Образование p-n-перехода.

При наличии внутри одного кристалла германия соседних областей из электронного и дырочного полупроводников на границе их раздела возникает p-n-переход (рис 3), образую­щийся следующим образом.

Как было показано вы­ше, материал n-типа имеет подвижные электроны и рав­ное число фиксированных положительных ионов донорной примеси, а материал p-типа содержит подвижные положительные заряды-дыр­ки и неподвижные отрицательные заряды в виде иони­зированных атомов акцепто­ров. При контакте этих двух материалов с разным типом проводимости электроны из n-области будут переходить в p-область, а дырки — из p-области — в n-область вследствие разности их кон­центраций в этих областях. Уход электронов из приконтактной области электронно­го материала и дырок из приконтактной области ды­рочного материала приведет к обеднению этих участков подвижными носителями и появлению нескомпенсированного положительного заряда от ионизированных атомов доноров в приконтактной области л-типа материала и отрицательного заряда от ионизированных атомов акцепторов в приконтактной области материала p-типа. В результате в месте контакта образуется двойной электрический слой (рис. 3,6). Это приведет к возникновению разности потенциа­лов в приконтактном слое такого направления (рис. 3,в), что она будет препятствовать дальнейшему переходу подвижных зарядов из одной области материала в другую, т. е. электро­нов из л-типа материала в материал p-типа и дырок из p-материала в л-материал, так что в состоянии равновесия ток че­рез p-n-переход будет равен нулю. Так как приконтактный слой обеднен подвижными носителями,то он будет обладать повышенным электрическим сопротивлением, вследствие чего получил название запирающего слоя p-n-перехода.

При подаче на p-n-переход внешнего напряжения можно управлять величиной внутренней разности потенциалов в пе­реходе и тем самым менять условия прохождения тока через него. Если минус внешнего источника приложить к материалу л-типа, а плюс — к материалу p-типа, то величина внутреннего потенциального барьера уменьшится на величину внешнего напряжения, что создаст условия для перехода электронов и дырок в p- и n-области соответственно. Через переход потечет ток.

Данное направление называется пропускным. При смене полярности внешнего напряжения (минус к p-области, а плюс к л-области) внутренний потенциальный барьер в p-n-переходе возрастет на величину напряжения внешнего источника, что приведет к прекращению потока электронов из материала л-типа в материал p-типа и обратного потока дырок. Такое направление называется запирающим.

Энергетические диаграммы зон p-n-перехода (при отсутст­вии и наличии внешнего напряжения) приведены на рис. 3, е — 3, е. Состояние термодинамического равновесия элек­тронов по обе стороны p-n-перехода характеризуется энерге­тическим равенством уровней Ферми в обеих частях материа­ла. Таким образом, уровень Ферми при отсутствии внешнего смещения (см. рис. 3,г) будет одинаковым для n- и p-областей. При этом границы зон в приконтактной области изогнут­ся на величину контактной разности потенциалов, величина ко­торой будет равна разности в положениях уровней Ферми в изолированных электронном и дырочном полупроводниках.

Внешнее смещение в пропускном направлении уменьшает внутренний потенциальный барьер на величину напряжения смещения (рис. 3,д), что создает условия для диффузии элек­тронов и дырок в p- и n-области соответственно. При этом электроны из зоны проводимости n-материала попадают в зону проводимости (т. е. в ту же самую зону) p-материала, а дырки из валентной зоны p-материала попадают в валентную же зону p-материала. Этим обычный диод отличается от тун­нельного диода, где, как будет показано ниже, переход носи­телей через потенциальный барьер связан с изменением зоны их нахождения до и после перехода, что и обусловливает ряд отличительных свойств туннельного диода.

В случае внешнего напряжения обратной полярности внут­ренний потенциальный барьер увеличится (рис. 3,е), препят­ствуя диффузии основных носителей, и диод будет заперт. Основными называются носители, определяющие тип проводи­мости полупроводника, т. е. электроны для n-материала и дыр­ки для p-материала.

Но в каждом из этих полупроводников, кроме основных носителей, имеются еще и носители противо­положного знака, которые называются неосновными.

Это дыр­ки в электронном полупроводнике и электроны в дырочном полупроводнике. Причиной их появления служит тепловая. генерация, создающая носители обоих знаков и наличие в каждом полупроводнике, кроме определяющей примеси (донорной для л-материала и акцепторной для p-материала), еще и небольшого количества примеси противоположного харак­тера (из-за несовершенной очистки материала). Так как для неосновных носителей обратное смещение на переходе будет пропускным, то через переход будет течь небольшой обратный ток, величина которого определяется концентрацией не­основных носителей в полупроводнике. Она может быть опре­делена из соотношения, полученного следующим образом.

В состоянии теплового равновесия динамические процессы тепловой генерации пар уравновешиваются процессами реком­бинации. Скорость тепловой генерации при неизменной тем­пературе постоянна и не зависит от характера полупроводни­ка (электронный или дырочный). Скорость рекомбинации в собственном полупроводнике пропорциональна произведению плотностей носителей, т. е. пропорциональна величине

ni·pi=ni2 , так как ni = pi ,

где ni и pi—соответственно концентрации электронов и дырок в собственном полупроводнике. Величина ni2 постоянна для данного типа полупроводника и зависит только от температуры При комнатной температуре для германия ni2= (2·1013)2 см−3 для кремния ni2= (1,4·1010)2 см−3. В примесном полупровод­нике скорость рекомбинации не изменится по сравнению со скоростью рекомбинации в собственном полупроводнике, по­тому что в обоих случаях они уравновешиваются равными по скоростям процессами тепловой генерации, а так как скорость рекомбинации пропорциональна произведению плотностей но­сителей,то

pp·np= nn·pn = ni·pi= ni2,

где pp·np — соответственно концентрации дырок в дырочном полупроводнике и электронов в электронном полу­проводнике, т. е. концентрации основных носите­лей;

nn·pn —соответственно концентрации электронов в дыроч­ном полупроводнике и дырок в электронном полу­проводнике, т. е. концентрации неосновных носи­телей. Отсюда по известной концентрации основных носителей нужно определить плотность неосновных носителей, а значит и величину обратного тока p-n-перехода.

Вырожденные полупроводники.

Рассмотренные выше полупроводники, идущие на изготов­ление большинства обычных полупроводниковых приборов, имеют концентрацию легирующих примесей порядка 1014 — 1018см−3. Дальнейшее повышение количества примеси приводит к качественным изменениям свойств полупроводни­ковых материалов, которые необходимо рассмотреть. Знание свойств таких сильнолегированных материалов очень важно, потому что они служат основой для изготовления туннельных диодов.