проводимость.

В диэлектриках, имеющих кристаллическую структуру, подоб­ную полупроводникам, ширина запрещенной зоны значительно больше — до 6—10 эВ (рис. 1.2, в); это объясняется более проч­ными связями валентных электронов с атомами в кристалличе­ской решетке. Поэтому в них практически нет свободных электро­нов, а удельная электрическая проводимость ничтожно мала. В связи с этим их используют в качестве электрических изоля­торов. Значительное увеличение электрической проводимости диэлектрика может произойти только при очень большом нагреве или сильном электрическом поле, когда валентные электроны получают большую дополнительную энергию, отрываются от атомов и становятся свободными; наступает пробой диэлектрика.

1.1.2. Электропроводность беспримесных полупроводников

Электропроводность полупроводников в сильной степени зависит от присутствия даже ничтожного количества примесей. Рассмотрим сначала химически чистый, т. е. беспримесный, полупроводник. Его кристаллическая структура показана на рис. 1.3. на примере кремния.

Кремний, как и германий, является элементом IV группы Периодической системы элементов Менделеева и имеет во внеш­ней оболочке четыре валентных электрона. При образовании кристалла каждый атом, находясь в узле кристаллической решет­ки, создает связи с четырьмя соседними атомами. Каждая связь образуется парой валентных электронов (одним — от данного атома и другим — от соседнего) и называется ковалентной. Оба электрона ковалентной связи в кристалле вращаются по орбите, охватывающей оба атома, которые они связывают, и удержи­ваются в этой связи силами притяжения к ядрам этих атомов. Элементарная объемная часть такой решетки представляет собой геометрическую фигуру, показанную на рис. 1.3, а. На условном плоскостном изображении кристаллической решетки кремния (рис. 1.3, б) кружочками в узлах показаны остатки атомов без валентных электронов, причем цифра -j- 4 означает положитель­ный заряд такого остатка; двумя линиями между соседними атомами изображены ковалентные связи и валентные электроны в них. Около каждого атомного остатка четыре валентных элект­рона компенсируют его положительный заряд, так что кристалл в целом остается электрически нейтральным. На рис. 1.3,6 один атом в центре выделен для наглядности пунктирной окруж­ностью.

Рис. 1.3. Объемная структура части кристалличе­ской решетки кремния или германия (а) и ее схема­тическая плоскостная модель (б)

При отсутствии примесей и температуре абсолютного нуля Т = О К в кристалле полупроводника все валентные электроны находятся в ковалентных связях атомов, так что свободных электронов нет. В этом случае кристалл не может проводить электрический ток и является идеальным диэлектриком.

При температуре выше абсолютного нуля атомы кристалла под воздействием тепловой энергии совершают колебания около узлов кристаллической решетки. Амплитуда этих колебаний тем больше, чем выше температура кристалла. Те электроны кова­лентных связей, которые получают тепловую энергию, равную или превышающую ширину запрещенной зоны AW₃ на опреде­ленную величину, отрываются и уходят из связей. Они стано­вятся свободными (рис. 1.4, а) и могут перемещаться по кристал­лу между узлами решетки. Свободный электрон является под­вижным носителем отрицательного заряда.

Появление свободного электрона сопровождается разрывом ковалентной связи и образованием в этом месте так называемой дырки. Дырка проводимости, или просто дырка, — это место в ковалентной связи, не занятое электроном. Отсутствие отрица­тельного электрона в ковалентной связи равносильно появлению в этом месте положительного заряда е, равного по величине заряду электрона. Этот положительный заряд приписывается дырке. Дырка может заполниться электроном из соседней связи; при этом в данной связи дырка исчезает, а в соседней — появ­ляется. Это равносильно перемещению дырки по кристаллу в направлении, противоположном переходу электрона по кова­лентным связям (рис. 1.4,6). Перемещение дырки сопровожда-

Рис. 1.4. Генерация пар свободный электрон — дырка в результа­те разрушения ковалентной связи (а) и перемещение дырки в кристалле (б)

ется передвижением положительного заряда, поэтому дырку можно рассматривать как частицу, являющуюся подвижным носителем положительного заряда.

Свободные электроны движутся в пространстве между узла­ми кристаллической решетки, а дырки — по ковалентным связям, поэтому подвижность отрицательных носителей заряда больше, чем положительных.

Процесс образования пары свободный электрон — дырка называют генерацией пары носителей заряда. Отражение этого процесса на энергетической диаграмме (рис. 1.5) соответствует переходу электрона из валентной зоны в зону проводимости с одновременным появлением вакантного уровня энергии (дыр­ки) в валентной зоне. Это позволяет электронам валентной
зоны перемещаться на вакантный уровень, изменяя соответ­ственно свою энергию.

При отсутствии примесей в полупроводнике дырка появляет­ся только при образовании свободного электрона, поэтому концентрация дырок р, в нем всегда равна концентрации элект­ронов л,. Концентрация подвижных носителей заряда зависит от температуры кристалла и ширины запрещенной зоны: кон­центрация носителей заряда возрастает с повышением темпера­туры и уменьшением ширины запрещенной зоны. Следовательно, удельная электрическая проводимость полупроводника, пропор-

Рис. 1.5. Энергетическая диа­грамма, иллюстрирующая собственную электропровод­ность полупроводника при раз­рушении ковалентнфй связи

циональная концентрации носителей заряда, также увеличивает­ся с повышением температуры, а ее величина больше в полу­проводниках с меньшей величиной ДиР₃.

Свободный электрон, совершая хаотическое движение, может заполнить дырку в ковалентной связи; разорванная ковалентная связь восстанавливается, а пара носителей заряда — электрон и дырка — исчезает: происходит рекомбинация носителей заряда противоположных знаков. Этот процесс сопровождается выде­лением избыточной энергии в виде тепла или света. На энерге­тической диаграмме рис. 1.5. рекомбинация соответствует пере­ходу электрона из зоны проводимости на вакантный уровень в валентной зоне.

Оба процесса — генерация пар носителей заряда и их реком­бинация — в любом объеме полупроводника происходят одно­временно. Соответствующая концентрация носителей заряда устанавливается из условия динамического равновесия, при котором число вновь возникающих носителей заряда равно числу рекомбинирующих. Промежуток времени между моментом гене­рации носителя заряда и его рекомбинацией называют временем жизни свободного электрона или дырки, а пройденное носителем заряда за время жизни расстояние — диффузионной длиной. Учитывая, что время жизни отдельных носителей заряда различ­но, под этими терминами понимают среднее время жизни и среднюю диффузионную длину.

Подвижные носители заряда обусловливают электропровод­ность полупроводника. При отсутствии электрического поля

носители заряда движутся хаотически. Под действием электри­ческого поля электроны и дырки, продолжая участвовать в хаотическом тепловом движении, смещаются вдоль поля: элек­троны — в сторону положительного потенциала, дырки — в сто­рону отрицательного. Направленное движение обоих видов носителей заряда создает электрический ток в кристалле, кото­рый имеет две составляющие — электронную и дырочную.

Электропроводность полупроводника, обусловленную равным- количеством электронов и дырок, появляющихся вследствие разрушения ковалентных связей, называют собственной электро­проводностью. Соответственно беспримесный полупроводник называют собственным полупроводником.

1.1.3. Электропроводность примесных полупроводников

Химически чистые полупроводники используют в полупровод­никовой технике в основном в качестве исходного материала, на базе которого получают примесные полупроводники. За счет введения примеси можно значительно улучшить электропровод­ность полупроводника, создав в нем существенное преобладание одного какого-либо типа подвижных носителей заряда — дырок или электронов. В зависимости от валентности атомов примеси получают полупроводники с преобладанием либо электронной электропроводности, либо дырочной. Сочетание областей с раз­ным типом электропроводности позволяет придать полупровод­никовым приборам различные свойства. Примесь вводится в очень малом количестве — один атом примеси на 10⁶—10® атомов исходного полупроводника. При этом атомная кристаллическая решетка не нарушается.

При введении в четырехвалентный полупроводник, например кристалл кремния или германия, примеси пятивалентного хими­ческого элемента — мышьяка, сурьмы, фосфора — атомы при­меси замещают атомы исходного вещества в некоторых узлах кристаллической решетки (рис. 16, а). Четыре валентных элект­рона атома примеси создают ковалентные связи с четырьмя соседними атомами исходного полупроводника, а пятый электрон, не занятый в связи, оказывается избыточным и легко отрывается от атома. На его отрыв требуется затратить существенно мень­шую энергию, чем на разрыв ковалентной связи, так что уже при комнатной температуре избыточные электроны атомов при­меси становятся свободными. Атом примеси, потерявший один электрон, превращается в неподвижный положительный ион, связанный в узле кристаллической решетки, — происходит ионизация атомов примеси. Положительный заряд иона примеси компенсируется отрицательным зарядом свободного электрона,

и слои полупроводника с примесью остается электрически нейтральным, если свободный электрон не уходит из этого слоя. В случае ухода электрона в другие слои полупроводникового кристалла неподвижные заряды ионов примеси образуют песком- пенсированный положительный объемный заряд.

Примесь, атомы которой отдают электроны, называют до- норной, При введении донорной примеси концентрация электро­нов в кристалле резко возрастает. Она определяется в основном концентрацией атомов примеси. Одновременно происходит гене­рация пар электрон — дырка, но количество электронов, возни-

Рис. 1.6. Появление свободного электрона при введении донорной примеси (а) и энергетическая диаграмма полу­проводника л-типа (б)

кающих при этом, значительно меньше, чем количество электро­нов, отдаваемых донорами. Поэтому концентрация электронов становится значительно выше концентрации дырок: п_п>р_п.

Электрический ток в таком полупроводнике создается в основном электронами, т. е. преобладает электронная составляющая тока.

Полупроводник, обладающий преимущественно электронной электропроводностью, называют полупроводником п-типа. В та­ком полупроводнике электроны являются основными носителями заряда, а дырки — неосновными носителями заряда.

Поскольку содержание примесей невелико, атомы примеси можно рассматривать как отдельные, не взаимодействующие друг с другом. Тогда их энергетические уровни соответствуют уровням отдельного атома и не расщепляются в кристалле на зоны. Такие местные уровни называют локальными.

На энергетической диаграмме полупроводника п-типа (рис. 1.6,6) введение донорной примеси отражается появлением
в запрещенной зоне вблизи зоны проводимости близко друг от друга расположенных локальных уровней энергии, занятых избыточными валентными электронами атомов доноров при тем­пературе абсолютного нуля. Число этих локальных уровней энер­гии равно числу атомов примеси в кристалле. На рисунке эти уровни показаны штрихами. Ширина зоны АЩц равна разности между энергией нижнего уровня зоны проводимости и локального валентного уровня донора в запрещенной зоне. Она очень мала и составляет 0,01—0,07 эВ в зависимости от выбран­ного полупроводника и материала примеси. Этим объясняет-

Рис. 1.7. Появление дырки при введении акцепторной примеси (а) и энергетическая диаграмма полупроводника p-типа (б)

ся то, что при комнатной температуре почти все электроны с локальных донорных уровней переходят в зону проводимости и могут участвовать в создании электрического тока.

При введении в кристалл кремния или германия примеси трехвалентного химического элемента, например индия, алюми­ния, бора или галлия, атом примеси, войдя в узел кристалличе­ской решетки, образует своими тремя валентными электронами только три ковалентные связи с соседними атомами четырех­валентного полупроводника (рис. 1.7, а). Для четвертой связи у него не хватает одного электрона; она оказывается незаполнен­ной, т. е. создается дырка. Для заполнения этой связи атом при­меси может захватить электрон из ковалентной связи соседнего атома, так как требуемая для перехода электрона энергия в этом случае невелика. В результате присоединения лишнего валентного электрона атом примеси превращается в неподвиж­ный отрицательный ион, а в соседней ковалентной связи, откуда этот электрон ушел, появляется дырка.

Положительный заряд дырки компенсирует отрицательный

г

¹ заряд иона примеси, и слои кристалла остается электрически нейтральным. В случае прихода в данный слой электрона из другого слоя и рекомбинации его с дыркой неподвижные заряды ионов примеси создают нескомпенсированный отрицательный объемный заряд.

Примесь, атомы которой захватывают электроны соседних атомов, называют акцепторной. Введение акцепторной примеси приводит к образованию избыточного числа дырок, концентрация которых значительно превышает концентрацию электронов, возникающих вследствие разрушения ковалентных связей полу­проводника: Рр>п_р. В электрическом токе, возникающем в таком полупроводнике, преобладает дырочная составляющая.

Полупроводник с преобладанием дырочной электропроводно­сти называют полупроводником p-типа. В таком полупроводнике дырки являются основными носителями заряда, а электроны — неосновными носителями заряда.

Энергетическая диаграмма полупроводника p-типа представ­лена на рис. 1.7,6. Локальные уровни энергии атомов акцептор­ной примеси (показаны штрихами) расположены в запрещенной зоне вблизи валентной зоны исходного полупроводника. Все эти уровни свободны при температуре абсолютного нуля, а число их соответствует количеству атомов примеси в кристалле. Вели­чина энергии равна разности между энергией акцепторного уровня и верхнего уровня валентной зоны. Она, как и вели­чина AW_a для полупроводников n-типа, мала и составляет 0,01 — 0,07 эВ в зависимости от материала исходного полупроводника и примеси. Поэтому при комнатной температуре все акцепторные уровни энергии оказываются занятыми электронами, которые переходят на них из валентной зоны. В результате в валентной зоне появляется большое количество вакантных уровней — дырок.

Таким образом, в примесных полупроводниках основные носители заряда появляются главным образом за счет атомов примеси, а неосновные — за счет резрушения ковалентных связей и вызванной этим генерации пар носителей заряда. Концентра­ция основных носителей заряда превышает на два-три порядка концентрацию неосновных носителей. При этом удельная элект­рическая проводимость примесного полупроводника превышает удельную проводимость собственного полупроводника в сотни тысяч раз.

Кроме кремния и германия в качестве исходных полупровод­никовых материалов в промышленности применяют арсенид галлия, селен, оксиды, карбиды и другие химические соединения элементов III и V групп, а также II и VI групп Периодической системы Менделеева.

1.1.4. Дрейфовый и диффузионный токи в полупроводниках

Электрический ток может возникнуть в полупроводнике только при направленном движении носителей заряда, которое создается либо под воздействием электрического поля (дрейф), либо вслед­ствие неравномерного распределения носителей заряда по объему кристалла (диффузия).

Если электрическое поле отсутствует и носители заряда име­ют в кристалле равномерную концентрацию, то электроны и дырки совершают непрерывное хаотическое тепловое движение. В ре­зультате столкновения носителей заряда друг с другом и с атома­ми кристаллической решетки скорость и направление их движе­ния все время изменяются, так что тока в кристалле не будет.

Под действием приложенного к кристаллу напряжения в нем возникает электрическое поле; движение носителей заряда упоря­дочивается: электроны перемещаются по направлению к положи­тельному электроду, дырки — к отрицательному. При этом не прекращается и тепловое движение носителей заряда, вследствие которого происходят столкновения их с атомами полупроводника и примеси.

Направленное движение носителей заряда под действием сил электрического поля называют дрейфом, а вызванный этим движением ток — дрейфовым током. При этом характер тока может быть электронным, если он вызван движением электро­нов, или дырочным, если он создается направленным перемеще­нием дырок.

Средняя скорость носителей заряда в электрическом поле прямо пропорциональна напряженности электрического поля:

v = |хЕ.

Коэффициент пропорциональности ц, называют подвижностью электронов ц,_п или дырок jx_p. Свободные электроны движутся в пространстве между узлами кристаллической решетки, а дыр­ки — по ковалентным связям, поэтому средняя скорость, а сле­довательно, и подвижность электронов больше, чем дырок. У кре­мния подвижность носителей заряда меньше, чем у германия.

В собственных полупроводниках концентрации электронов и дырок одинаковы, но вследствие их разной подвижности элект­ронная составляющая тока больше дырочной. В примесных полу­проводниках концентрации электронов и дырок существенно от­личаются, характер тока определяется основными носителями заряда: в полупроводниках р-типа — дырками, а в полупровод­никах п-типа — электронами.

При неравномерной концентрации носителей заряда вероят­ность их столкновения друг с другом больше в тех слоях полу­проводника, где их концентрация выше. Совершая хаотическое тепловое движение, носители заряда отклоняются в сторону, где меньше число столкновений, т. е. движутся в направлении умень­шения их концентрации.

Направленное движение носителей заряда из слоя с более высокой их концентрацией в слой, где концентрация ниже, назы­вают диффузией, а ток, вызванный этим явлением, — диффузи­онным током. Этот ток, как и дрейфовый, может быть электрон­ным или дырочным.

Степень неравномерности распределения носителей заряда характеризуется градиентом концентрации; его определяют как отношение изменения концентрации к изменению расстояния, на котором оно происходит. Чем больше градиент концентрации, т. е. чем резче она изменяется, тем больше диффузионный ток.

Электроны, перемещаясь из слоя с высокой концентрацией в слой с более низкой концентрацией, по мере продвижения реком­бинируют с дырками, и наоборот, диффундирующие в слой с по­ниженной концентрацией дырки рекомбинируют с электронами. При этом избыточная концентрация носителей заряда умень­шается.

Контрольные вопросы

1. Что называют энергетическим уровнем и энергетической диаграммой? Какие энергетические зоны содержит энергетическая диаграмма?

2. Чем отличаются энергетические диаграммы металлов, полупроводников и диэлектриков?

3. Что представляет собой кристаллическая структура кремния и германия?

4. Объясните механизм собственной электропроводности полупроводника.

5. Объясните механизм примесной электропроводности полупроводников л-типа и р-типа.

6. Чем отличаются дрейфовый и диффузионный токи в полупроводнике?

Глава 1.2.

ЭЛЕКТРОННО-ДЫРОЧНЫЙ ПЕРЕХОД

1.2.1. Электронно-дырочный переход при отсутствии внешнего напряжения

Электронно-дырочный переход, или, сокращенно, р-п пере­ход, — это тонкий переходный слой в полупроводниковом мате­риале на границе между двумя областями с различными типами электропроводности: одна — л-типа, другая — р-типа.

Электронно-дырочный переход благодаря своим особым свой­ствам является основным элементом многих полупроводниковых приборов и интегральных микросхем. Наряду с.р-п переходами в полупроводниковой технике используются и другие виды элек­трических переходов, например металл-полупроводник, а также
переходы между двумя областями полупроводника одного типа, отличающимися концентрацией примесей, а значит, и значениями удельной проводимости: электронно-электронный (п-п⁺ переход) и дырочно-дырочный (р-р⁺ переход). Знак плюс относится к слою с большей концентрацией основных носителей заряда.

Электронно-дырочный переход получают в едином кристалле полупроводника, вводя в одну область донорную примесь, а в другую — акцепторную. Атомы примесей при комнатной темпера­туре оказываются полностью ионизированными. При этом атомы акцепторов, присоединив к себе электроны, создают дырки (получается р-область), а атомы доноров отдают электроны, становящиеся свободными (создается n-область) (рис. 1.8,а).

р-n переход

Неосновные

носители

заряда

Рис. 1.8. Электронно-дырочный переход при отсутствии внешнего напряжения: а — двухслойная р-п структура полупроводника; б — распределение концентраций носителей заряда; в — распре­деление неподвижных объемных зарядов доноров (+) и акцепторов (—); г — потенциальный барьер в р-п переходе

Для простоты примем концентрации основных носителей за­ряда в обеих областях одинаковыми. Такой р-п переход назы­вают симметричным:

Рр ^=L Мп,

где Рр — концентрация дырок в p-области; п_п — концентрация электронов в п-области.

В каждой области кроме основных носителей заряда име­ются неосновные носители, концентрация которых значительно меньше, чем основных:

Рп^Пп и п_р<^рр,

где р_п — концентрация дырок в «-области; п_р — концентрация электронов в р-области.

Распределение концентраций основных и неосновных носите­лей заряда в двухслойной структуре показано на рис. 1.8,6, из которого видно, что на границе двух областей возникает разность концентраций одноименных носителей заряда. Одни и те же носители заряда в одной области являются основными, а в другой — неосновными, так что дырок в p-области гораздо больше, чем в /г-области, и наоборот, электронов в п-области значительно больше, чем в p-области. Разность концентраций приводит к диффузии основных носителей заряда через границу между двумя областями. Дырки диффундируют из p-области в n-область, а электроны — из n-области в p-область. Попадая в n-область, дырки рекомбинируют с электронами, и по мере их продвижения вглубь концентрация дырок уменьшается. Анало­гично электроны, углубляясь в p-область, постепенно рекомби­нируют там с дырками, и концентрация их уменьшается.

Диффузия основных носителей заряда через границу раздела р- и п-областей создает ток диффузии в р-п переходе, равный сумме электронного и дырочного токов:

^диф ⁼ 1р диф Н^- In диф-

Направление диффузионного тока совпадает с направлением диффузии дырок.

Уход основных носителей заряда из слоев вблизи границы в соседнюю область оставляет в этих слоях нескомпенсированный неподвижный объемный заряд ионизированных атомов примеси: уход электронов — положительный заряд ионов доноров в п-об­ласти, а уход дырок — отрицательный заряд ионов акцепторов в p-области (рис. 1.8,а,в). Эти неподвижные заряды увеличи­ваются еще и за счет рекомбинации основных носителей заряда с пришедшими из соседней области носителями заряда противо­положного знака.

В результате образования по обе стороны границы между р- и n-областями неподвижных зарядов противоположных знаков в р-п переходе создается внутреннее электрическое поле, на­правленное от n-области к p-области. Это поле препятствует дальнейшей диффузии основных носителей заряда через гра­ницу, являясь для них так называемым потенциальным барье­ром. Его действие определяется высотой потенциального барь­ера ф, измеряемой в электрон-вольтах (рис. 8, г). В результате появления потенциального барьера диффузионный ток уменьша­ется. Преодоление потенциального барьера возможно только для основных носителей, обладающих достаточно большой энергией.

Слой, образованный участками по обе стороны границы, где выступили неподвижные заряды противоположных знаков, яв­ляется переходным слоем и представляет собой собственно р-п переход. Этот слой, из которого уходят подвижные носители заряда, называют обедненным слоем. Он обладает большим удельным сопротивлением.

Потенциальный барьер, уменьшая диффузию основных носи­телей заряда, в то же время способствует переходу через гра­ницу неосновных носителей. Совершая тепловое хаотическое движение, неосновные носители заряда попадают в зону действия электрического поля и переносятся им через р-п переход. Дви­жение неосновных носителей заряда под действием внутреннего электрического поля создает в р-п переходе дрейфовый ток, равный сумме электронной и дырочной составляющих:

/др = /рдр /пдр-

Ток, созданный неосновными носителями заряда, очень мал, так как их количество невелико. Этот ток носит название тепло­вого тока /_т, поскольку количество неосновных носителей заряда зависит от собственной электропроводности полупроводника, т. е. от разрушения ковалентных связей под действием тепловой энер­гии. Направление дрейфового тока противоположно диффузион­ному.

При отсутствии внешнего напряжения устанавливается дина­мическое равновесие, при котором уменьшающийся диффузион­ный ток становится равным дрейфовому: /_ДИф = /_др, т. е. ток через р-п переход равен нулю. Это соответствует определенной высоте потенциального барьера <р₀.

Установившаяся высота потенциального барьера ф₀ в элект­рон-вольтах численно равна контактной разности потенциалов U_K в вольтах, создаваемой между нескомпенсированными не­подвижными зарядами противоположных знаков по обе стороны границы: ф₀ = U_K.

В состоянии равновесия р-п переход характеризуется также шириной /о-

Величина фо зависит от температуры и материала полупро­водника, а также от концентрации примеси. С повышением тем­пературы высота потенциального барьера уменьшается. При ком­натной температуре для германия ф₀ = 0,3—0,5 В, для кремния фо = 0,6—0,8 В.

Рассмотренный симметричный р-п переход имеет одинаковую ширину частей запирающего слоя по обе стороны границы раз­дела. На практике чаще встречаются структуры с неодинаковой концентрацией донорной и акцепторной примесей. В этом случае р-п переход называют несимметричным.

В несимметричном р-п переходе концентрация примеси в од­ной из областей на два-три порядка больше, чем в другой.

В области с малой концентрацией примеси ширина части запи­рающего слоя соответственно на два—три порядка больше, чем в области с высокой концентрацией примеси.

1.2.2. Электронно-дырочный переход при прямом напряжении

При подаче на р-п переход внешнего напряжения процессы зависят от его полярности.

Внешнее напряжение, подключенное плюсом к p-области, а минусом к п-области, называют прямым напряжением U_np (рис. 1.9,а). Напряжение U_np почти полностью падает на р-п переходе, так как его сопротивление во много раз превышает сопротивление р- и «-областей.

^рсР

	1 1 1 1 1 1
*0	U ^1 l/j
	f У ^i	<1 II с X С

'пр

+'«©«© +'*€НЭ +1 C+J5©

(ЬМЕН- ©*©-!-

Дата добавления: 2015-10-21