1. Полупроводниковые приборы

1.1. Общие сведения о полупроводниках

1.2. Электропроводность полупроводников

1.3. Токи в полупроводнике

1.4. Электронно-дырочные переходы

1.5. Полупроводниковые диоды

1.6. Биполярные транзисторы

1.7. Полевые транзисторы

1.8. Свойства и применение транзисторов

1.9. Тиристоры

1.10. Фотоэлектрические и излучающие приборы

1.1. Общие сведения о полупроводниках

Полупроводниковыминазываются приборы, действие которых основано на использовании свойств веществ, занимающих по электропроводности промежуточное положение между проводниками и диэлектриками. Удельная электропроводность полупроводников s = 10²…10^-8 См/м (у проводников s = 10⁴…10³ См/м, у диэлектриков s < 10^-8 См/м). Согласно зонной теории, к полупроводникам относятся вещества, ширина запрещенной зоны DW которых не превосходит 3 эВ.

Электрические свойства полупроводников зависят от внешних условий: температуры, освещенности, внешних полей и др. Характерной особенностью полупроводников является повышение их электропроводности с увеличением температуры и при введении примесей.

В качестве веществ, используемых для изготовления полупроводниковых приборов, широко используются германий Ge, кремний Si (элементы четвертой группы таблицы Менделеева) и арсенид галлия GaAs. Они имеют монокристаллическую структуру и кристаллическую решетку алмазного типа: каждый атом окружен четырьмя атомами, находящимися в вершинах правильного тетраэдра. Атомы удерживаются в узлах решетки за счет валентных электронов.

Связь между двумя соседними атомами осуществляется двумя валентными электронами — по одному от каждого атома. Такая связь между атомами называется ковалентной.

Каждый атом указанных выше веществ на наружной оболочке имеет четыре валентных электрона. Поэтому каждый атом образует четыре ковалентных связи с четырьмя ближайшими от него атомами. В результате внешняя орбита каждого из атомов имеет восемь электронов и становится полностью заполненной.

Кристаллическая решетка, в которой каждый электрон внешней орбиты связан ковалентными связями с остальными атомами вещества, является идеальной. В таком кристалле все валентные электроны прочно связаны между собой и свободных электронов, которые могли бы участвовать в переносе зарядов, нет.

Такую кристаллическую решетку имеют все химически чистые беспримесные полупроводники при температуре абсолютного нуля (–273°С). В этих условиях полупроводники обладают свойствами идеальных изоляторов.

Суть ковалентной связи атомов полупроводников поясняется рис. 1.1

Рисунок 1.1.

1.2. Электропроводность полупроводников

Электропроводность полупроводников, как и других твердых тел, определяется направленным движением электронов под действием внешнего электрического поля. Существенные отличия электропроводности полупроводников от проводников и диэлектриков объясняется различием их энергетических диаграмм, показанных на рис. 1.2. Здесь 1 зона проводимости, 2 — валентная зона, 3 — запрещенная зона.

Рисунок 1.2.

У проводников запрещенная зона отсутствует. Как видно из рисунка, зона проводимости и валет пая зона частично перекрываются. При этом образуется свободная зона, имеющая свободные энергетические уровни. Электроны заполненных валентных уровней могут легко переходить на близлежащие свободные энергетические уровни. Это определяет возможность их перемещения под действием внешнего электрического поля и хорошую электропроводность металлов.

В полупроводниках валентная зона и зона проводимости разделены неширокой запрещенной зоной (DW = 0,67эВ для Ge; 1,12 эВ для Si; 1,41 эВ для GaAs). Под действием внешнего электрического поля, теплового, светового и другого излучений возможен переход электронов из валентной зоны в зону проводимости. При этом в валентной зоне возникают свободные энергетические уровни, а в зоне проводимости появляются свободные электроны, называемые электронами проводимости. Этот процесс называют генерацией пар носителей, а не занятое электроном энергетическое состояние в валентной зоне — дыркой.

Генерация носителей заряда приводит к тому, что электроны могут перемещаться в зоне проводимости, переходя на ближайшие свободные энергетические уровни, а дырки — в валентной зоне. Это эквивалентно перемещению положительных зарядов, равных по абсолютной величине зарядам электронов. Перемещение дырок можно представить как заполнение свободных энергетических уровней в валентной зоне электронами близлежащих занятых энергетических уровней. Электропроводность, обусловленную генерацией пар носителей заряда «электрон — дырка», называют собственной электропроводностью. Возвращение возбужденных электронов из зоны проводимости в валентную зону, в результате которого, пара носителей заряда «электрон — дырка» исчезает, называют рекомбинацией. Рекомбинация сопровождается выделением кванта энергии в виде фотона.

Генерация пар носителей заряда и рекомбинация происходят одновременно. Поэтому в полупроводнике устанавливается динамическое равновесие, определяющее равновесную концентрацию электронов и дырок. Скорость генерации u_ген равна скорости рекомбинации u_рек:

, где g_p — коэффициент рекомбинации, определяемый свойствами полупроводника; n_i — концентрация свободных электронов; p_i — концентрация свободных электронов; p_i — концентрация дырок в собственном (беспримесном) полупроводнике.

С увеличением температуры концентрация свободных электронов в полупроводнике возрастает по экспоненциальному закону:

, где n_i — количество свободных электронов в 1 см³ собственного полупроводника; n₀ — коэффициент, учитывающий тип полупроводникового вещества (n₀ = 5*10¹⁹ см^-3 для Ge; 2*10²⁰ см для Si); k — постоянная Больцмана; Т — абсолютная температура, К. Процесс генерации — рекомбинации носителей зарядов в полупроводнике имеет вероятностный характер и описывается статистикой Ферми — Дирака. Согласно статистике Ферми — Дирака вероятность того, что состояние с энергией W при данной температуре Т будет занято электроном, выражается функцией

, где W_F — энергия (уровень) Ферми. Причем имеются лишь две возможности: либо уровень с энергией W занят электроном, либо

При любых значениях температуры уровень Ферми совпадает с тем энергетическим уровнем, для которого характерна вероятность занятия его электроном Р = 0,5, т. е 50%. Энергетическая диаграмма и графики распределения Ферми — Дирака для беспримесного полупроводника при различных температурах показаны на рис. 1.3.

Рисунок 1.3.

Здесь по оси абсцисс отложена вероятность Р заполнения электронами соответствующих энергетических уровней Минимальное значение энергии зоны проводимости обозначено 1У_П, максимальное значение энергии валентной зоны — IV_B. При температуре абсолютного нуля ( — 273 С) все валентные уровни заполнены с вероятностью, равной Р=1, а вероятность заполнения любого уровня зоны проводимости равна нулю. Это показано на рис. 1.3 ломаной линией 1. При комнатной температуре часть валентных электронов переходит в зону проводимости, поэтому вероятность заполнения электронами валентной зоны оказывается несколько меньше единицы, а вероятность заполнения электронами зоны проводимости более нуля (кривая 2). Уровень Ферми располагается посередине запрещенной зоны, а вероятность заполнения этого уровня равна 0,5. Однако поскольку он находится в запрещенной зоне, то практически электроны не могут стабильно находиться на этом уровне.

Прямая 3 на рис. 1.3 характеризует теоретические случаи, когда температура стремится к бесконечности. В этом случае вероятность заполнения любого разрешенного уровня стремится к 0,5.

Из-за малой ширины запрещенной зоны у полупроводников даже при комнатной температуре наблюдается заметная проводимость. У диэлектриков из-за большой ширины запрещенной зоны проводимость при этом крайне мала.

Если внешнее электрическое поле отсутствует, то в полупроводнике наблюдается хаотическое тепловое движение электронов и дырок. В электрическом поле движение электронов и дырок становится упорядоченным. Проводимость полупроводника обусловлена перемещением, как свободных электронов, так и дырок. В полупроводнике различают проводимости n-типа (от слова negative — отрицательный), обусловленную движение электронов, p-типа (от слова positive — положительный), обусловленную движением дырок.

Плотность тока в полупроводнике J [А/см²] равна сумме электронной J_n и дырочной J_p составляющих:

, (1.1.)

где m_n — подвижность электронов, m_p — подвижность дырок; q_e — заряд электрона, Е — напряженность электрического поля.

Подвижность [м²/(В·с)] характеризует среднюю скорость перемещения носителей заряда под действием электрического поля напряженностью 1 В/м:

.

Подвижность зависит от вида полупроводника и типа носителей заряда. У носителей n-типа она выше, чем у носителей p-типа.

Как видно из приведенной выше формулы, электропроводность полупроводника зависит от подвижности носителей заряда, а также их концентрации. Введение примесей в полупроводник существенно изменяет его проводимость. Введение в четырехвалентный полупроводник пятивалентной примеси, например фосфора (F), позволяет получить донорную проводимость (n-типа). Введение трехвалентной примеси, например бора (В), позволяет получить полупроводник с акцепторной проводимостью (p-типа). Энергетические диаграммы полупроводников n— и p-типа показаны на рис. 1.4, а.

Рисунок 1.4.

В отличие от собственного полупроводника у полупроводника n-типа кривая распределения Ферми — Дирака и уровень Ферми смещаются вверх. Это объясняется тем, что атомы примеси обладают энергетическими уровнями, отличающимися от уровней собственного полупроводника. Пятивалентные примеси имеют энергетические уровни валентных электронов вблизи зоны проводимости собственного полупроводника. Величина DW_n = W_n — W_F мала (около 0,05 эВ), поэтому даже при комнатной температуре почти все электроны с примесного уровня переходят в зону проводимости. Концентрация электронов в зоне проводимости полупроводника n-типа определяется выражением n_n = N_д + n_l » N_д, где N_д — концентрация доноров.

Электроны составляют подавляющее большинство носителей в полупроводнике n-типа, и поэтому называются основными носителями, а дырки — неосновными.

У полупроводника p-типа кривая распределения Ферми — Дирака и уровень Ферми смещаются вниз (см. рис. 1.4, 6). Трехвалентные примеси имеют энергетические уровни валентных электронов вблизи валентной зоны собственного полупроводника.

Величина DW_p = W_F — W_В также мала (около 0,05 эВ), поэтому электроны валентной зоны легко переходят на примесный уровень. При этом в валентной зоне появляется большое число дырок. Они заполняются другими электронами валентной зоны, что сопровождается образованием новых дырок. Следовательно, появляется возможность перемещения электронов в валентной зоне и повышения электропроводности, называемой дырочной. Концентрация дырок в полупроводнике p-типа определяется выражением p_p = N_a + p_i » N_a, где N_a — концентрация акцепторов.

В отличие от полупроводников с донорной примесью у полупроводников p — типа основными носителями заряда являются дырки, а неосновными — электроны.

Концентрация электронов в полупроводнике с акцепторной примесью существенно меньше, чем в собственном полупроводнике: .

1.3. Токи в полупроводнике

В полупроводниковых приборах могут протекать дрейфовый и диффузионный токи. Дрейфовым называется ток, обусловленный электрическим полем. Если к полупроводнику приложить внешнее электрическое поле, то в нем наблюдается направленное движение дырок вдоль поля и направленное движение электронов в противоположном направлении. Суммарный дрейфовый ток электронов и дырок определяется выражением

, (1.2.)

где n и p — число электронов и дырок, пересекающих площадь в 1 см²/с; S — площадь поперечного сечения полупроводника.

Диффузионный ток обусловлен перемещением носителей заряда из области с высокой концентрацией в область с более низкой концентрацией, т. е. обусловлен наличием градиента концентрации (dn/dx — градиент концентрации электронов; dp/dx — градиент концентрации дырок). Суммарный диффузионный ток электронов и дырок определяется соотношением

, (1.3.)

где D_n и D_p — коэффициенты диффузии электронов и дырок соответственно.

Коэффициент диффузии равен числу носителей заряда, диффундирующих за одну секунду через единичную площадку при единичном градиенте концентрации. Знак «минус» в формуле означает, что диффузия происходит в направлении уменьшения концентрации, а так как дырки имеют положительный заряд, то диффузионный ток будет положительным при dp/dx<0.

Коэффициенты диффузии зависят от типа полупроводника, концентрации примесей, температуры и состояния кристаллической решетки. Например, при комнатной температуре для германия D_n » 100 см ²/с, D_р» 47 см²/с для кремния D_n » 30 см²/с, D_p »13cм²/c.

Коэффициент диффузии связан с подвижностью носителей заряда соотношением Эйнштейна:

Общий ток в полупроводнике может содержать четыре составляющие:

.

Концентрация носителей заряда в электронном объеме полупроводника может изменяться за счет генерации и рекомбинации носителей, а также при возбуждении полупроводника (например, при освещении, действии внешнего электрического или магнитного поля). При возбуждении полупроводника концентрация подвижных носителей заряда — электронов (n) и дырок (p)- превышает равновесную концентрацию (n₀ и p₀). Это приводит к увеличению проводимости полупроводника. Электроны или дырки проводимости, не находящиеся в термодинамическом равновесии, называются неравновесными носителями заряда.

После прекращения действия возбуждающего фактора избыточные концентрации носителей заряда (например, электронов Dn = n — n₀) стремятся к нулю в результате процесса рекомбинации. При этом главную роль играют особые центры рекомбинации — ловушки, обладающие локальными энергетическими уровнями в запрещенной зоне. Они способны захватить электрон из зоны проводимости и дырку из валентной зоны, осуществляя их рекомбинацию. Такими ловушками являются дефекты кристаллической решетки внутри и на поверхности полупроводника.

Скорость уменьшения концентрации неравновесных носителей заряда вследствие рекомбинации характеризуется временем жизни неравновесных носителей заряда t_н:

,

где t_об — объемное время жизни неравновесных носителей заряда; t_пов — поверхностное время жизни неравновесных носителей заряда. Объемное время жизни уменьшается с ростом плотности дефектов решетки. Увеличение концентрации примесей в полупроводнике также уменьшает t_об. Максимальное значение t_об имеет собственный полупроводник.

На поверхности полупроводника имеется большое количество различных дефектов, которым соответствуют в запрещенной зоне незанятые энергетические уровни, играющие роль ловушек. Скорость поверхностной рекомбинации зависит от геометрии полупроводника, состояния поверхности и подвижности носителей заряда.

Спад начальной избыточной концентрации Dn(0) во времени подчиняется экспоненциальному закону

.

Следовательно, время жизни неравновесных носителей можно определить интервалом времени, за которое избыточная концентрация уменьшается в е раз. Результирующая скорость спада избыточной концентрации в полупроводнике

.

Здесь n/t_н представляет собой скорость рекомбинации и зависит от мгновенного значения избыточной концентрации носителей заряда, а n₀/t_н — скорость генерации носителей заряда, которая зависит от равновесной концентрации носителей заряда. Величина t_н является временем жизни избыточных носителей, одинаковым для электронов и дырок и близким к времени жизни неосновных носи гелей. Зная время t_н, можно определить среднее расстояние, которое проходят носители заряда. Оно называется диффузионной длиной L. Так, для электронов

.

Концентрация носителей заряда зависит от координаты X и времени t. Скорость изменения концентрации носителей заряда зависит от избыточной концентрации, ее градиента и пространственной производной градиента. Эту зависимость можно найти, решая уравнение непрерывности. Для потока дырок в полупроводнике n-типа оно имеет вид:

.

Дивергенция вектора плотности потока характеризует скорость накопления (или рассасывания) носителей заряда в элементарном объеме полупроводника, обусловленную неравенством втекающих и вытекающих потоков носителей. В одномерном случае

, (1.4.)

где J_{ДИФ Р} — плотность диффузионного тока дырок; J_{ДР Р} — плотность дрейфового тока дырок. Учитывая, что

, a ,

и подставляя эти выражения, получаем

.

С учетом последнего выражения уравнение непрерывности принимает вид:

.

Аналогично можно получить уравнение непрерывности для потока электронов в полупроводнике p-типа. Оно имеет вид:

. (1.5.)

Уравнение непрерывности позволяет проводить анализ процессов в полупроводниковых приборах.

1.4. Электронно-дырочные переходы

Общие сведения. Электронно-дырочным (p-n) называют такой переход, который образован двумя областями полупроводника с разными типами проводимости: электронной и дырочной. Электронно-дырочный переход нельзя создать простым соприкосновением полупроводниковых пластин n- и p-типа, так как в месте соединения невозможно обеспечить общую кристаллическую решетку без дефектов. На практике широко используется метод получения p-n перехода путем введения в примесный полупроводник примеси с противоположным типом проводимости, например с помощью диффузии, или эпитаксии.

Электронно-дырочные переходы используются в большинстве полупроводниковых приборов (в диодах и полевых транзисторах используются по одному p-n переходу, в биполярных транзисторах — два p-n перехода, в тиристорах — три p-n перехода). Поэтому очень важным является понимание физических явлений и электрических свойств p-n перехода.

Формирование p-n-перехода. Предположим, что p-n переход образован электрическим контактом полупроводников n- и p-типа с одинаковой концентрацией донорных и акцепторных примесей (рис. 1.5, a). На границе областей возникают градиенты концентраций электронов и дырок. Вследствие того, что концентрация электронов в n-области выше, чем в p-области, возникает диффузионный ток электронов из p-области в n-область. А из-за того, что концентрация дырок в p-области выше, чем в n-области, возникает диффузионный ток дырок из p-области в n-область. В результате диффузии основных носителей заряда в граничном слое происходит рекомбинация. Приграничная p-область приобретает нескомпенсированный отрицательный заряд, обусловленный отрицательными ионами. Приграничная n-область приобретает нескомпенсированный положительный заряд, обусловленный положительными ионами.

На рис. 1.5, б показано распределение концентраций дырок p(x) и электронов n(x) в полупроводнике. В граничном слое образуется электрическое поле, направленное от n-области к p-области, как показано на рис. 1.5, а.

Рисунок 1.5. Рисунок 1.6.

Это поле является тормозящим для основных носителей заряда. Теперь любой электрон, проходящий из n-области в p-область, попадает в электрическое поле, стремящееся возвратить его обратно в электронную область. Аналогично любая дырка, проходящая из p-области в n-область, также попадает в электрическое поле, стремящееся возвратить ее обратно в дырочную область.

Внутреннее поле является ускоряющим для неосновных носителей. Если электроны p-области вследствие, например, хаотического теплового движения попадут в зону p-n перехода, то внутреннее поле обеспечит их быстрый переход через приграничную область. Аналогично будут преодолевать p-n переход дырки n-области. Для них внутреннее поле также является ускоряющим.

Таким образом, внутреннее электрическое поле p-n перехода создает дрейфовый ток неосновных носителей заряда. Этот ток направлен встречно диффузионному току основных носителей заряда.

Если к полупроводнику не прикладывается внешнее напряжение, то результирующий ток через p-n переход отсутствует:

.

Это равенство устанавливается при определенной контактной разности потенциалов U_K (рис. 1. 5, в). Эта разность потенциалов препятствует перемещению основных носителей заряда, т. е. создает потенциальный барьер. Для того чтобы преодолеть потенциальный барьер электрон должен обладать энергией W = q_eU_K. С увеличением потенциального барьера диффузионный ток должен убывать. Толщина слоя h, в котором действует внутреннее электрическое поле, мала и определяет толщину p-n перехода (обычно h < 10^-6 м). Однако сопротивление этого слоя велико, поскольку он обеднен основными носителями заряда. Поэтому его часто называют запирающим. При одинаковых концентрациях носителей зарядов в p- и n-областях полупроводника толщина p-n перехода образуется из двух равных частей h_p и h_n (см. рис. 1.5, а).

В общем случае справедливо соотношение

N_аh_p = N_дh_n. (1.6.)

Контактная разность потенциалов и толщина р-n-перехода зависят от концентрации доноров и акцепторов:

; (1.7)

, (1.8.)

где с — диэлектрическая проницаемость.

Очевидно, что увеличение концентрации доноров и акцепторов приводит к увеличению контактной разности потенциалов и уменьшению толщины p-n перехода.

Вольт-амперная характеристика p-n-перехода. Вольт-амперной характеристикой p-n перехода называется зависимость тока, протекающего через p-n переход, от величины и полярности приложенного напряжения. Аналитическое выражение ВАХ p-n перехода имеет вид:

, (1.9)

где I_обр — обратный ток насыщения p-n перехода; U — напряжение, приложенное к p-n переходу.

Характеристика, построенная с использованием этого выражения, имеет два характерных участка (рис. 1.6): 1— соответствующий прямому управляющему напряжению U_np, 2 — соответствующий обратному напряжению U_обр.

При больших обратных напряжениях наблюдается пробой p-n перехода, при котором обратный ток резко увеличивается. Различают два вида пробоя: электрический (обратимый) и тепловой (необратимый).

Прямое включение p-n-перехода. Включение, при котором к p-n переходу прикладывается внешнее напряжение U_пр в противофазе с контактной разностью потенциалов, называется прямым. Прямое включение p-n перехода показано на рис. 1.7, а. Практически все внешнее напряжение прикладывается к запирающему слою, поскольку его сопротивление значительно больше сопротивления остальной части полупроводника. Как видно из потенциальной диаграммы (рис. 1.7, б), высота потенциального барьера уменьшается: U_б = U_к — U_пp. Ширина p-n перехода также уменьшается (h’ < h). Дрейфовый ток уменьшается, диффузионный ток резко возрастает. Динамическое равновесие нарушается и через p-n переход протекает прямой ток:

. (1.10.)

Как видно из формулы (16.10), при увеличении прямого напряжения ток может возрасти до больших значений, так как он обусловлен движением основных носителей, концентрация которых в обеих областях полупроводника велика.

При прямом включении дрейфовая составляющая тока пренебрежимо мала по сравнению с диффузионной. Это объясняется низкой концентрацией неосновных носителей заряда и уменьшением результирующей напряженности электрического поля, обусловливающих дрейфовый ток.

Процесс введения основных носителей заряда через p-n переход с пониженной высотой потенциального барьера в область полупроводника, где эти носители заряда являются неосновными, называется инжекцией. Инжектированные носители диффундируют вглубь полупроводника, рекомбинируя с основными носителями этой области. Дырки, проникшие из p-области в n-область, рекомбинируют с электронами, поэтому диффузионный дырочный ток I_р постепенно спадает в n-области до нуля.

Поступающие от внешнего источника в n-область электроны продвигаются к p-n переходу, создавая электронный ток I_n. По мере приближения к переходу, вследствие рекомбинации электронов с дырками, этот ток спадает до нуля. Суммарный же ток в n-области I_диф = I_p + I_n во всех точках полупроводника n-типа остается неизменным. Одновременно с инжекцией дырок в n-область происходит инжекция электронов в p-область. Протекающие при этом процессы аналогичны описанным выше.

Обратное включение p-n-перехода. Включение, при котором к p-n переходу прикладывается внешнее напряжение U_обр в фазе с контактной разностью потенциалов, называется обратным. Этот случай иллюстрирует рис. 1.8, а.

Рисунок 1.7. Рисунок 1.8.

Под действием электрического поля, создаваемого внешним источником U_обр, основные носители оттягиваются от приконтактных слоев вглубь полупроводника. Как видно из рис. 1.8, б, это приводит к расширению p-n перехода (h’ > h). Потенциальный барьер возрастает и становится равным U_б = U_к + U_обр. Число основных носителей, способных преодолеть действие результирующего поля, уменьшается. Это приводит к уменьшению диффузионного тока, который может быть определен по формуле

. (1.11)

Для неосновных носителей (дырок в n-области и электронов в p-области) потенциальный барьер в электронно-дырочном переходе отсутствует. Неосновные носители втягиваются полем в переход и быстро преодолевают его. Это явление называется экстракцией.

При обратном включении преобладающую роль играет дрейфовый ток. Он имеет небольшую величину, так как создается движением неосновных носителей. Этот ток называется обратным и может быть определен по формуле I_обр = I_др — I_диф. Величина обратного тока практически не зависит от напряжения U_обр. Это объясняется тем, что в единицу времени количество генерируемых пар «электрон — дырка» при неизменной температуре остается неизменным. Поскольку концентрация неосновных носителей значительно меньше концентрации основных носителей заряда, обратный ток p-n перехода существенно меньше прямого (обычно на несколько порядков). Это определяет выпрямительные свойства p-n перехода: способность пропускать ток только в одном направлении.

Для получения хороших выпрямительных свойств желательно уменьшить обратный ток, что достигается очисткой исходного полупроводникового материала с целью снижения концентрации неосновных носителей заряда. Высокая степень чистоты полупроводниковых материалов обеспечивается специальной дорогостоящей технологией.

Электрический пробой происходит в результате внутренней электростатической эмиссии и под действием ударной ионизации атомов. Внутренняя электростатическая эмиссия в полупроводниках аналогична электростатической эмиссии электронов из металла. Под действием сильного электрического поля часть электронов освобождается из ковалентных связей и получает энергию, достаточную для преодоления высокого потенциального барьера p-n перехода. Двигаясь с большой скоростью, электроны сталкиваются с нейтральными атомами и ионизируют их. В результате ударной ионизации появляются новые свободные электроны и дырки. Они, в свою очередь, разгоняются полем и создают дополнительные носители тока. Описанный процесс носит лавинообразный характер и приводит к значительному увеличению обратного тока через p-n переход. Электрическому пробою соответствует участок 3 на рис. 1.6. Если чрезмерно увеличивать обратное напряжение (до значений, превышающих максимально допустимое напряжение U_{o6p max}, указанное на рис. 1.6), то произойдет тепловой пробой p-n перехода, и он потеряет свойство односторонней проводимости. Обратная ветвь характеристики при тепловом пробое имеет вид участка 4.

Тепловой пробой p-n перехода происходит вследствие вырывания валентных электронов из связей в атомах при тепловых колебаниях кристаллической решетки. Тепловая генерация пар «электрон — дырка» приводит к увеличению концентрации неосновных носителей заряда и росту обратного тока. Увеличение тока сопровождается дальнейшим повышением температуры. Процесс нарастает лавинообразно, происходит изменение структуры кристалла, и переход необратимо выходит из строя. Если же при возникновении пробоя ток через p-n переход ограничен сопротивлением внешней цепи и мощность, выделяемая на переходе, невелика, то пробой обратим.

Анализ ВАХ p-n перехода позволяет рассматривать его как нелинейный элемент, сопротивление которого R_д изменяется в зависимости от величины и полярности приложенного напряжения. Нелинейные свойства p-n перехода лежат в основе работы полупроводниковых диодов, транзисторов и других приборов.

Рисунок 1.9 Рисунок 1.10

На рис. 1.9 приведена модель реального p-n перехода. Здесь помимо управляемого сопротивления R_д показаны неуправляемые сопротивления контактов R и емкости p-n перехода: барьерная С_б и диффузионная С_диф. Наличие у реальных p-n переходов сопротивлений контактов R сказывается на виде ВАХ в области прямых управляющих напряжений: характеристика располагается ниже по сравнению с идеализированным p-n переходом (область 5 на рис. 1.6).

Потенциальный барьер образован неподвижными зарядами: положительными и отрицательными ионами. Емкость, обусловленная этими зарядами, называется барьерной. При изменении запирающего напряжения меняется толщина p-n перехода, а следовательно, и его емкость. Величина барьерной емкости пропорциональна площади p-n перехода, концентрации носителей заряда и диэлектрической проницаемости материала полупроводника. При малом обратном напряжении толщина p-n перехода мала, носители зарядов противоположных знаков находятся на небольшом расстоянии друг от друга. При этом собственная емкость p-n перехода велика. В случае увеличения обратного напряжения толщина p-n перехода растет и емкость p-n перехода уменьшается. Таким образом, p-n переход можно использовать как емкость, управляемую обратным напряжением: С_б = q_б/U_обр, где q_б — объемный заряд равновесных носителей.

При прямом напряжении p-n переход, кроме барьерной емкости, обладает диффузионной емкостью С_диф. Эта емкость обусловлена накоплением подвижных носителей заряда в n- и p-областях. При прямом напряжении основные носители заряда в большом количестве диффундируют через пониженный потенциальный барьер и, не успев рекомбинировать, накапливаются в n- и p-областях.

Каждому значению прямого напряжения соответствует определенный накопленный неравновесный заряд q_диф:

.

Диффузионная емкость не оказывает существенного влияния на работу p-n перехода, так как она всегда зашунгирована малым прямым сопротивлением R_д. Зависимости емкостей p-n перехода от управляющего напряжения имеют вид, изображенный на рис. 1.10.