1.3. Вольт-амперная характеристика  электронно-дырочного перехода

 Электронно-дырочный переход обладает свойствами, которые позволяют создать на его основе различные полупроводниковые приборы. На рис.1.1,а условно показаны две части кристалла, одна из которой имеет дырочную электропроводность, а другая – электронную. А на рис.1.1,б приведена картина после приведения их в контакт друг с другом. При  контактировании частей кристалла с различными типами проводимости, электроны и дырки могут переходить через границу раздела. Слева от границы раздела электронов значительно меньше, чем справа, поэтому произойдёт их диффузия в р- область. Однако, как только электроны попадут в р- область, они будут рекомбинироваться с дырками - основными носителями  в р- области, и их концентрация по мере углубления быстро убы­вает. Аналогично, дырки диффундируют в n-область из р- области и рекомбинируются там с электронами. Поскольку направленное движение заряженных частиц это есть электрический ток, то в момент контакта через границу раздела областей с различным типом проводимости появляется ток диффузии, состоящий из тока диффузии электронов и тока диффузии дырок, направление которого совпадает с направлением диффузии дырок.

I_д=I_pд+I_nд

В дальнейшем ток такого направления будем называть прямым током. Как было указано выше, диффузия электронов и дырок из областей, где они является основными носителями в области, где они становятся неосновными, приводит к тому, что на границе раз­дела образуется два слоя противоположных по знаку зарядов. Область образовавшихся пространственных зарядов представляет собой p-n переход. Его ширина обычно не превышает десятых до­лей микрона. После образования на границе p-n областей контактной разности потенциалов, продиффундировать через p-n пе­реход могут только те носители, тепловая энергия которых дос­таточна, чтобы преодолеть потенциальный барьер. Однако надо иметь в виду, что кроме основных носителей заряда, созданных донорными и акцепторными примесями, как в р- так и n-областях в каждое мгновение может образоваться определённое количес­тво электронно-дырочных пар за счёт тепловой или любой дру­гой энергии, получаемой кристаллом от внешней среды. Иначе го­воря, в n-области наряду с основными носителями-электронами имеется неос­новные носители-дырки, а в р- области - электроны. Эти неоснов­ные носители имеют определённое время жизни, и, если они окажутся в области p-n перехода, электрическое поле перехода бу­дет способствовать переходу неосновных носителей в те облас­ти, для которых эти носители является основными. Так, электроны проводимости р- области, совершая тепловое хаотическое движение, приближаются к области пространственного заряда, и полем этих зарядов переносятся в n-область, аналогично дырки  n-области переходят в р- область. Ток, создаваемый неосновными носителями, называется тепловым током. (Его ещё называют обратным током, темновым током и током насыщения). Он состоит из электронно­го I_0n и дырочного I_0p токов: I₀= I_0n + I_0p

Так как неосновных носителей мало, то и ток, образуемый ими, мал.

Кроме того он не зависит от величины напряжения на p-n переходе т.е. является током насыщения неосновных носителей.

По своему направлению тепловой ток противоположен току диффузии, поэтому общий ток р-n перехода:  I_p-n=I_д –I₀

При разомкнутом ( или замкнутом накоротко ) p-n переходе контактное напряжение затрудняет диффузию основных носителей настолько, что ток диффузии становится равным по абсолют­ной величине тепловому току

I_д =I₀. При этом  I_p-n=0. Основные носители при встречной диффузии усиленно рекомбинируются в приконтактных областях p-n перехода. Рекомбинация происходит с такой интенсивностью, что в любой точке слоя, обедненного подвижными носителями, будет примерное равенство

pn=n_i². Данное состояние полупроводника  называют равновесным.

Рассмотрим, какими характеристиками будет обладать p-n переход в зависимости от полярности приложенного напряжения:

а) Обратное включение p-n перехода.

При обратном включении p-n перехода источник подключается так, чтобы поле, создаваемое внешним напряжением, совпадало с полем p-n-перехода ( рис.1.2,б ). В этом случае поля складываются, и потенциальный барьер между р- и n- областями возрастает. Он становится равным U=+V, где  U-результирующий потенциальный барьер,  -контактная разность потенциалов, V -внешнее напряжение. Такое воздействие на p-n переход называется обратным смещением p-n перехода. Количество основных носителей, способных преодолеть действие результирующего поля, уменьшается, соответственно уменьшается и ток диффузии. Под действием электрического поля, создаваемого источником V, основные носи­тели будут оттягиваться от приконтактных областей в глубину полупроводника. В результате ширина запирающего слоя увеличивается по сравнению с шириной в равновесном состоянии.

По мере увеличения внешнего напряжения остаётся всё меньше подвижных носителей, способных преодолеть возрастающее тормозящее электрическое поле, и поэтому диффузионный ток через переход с увеличением обратного напряжения быстро стремится к нулю. Эта зависимость имеет экспоненциальный  характер:

I_nд= I_n0 exp[-qV/kT] _;   I_pд=I_p0exp[-qV/kT], где I_n0 и  I_p0 - токи неосновных носителей при V=0. При комнатной температуре qV/kT=39В^-1, поэтому экспоненциальная зависимость очень сильная.

Общий диффузионный ток: I_д=( I_n0+ I_p0) exp[-qV/kT]=I₀ exp[-qV/kT], где

I₀= I_n0+ I_p0           

Полный ток через переход равен разности диффузионного и теплового токов, поскольку они направлены в разные стороны. Тепловой ток образуется неосновными носителями заряда, при этом электрическое поле перехода способствует их перемещению в соседнюю область. Практически все неосновные носители, подходящие к p-n переходу, перемещаются в соседнюю область. Поэтому тепловой ток зависит от концентрации неосновных носите­лей в р- и n-областях и не зависит от напряжения, приложенного к p-n переходу. 

I_p-n=I_д –I₀= I₀ exp[-qV/kT] - I₀= I₀(exp[-qV/kT]-1).       

 б) Прямое включение p-n перехода.

При прямом включении p-n перехода источник включается так, что поле, создаваемое внешним напряжением в p-n переходе, направле­но навстречу контактному полю. Такое воздействие на p-n переход называют прямым смещением p-n перехода. В этом случае, напряжение источ­ника вычитается от контактной равности потенциалов. Потенциальный барьер между р- и n- областями соответственно уменьшается (рис.1.2,а).Диффузия основных носителей через p-n переход значительно облегчается и во внешней цепи возникает ток, примерно равный току диффузии.

Так как  прямое напряжение вызывает встречное движение дырок и электронов, то их концентрация в приконтактной областях возрастает, что приводит к уменьшению ширины p-n перехода. Зависи­мость тока диффузии от прямого напряжения имеет тот же вид, что и при обратном включении, только напряжение берётся с положительным знаком:

I_д=I₀ exp[qV/kT]

Так же как и для обратного включения, тепловой ток не будет зависить от напряжения. Полный ток  p-n перехода равен: I_p-n= I₀(exp[qV/kT]-1).

Последнюю формулу можно считать универсальной если принять, что внешнее напряжение в неё входит со своим знаком (прямое напряжение положительно, обратное – отрицательно). Из этого сле­дует, что при прямом смещении p-n перехода экспоненциальный член быстро возрастает и единицей в фигурных скобках можно пре­небречь, поэтому I_p-n= I_д. При обратном смещении p-n перехода экс­поненциальный член быстро стремится к нулю и ток p-n перехода оказывается равным тепловому току.

Рис.1.3. Теоретическая ВАХ идеального p-n перехода.

Зависимость тока I_p-n от внешнего напряжения, т.е. теоретическая вольт-амперная характеристика p-n перехода показана на рис 3.

На вольтамперную характеристику сильно влияет температура. С изменением темпе­ратуры смещаются как обратная, так и пря­мая ветви характеристики. При повышении температуры увеличивается число пар элек­трон-дырка, возникающих в p-n областях вследствие теплового движения атомов. Это приводит к увеличению теплового тока I₀  p-n перехода.

Поскольку ток I₀  входит в формулы для расчета и прямой, и обратной ветвей вольт-амперной характеристики, то отсюда и вытекает, что температура должна влиять на вольтамперную характеристику.

Как указывалось выше, при протекании через p-n переход прямого тока около перехода происходит накопление инжектированных неосновных неравновесных носителей. Неравновесные носители соз­дают в n- и р- областях неравновесные пространственные заряды соответствующих знаков. Если быстро сменить полярность источника, то в начальный момент во внешней цепи потечет значительный обратный ток, обусловленный обратным переходом тех носителей, являющихся неосновными для данных областей полупроводника. Поле контактной разности потенциалов не препятствует, а содей­ствует такому переходу.

Большое значение обратного тока в начальный момент при сме­не полярности внешнего источника соответствует как бы разряду некоторой ёмкости. Эта ёмкость называется диффузионной ёмкостью p-n перехода, в отличие от барьерной ёмкости, понятие которой даёт­ся выше.

Диффузионная ёмкость существует только тогда, когда имеется ток диффузии, а при отсутствии тока диффузии диффузионная ёмкость перестает существовать.

Диффузионная ёмкость прямо пропорциональна току диффузии и времени жизни неосновных носителей. ,  где  - время жизни дырок в n- области, - время жизни электронов в p - области. Для несимметричного p-n перехода  (p>>n)