Что такое инжекция и экстракция

Подадим на p–n-переход внешнее прямое смещение (положительный потенциал на p-области). Результирующая напряженность поля в ОПЗ уменьшится и уменьшится высота потенциального барьера Φ_к, препятствующего диффузии дырок из p-области и электронов из n-области. Теперь дрейфовые потоки дырок и электронов не будут уравновешивать диффузионные потоки носителей и возникнут результирующие потоки дырок – в n-область и электронов – в p-область (рис. 4.4).

Рис. 4.4. Структура (а) и энергетическая диаграмма (б) p–n-перехода при прямом смещении

Дырки, попадающие из p— в n-область за счет градиента концентрации, будут в процессе диффузии рекомбинировать с основными носителями заряда – электронами и полностью исчезать на расстоянии 2–3 диффузионных длин от ОПЗ. Для восстановления электронейтральности объема n-области через омический контакт будет входить эквивалентное количество электронов. Во внешней цепи диода потечет ток.

Явления инжекции и экстракции. Прямое и обратное напряжение

Инжекция – явление, при котором происходит увеличение концентрации неосновных носителей заряда в приконтактных областях. Явление инжекции является следствием уменьшения высоты потенциального барьера в p-n-переходе при подаче на него прямого смещения («+» на p-область и «–» на n-область).

При подаче прямого напряжения электроны инжектируются из n в p область, дырки наоборот. Переходя в соседние области эти носители заряда становятся неосновными (что приводит к увеличению концентрации неосн. неосителей вблизи ОПЗ)

Для несимметричного p-n перехода, (например Nд>Nа) инжекция носит односторонний характер. Главную роль играют носители заряда, инжектируемые из высоколегированного п/п в слаболегируемый п/п. Слой, из которого инжектрируются заряды – эммитер, а слой в который инжектируется – база!

Экстракция – явление, при котором концентрация неосновных носителей заряда в приконтактных областях уменьшается. Явление экстракции является следствием увеличения высоты потенциального барьера в p-n-переходе при подаче на него обратного смещения («-» на p-область и «+» на n-область).

При таком включении ток через переход будет носить дрейфовый характер (за счет неосновных носителей заряда) т.к. их достаточно мало, то и обратный ток через переход тоже мал. При обратном смещении увеличивается ОПЗ и увеличивается внутреннее электрическое поле, оно будет складываться с внешним. (т.к. при экстракции направление внутреннего электрического поля будет совпадать с внешним электрическим полем обратного напряжения). Это внутреннее поле будет выталкивать неосновные носители заряда из областей, прилегающих к ОПЗ, в результате чего их концентрация упадет до 0.

studopedia.org — Студопедия.Орг — 2014-2024 год. Студопедия не является автором материалов, которые размещены. Но предоставляет возможность бесплатного использования (0.008 с) .

9.3. Неравновесное состояние n-p перехода. Явления инжекции и экстракции носителей заряда

Если к n- р переходу подключить источник напряжения ( U ), то равновесие в нем нарушается и в цепи потечет ток . При соединении плюса источника питания с р — областью , а минуса с n — областью потенциальный барьер уменьшается , внешнее электрическое поле ( Е ) оказывается направленным противоположно полю объемного заряда ( Е опз ) ( прямое включение ). Смена полярности вызывает увеличение потенциального барьера ( обратное включение n- р перехода ) ( рис . 9.4). В общем случае величина потенциального барьера определяется разностью φ к − U при прямом включении U и подставляется со знаком плюс , а в обратном − минус . При прямом включении n- р перехода увеличивается диффузионный поток основных носителей заряда , так как происходит нарушение динамического равновесия между диффузионными и дрейфовыми составляющими полного тока :

j n диф ,p > j n др ,p и через переход начинает течь прямой ток ( j пр ), диффузионным перемещением электронов из n — области обратной диффузией дырок .

(9.9) обусловленный в р — область и

Рис . 9.4. Зонная структура n- р перехода при прямом ( а ) и обратном ( б ) смещении В результате концентрация неосновных носителей в противоположной области ( электронов в p — области и дырок в n — области ) вблизи границ ОПЗ перехода становится больше равновесной . Вследствие конечного времени жизни дырок их рекомбинация с электронами будет происходить не сразу , и

поэтому в некоторой области за пределами ОПЗ концентрация дырок будет оставаться больше равновесного значения р n о . Это явление получило название инжекции неосновных носителей заряда и заключается в возникновении по обе стороны ОПЗ квазинейтральных ( почти электронейтральных ) областей с повышенной концентрацией неосновных носителей заряда . По мере движения дырок вправо за счет диффузии их избыточная концентрация будет убывать до нуля за счет их рекомбинации с электронами . Аналогично при прямом напряжении электроны будут пересекать ОПЗ справа налево и проходить из n — области в р — область , где также их избыточная концентрация уменьшается за счет рекомбинации с дырками . При обратном включении направления внешнего электрического поля и поля объемного заряда совпадают , что приводит к росту величины потенциального барьера , значение которого становится равным e (ϕ k +U ). В этих условиях также нарушается динамическое равновесие между составляющими полного тока :

j n диф ,p < j n др ,p .

(9.10)

В цепи перехода начинает течь обратный ток (j об ) , обусловленный дрейфовым движением неосновных носителей заряда , электронов из р — области в n — область и дырок из n — области в р — область . Количество основных носителей заряда , преодолевающих барьер , экспоненциально уменьшается . Концентрация неосновных носителей заряда у границы перехода снижается вследствие увеличения поля объемного заряда в переходе . Выведение носителей заряда ускоряющим электрическим полем n-p перехода из области полупроводника , где они являются неосновными , называется экстракцией носителей заряда . Количественными характеристиками этого процесса являются уровень инжекции и коэффициент инжекции . Уровень инжекции (δ) представляет собой отношение концентрации инжектированных избыточных неосновных носителей заряда к концентрации основных носителей в базе . Так , например , для n + -p перехода можно записать :

δ =	n p	≈	n p	.	(9.11)
	p p 0		N A

Коэффициент инжекции − это отношение тока носителей одного знака , инжектированных через переход , к полному току :

γ =	I p
γ =	I p + I n .	(9.12)

9.4. ВАХ идеализированного перехода

В общем случае под уравнением ВАХ понимают функциональную зависимость , которая связывает величину тока ( плотности тока ), текущего через переход , с приложенным к переходу внешним напряжением . Наиболее просто уравнение ВАХ n-p перехода можно получить при рассмотрении диодной теории ( эту модель иногда называют моделью Шокли ), которая основывается на следующих допущениях : · в обедненном слое нет генерации , рекомбинации и рассеяния носителей ; носители проходят через обедненный слой мгновенно , т . е . токи носителей одного знака на обеих границах одинаковы ; · вне обедненного слоя нет электрического поля , здесь носители движутся только вследствие диффузии ; сопротивления нейтральных областей в сравнении с сопротивлением обедненного слоя считаются пренебрежимо малыми ; уровень инжекции низкий ; · границы перехода являются плоскими , носители движутся только в направлении , перпендикулярном этим границам , краевые эффекты не учитываются ; · полагается , что концентрации носителей заряда и значения электрических полей по любому сечению образца постоянные , т . е . возможно применить одномерное рассмотрение задачи . Как было показано выше , при прямом включении перехода , за счет снижения высоты потенциального барьера , возрастают диффузионные токи электронов из n- области в p- область и дырок из p в n . При этом величины соответствующих токов могут быть определены по закону Фика :

диф

= — eD p

dp n

( x )

(9.13)

диф

= — eD

dn p ( x )

(9.14)

Таким образом , обобщенное выражение ВАХ n-p перехода можно

записать следующим образом :

æ U ö

D p

— 1 ú ;

j 0 = e ç

n p 0 +

p n 0 ÷ .

(9.15)

j = j 0 ê exp ç j ÷

T ø

Это выражение можно рассматривать как формулу для идеального диода , вольт — амперная характеристика которого представлена на рис . 9.5 штриховой линией . В уравнении (9.15) величина j 0 представляет собой тепловой ток неосновных носителей заряда , который не зависит от величины и полярности внешнего напряжения . Основным фактором , определяющим величину теплового тока , является температура перехода , влияющая на концентрацию носителей заряда в полупроводнике . Зависимость j 0 от температуры

характеризуют изменением температуры T 2 , необходимым для удвоения тока :

T 2 =	kT 0 ln 2	.	(9.16)
	E g

T епловой ток резко снижается с увеличением ширины запрещенной зоны полупроводника и уменьшается с ростом концентрации примесей .

9.5. ВАХ реального n-p перехода

Уравнение Шокли не отражает всех физических свойств n-p перехода и реальная ВАХ ( рис . 9.5) всегда в той или иной степени отклоняется от зависимости , определяемой выражением (9.15). В общем виде эти отличия можно сформулировать следующим образом : ∙ при одинаковой величине обратного напряжения , приложенного к переходу , реальная величина обратного тока существенно превышает ток j 0 ; ∙ при одинаковой величине прямого напряжения , приложенного к переходу , реальная величина прямого тока меньше расчетного значения по уравнению (9.15); ∙ в пределах прямой ветки реальной ВАХ при относительно больших величинах прямого напряжения имеется омический участок , в котором зависимость между током и напряжением описывается не экспоненциальной , а линейной зависимостью . Рис . 9.5. ВАХ n-p перехода : идеального − штриховая линия и реального − сплошная линия Основная причина различий идеальной и реальной ВАХ в пределах обратной ветки заключается в том , что уравнение (9.15) было получено без учета генерационно — рекомбинационных процессов в ОПЗ перехода . Такое допущение оправдано только в случае очень тонких переходов , которые на практике встречаются редко . Составляющую обратного тока , обусловленную 166

процессами генерации электронно — дырочных пар в переходе , называют током термогенерации (j g ) , а величину его можно определить из следующих соображений . Процессы генерации и рекомбинации протекают во всех частях диода – как в обедненном слое , так и в нейтральных n и p областях . В равновесном состоянии скорости генерации и рекомбинации носителей заряда одинаковы , поэтому результирующие потоки носителей отсутствуют . С приложением к переходу обратного напряжения толщина обедненного слоя ( d ) будет возрастать и , в результате , обедненный слой будет дополнительно обедняться свободными носителями заряда . Дефицит свободных носителей заряда замедлит процессы рекомбинации в переходе , в результате равновесие сдвинется в сторону генерации . При этом избыточные генерируемые носители будут перебрасываться полем перехода в нейтральные области : дырки в n- область , а электроны в р — область . Эти потоки и образуют ток термогенерации , увеличивающий обратный тепловой ток . Таким образом , при заданной величине обратного напряжения на переходе величина обратного тока (j об ) складывается из двух составляющих – теплового тока неосновных носителей заряда (j 0 ) и тока термогенерации (j g ) :

j об = j 0 + j g .

(9.17)

Вклад тока генерации тем выше , чем больше ширина запрещенной зоны , величина обратного напряжения и степень легирования n и p областей и чем меньше температура , причем j g / j 0 может на несколько порядков величины превышать единицу . На величину обратного тока также влияют поверхностные токи утечки , которые возникают в местах выхода n- р перехода на поверхность кристалла . Они увеличиваются с ростом напряжения и мало чувствительны к изменению температуры . При прямом включении перехода , за счет уменьшения его толщины , генерационно — рекомбинационное равновесие сдвигается в сторону рекомбинации и ток в прямом направлении возрастает на некоторую величину j R , которую называют током рекомбинации . С возрастанием величины прямого напряжения U относительная доля тока рекомбинации в общем прямом токе резко уменьшается . Поэтому величина j R оказывает влияние на характер прямой ветки ВАХ только на начальном участке ( работа в микрорежиме ). Существенное влияние на вид ВАХ при U > φ к оказывает сопротивление нейтральных областей вне области перехода . Прохождение тока через эти области создает на них падение напряжения , снижая тем самым напряжение непосредственно на переходе . Перераспределение внешнего напряжения между обедненной областью и базой приводит к изменению величины тока . При достаточно большом прямом токе идеализированная экспоненциальная ВАХ становится более пологой . На практике ВАХ реального перехода аппроксимируют уравнением

*	é	æ	ö	ù
	ç mU		÷
j = j 0	ê exp ç		÷	— 1 ú ,	(9.18)
						j
ë	è	T	ø	û
где j 0 * и m = 1 — 2 ( фактор	неидеальности )				являются параметрами ,

подбираемыми из условия наилучшего совпадения с экспериментальной ВАХ . 9.6. Механизмы пробоя n-р перехода В случае обратного включения в реальном n- р переходе при достижении некоторого значения обратного напряжения U пр начинается резкое возрастание тока , приводящее к пробою перехода . Пробоем называют резкое увеличение тока через переход в области обратных напряжений , превышающих напряжение пробоя . Существует несколько физических механизмов пробоя n- р перехода : · туннельный ( зенеровский ), · лавинный , · тепловой , · поверхностный , каждый из которых характеризуется напряжением пробоя ( U тп , U лп , U тпп ) и величиной критического напряжения (U * ). Параметр U * определяет границу между обратимым и необратимым пробоем . В случае , когда величина обратного напряжения , приложенного к переходу , лежит в диапазоне U [U тп , U лп , U тпп …U * ], пробой является обратимым и с уменьшением обратного напряжения свойства перехода восстанавливаются . При U > U * пробой является необратимым т . к . уменьшение напряжения ведет к росту обратного тока и к физическому разрушению ( расплавлению ) перехода . Туннельный пробой возникает в переходах между сильно легированными областями при условии , когда ширина n- р перехода соизмерима с длиной волны де — Бройля свободных носителей . Если p и n области сильно легированы , то ширина ОПЗ становится малой и за счет туннельного эффекта появляется конечная вероятность для электронов из валентной зоны проникнуть в зону проводимости , преодолев барьер , который возникает в сильном электрическом поле . Для туннельного эффекта характерно то , что электроны после преодоления энергии не изменяют своей энергии , следовательно , для того чтобы этот эффект имел место , электрическое поле должно быть настолько сильным , чтобы обеспечить наклон зон , при котором заполненные электронами уровни валентной зоны находятся напротив незаполненных энергетических уровней разрешенной зоны . Поскольку туннельный механизм перехода носителей имеет место только при малой ширине ОПЗ , то для этого типа пробоя характерны невысокие пробивные напряжения ( кривая 4 на рис . 9.5). К отличительным

особенностям туннельного пробоя следует также отнести сравнительно слабую зависимость напряжения пробоя от температуры , так как влияние температуры на напряжение туннельного пробоя связано , в основном , с изменением ширины запрещенной зоны . Лавинный пробой возникает в результате лавинной ударной ионизации атомов полупроводника в обедненном слое носителями заряда , ускоренными электрическим полем . Данный тип пробоя , в отличие от туннельного , преимущественно реализуется в широких n- р переходах при высоких обратных напряжениях ( кривая 5 на рис . 9.5). Характеристикой процесса лавинного пробоя является коэффициент лавинного умножения М , который равен отношению тока носителей , входящих в обедненную область , к току выхода из нее . Зависимость тока лавинного пробоя от величины обратного напряжения j проб = f(U) достаточно сложная и в целом аналитически не описывается . Поэтому для оценки коэффициента умножения можно использовать следующую аппроксимацию :

M =	j проб	≈	1	,	(9.19)
	1− ( U обр / U пр ) m
			j 0

где m − параметр , зависящий от природы полупроводника : m = 5 для кремния и германия n — типа , m = 3 для германия р — типа . Напряжение возникновения лавинного пробоя растет с увеличением ширины запрещенной зоны полупроводника и температуры перехода . Тепловой пробой связан с разогревом n- р перехода при прохождении обратного тока в условиях , когда тепловыделение не компенсируется теплоотводом . При увеличении обратного напряжения увеличивается и мощность , рассеиваемая в переходе в виде тепла , поэтому разогрев перехода обратными токами в свою очередь приводит к увеличению обратного тока за счет дополнительной генерации неосновных носителей . Возрастание обратного тока приведет к дополнительному выделению тепла и соответственно дополнительному разогреву , что явится причиной дальнейшего увеличения обратного тока . Таким образом , в n- р переходе возникает положительная обратная связь , которая приводит к возникновению тепловой неустойчивости − тепловому пробою , характерной особенностью которого является наличие участка ВАХ с отрицательным дифференциальным сопротивлением ( участок АВ на рис . 9.5). В отличие от туннельного и лавинного пробоя , тепловой пробой приводит к практически мгновенному разрушению перехода и поэтому является необратимым . Поверхностный пробой возникает в местах выхода n- р перехода на поверхность кристалла и может быть связан с неравномерностью электрического поля , особенностями диэлектрических свойств среды на границе с полупроводником , наличием загрязнений на поверхности и другими факторами .