Какой слой будет более низкоомным при условии что pp nn

Полупроводник N и P – типов (примесные полупроводники)

Уравнение плотности полного тока в полупроводнике.

У чистых или собственных полупроводников концентрация электронов и дырок одинакова. Электропроводимость собственного (беспримесного) полупроводника очень низка.

В большинстве электронных приборов применяются полупроводники, обладающие так называемой примесной проводимости. Чтобы превратить собственный полупроводник в примесный, необходимо ввести в его кристаллическую решетку некоторое количество специально подобранной химической добавки, т.е. осуществить легирование полупроводника.
Примеси создают ряд энергетических уровней в запрещенной зоне. В результате вероятность образования электронно-дырочных пар при температуре возбуждения оказывается значительно более высокой, чем в собственном полупроводнике.

В таких полупроводниках электрическая проводимость осуществляется в основном за счет носителей зарядов одного знака – электронов или дырок. Чтобы обеспечить электронную или дырочную проводимость, достаточно, как правило, ввести один атом соответствующей примеси на атомов собственного полупроводника. Атомы примеси в кристаллической решетке германия или кремния (4 группа таблицы Менделеева) обычно замещают часть основных атомов в узлах решетки. Результаты такого замещения зависят от материала примеси.

Существуют легирующие примеси двух видов: доноры – пятивалентные элементы, такие как P, As, Sb (донор – дающий, жертвующий). Концентрацию доноров будем обозначать Nd. Акцепторы – трехвалентные элементы, такие как B, Al, In, Ga (акцептор – принимающий, берущий). Концентрацию акцепторов будем обозначать Na. На основании этого различают полупроводники n-типа и p-типа.

При этом четыре валентных электрона примеси образуют связи с четырьмя соседними атомами кремния. Пятый электрон примеси не участвует в образовании ковалентных связей, легко может быть оторван от своего атома и стать свободным. При комнатной температуре практически все электроны примеси, не образующие ковалентных связей с атомами кремния становятся свободными и участвуют в электрической проводимости. Атом примеси, потерявший один электрон, становится неподвижным положительным ионом.

Свободные электроны примеси добавляются к свободным электронам полупроводника, вызванным термогенерацией, поэтому электропроводность полупроводника становится преимущественно электронной.

В этих условиях электроны являются основными носителями заряда, т.к. n>>p, а дырки – неосновными носителями.

Пример: в 1 (≈ 2 г) кремния – 4,99*атомов. Собственная концентрация ni=pi – 2*носит/. При введении в кремний 2*атомов фосфора (все ионизированы), проводимость будет складываться из суммы электронов (2*+2*≈2*), что увеличит проводимость кремния после легирования в раз (100 тыс. раз). При этом 2*атомов фосфора, составляют 0,5*атомов кремния, а значит 0,5*2*г, что составляет 1*г=0,1*г=0,1мкг P (на 2 г Si) или 50мкг P на 1 кг Si.

Для получения полупроводника p-типа в кристалл 4-х валентного кремния вводят примесь акцептора (валентность 3).

При этом три валентных электрона примеси образуют ковалентные связи с тремя из четырех соседних атомов кремния. Одна из ковалентных связей остается незавершенной, образуя вакантное энергетическое состояние. Атому примеси для заполнения вакансии требуется дополнительный электрон для образования прочной восьмиэлектронной оболочки. Этот электрон отбирается от одного любого атома кремния. Атом примеси, отобравший электрон из ковалентной связи решетки полупроводника, становится неподвижным отрицательным ионом. На том месте в основной решетке, откуда к атому примеси пришел электрон, образуется дырка. Она добавляется к собственным дыркам полупроводника, вызванным термогенерацией, поэтому проводимость полупроводника становится преимущественно дырочной.

В этих условиях дырки являются основными носителями заряда, т.к. p>>n, а электроны – неосновными носителями.

Для полупроводника n-типа справедливо следующее неравенство:

Nn>>Pn, где N – концентрация электронов в полупроводнике n-типа;

P – концентрация дырок в полупроводнике n-типа

А для полупроводника p-типа:

Pp>>Np, где P – концентрация дырок в полупроводнике р-типа;

N – концентрация электронов в полупроводнике р-типа.

Донорные примеси образуют примесные уровни Wд, расположенные в запрещенной зоне вблизи зоны проводимости; акцепторные примеси образуют примесные уровни , расположенные в запрещенной зоне вблизи валентной зоны. Уровень ферми в примесных полупроводниках располагается между уровнем Wд и дном зоны проводимости Wп, либо между уровнем и потолком валентной зоны Wв (см. рисунок).

Электронно-дырочный переход (p-n переход).

Электрический переход в полупроводниках – это граничный слой между двумя областями, физические характеристики которых существенно различаются.

Работа большинства полупроводниковых приборов основана на использовании одного или нескольких переходов между двумя областями полупроводника с различным типом электропроводности.

P-n переход образуется при механическом соединении полупроводников различного типа проводимости.

В полупроводниках с областями p- и n-типов, образующими переход, можно выделить следующие пространственные области:

— металлургический переход (контакт, граница) – воображаемая плоскость, разделяющая p- и n-области;

— область перехода или область пространственного заряда или обедненная область – область, распространяющаяся по обе стороны металлургической границы (имеет толщину от 1 мкм до 0,1 мкм в зависимости от технологии производства);

— нейтральные области (p- и n-области), лежащие между областью пространственного заряда и границами полупроводников n- и p-типов;

— омические контакты – выводы, которыми заканчиваются нейтральные области.

Одномерный чертеж электронно-дырочного перехода.

Рассмотрим модель резкого и ступенчатого p-n перехода, в котором концентрация примесных атомов скачком изменяется от значения Nd в области n до значения Na в области p.

Будем также считать, что переход симметричный, условие которого Nd=Na. Если же Nd≠Na – переход является несимметричным.

При Nd > Nа переход обозначается ;

При Nd > Pn ; Pp >> Np представлена на чертеже.

Диаграмма распределения параметров в p-n переходе.

1) распределение концентрации доноров и акцепторов;

2) распределение концентрации электронов и дырок;

3) распределение контактной разности потенциалов;

4) распределение напряженности поля.

При возникновении контакта в разнотипных полупроводниках начинаются интенсивные диффузии носителей заряда. Т.к. концентрация электронов в n-области больше, чем в p-области (Nn>>Np), то часть электронов диффундирует из n-области в p-область. При этом в p-области, у металлургической границы, окажутся избыточные электроны, которые будут занимать вакантные ковалентные связи, что уменьшит в пограничном слое концентрацию дырок и создаст слой отрицательных неподвижных зарядов (ионов) акцепторов.

Так как часть электронов из области n перешла в область p, то в пограничном слое области n уменьшится концентрация электронов, и проявятся не скомпенсированные положительные ионы атомов доноров.

Таким образом, вокруг металлургической границы образуется двойной слой противоположных по знаку неподвижных зарядов (ионов доноров и акцепторов). Именно этот слой и называют p-n переходом или запирающим слоем; он определяет контактную разность потенциалов (потенциальный барьер), для Ge – (0,2÷0,3) В, для Si – (0,7÷0,8) В.

Такие переходы электронов будут продолжаться до тех пор, пока электрическое поле потенциального барьера не вырастет настолько, что энергии электронов уже окажется недостаточно для преодоления этого поля.

Потенциальный барьер создает тормозящее поле для основных носителей зарядов и препятствует перемещению электронов в p-область, дырок – в n-область.

Для неосновных носителей зарядов (дырок в n-области и электронов в p-области) поле потенциального барьера является ускоряющим. В результате чего осуществляется переброс неосновных носителей заряда через p-n переход (ток дрейфа). Неосновные носители заряда, переходя через область перехода, нейтрализуют часть ионов обоих знаков, что приводит к понижению потенциального барьера и увеличению диффузионного тока основных носителей. Т.о. в p-n переходе устанавливается динамическое равновесие.

Направление диффузионных токов основных носителей противоположно направлению дрейфовых токов неосновных носителей через p-n переход.

Т.к. в изолированном полупроводнике результирующая плотность токов равна нулю, то условие динамического равновесия может быть определено:

Значение контактной разности потенциалов определяется положением уровня Ферми в полупроводниках n- и p-типа:

Т.к.; , имеем:

Толщина p-n перехода для равновесного состояния может быть определена:

,

где – относительная диэлектрическая проницаемость полупроводника,

– диэлектрическая постоянная воздуха,

– абсолютная диэлектрическая проницаемость полупроводника:

Напряженность электрического поля E в p-n переходе определяется производной от контактной разности потенциалов, взятой по геометрической координате х:

.

Нарушение равновесного состояния p-n перехода может быть нарушено при подключении к омическим контактам внешнего напряжения. В зависимости от полярности и величины внешнего напряжения характер тока через p-n переход и его величина оказываются различными.

Нам важно ваше мнение! Был ли полезен опубликованный материал? Да | Нет

Источник

Какой слой будет более низкоомным при условии что pp nn

Электронно-дырочным, или p-n переходом, называют контакт двух полупроводников одного вида с различными типами проводимости (электронным и дырочным).

Рассмотрим контакт двух полупроводников n- и p-типа. Величина работы выхода Ф определяется расстоянием от уровня Ферми до уровня вакуума. Термодинамическая работа выхода в полупроводнике p-типа Ф_p всегда больше, чем термодинамическая работа выхода Ф_n в полупроводнике n-типа. Из соотношений (2.13) и (2.14) следует, что

На рисунке 2.8 приведены зонные диаграммы, иллюстрирующие этапы формирования электронно-дырочного перехода.

Рис. 2.8. Схема, иллюстрирующая образование p-n перехода

Граница областей донорной и акцепторной примеси в полупроводнике получила название металлургического p-n перехода. Границу, где уровень Ферми пересекает середину запрещенной зоны, называют физическим p-n переходом.

2.10.1. Распределение свободных носителей в p-n переходе

Рассмотрим несимметричный p-n переход, будем считать, что концентрация акцепторов больше, чем концентрация доноров N_A > N_D; в этом случае для объемного положения уровня Ферми получаем φ_n (2.42)

Для квазинейтрального объема полупроводников

(2.43)

Для области пространственного заряда эти соотношения трансформируются таким образом, что φ_0p и φ_0n становятся зависимыми от координаты x, то есть φ_0p(x) и φ_0n(x). Следовательно, и концентрации электронов и дырок в области пространственного заряда тоже зависит от координаты p_p(x), n_p(x), n_n(x), p_n(x).

(2.44)

Для электронов аналогично получаем, что величина концентрации электронов n_p(x) возрастает экспоненциально и также равна собственной концентрации в области физического p-n перехода.

Аналогично меняется концентрация основных n_n(x) и неосновных p_n(x) носителей в ОПЗ полупроводника n-типа.

На рисунке 2.9 показано распределение концентрации носителей в несимметричном p-n переходе в логарифмическом масштабе и схема p-n перехода.

Рис. 2.9. p-n переход в равновесных условиях:
а) распределение равновесных носителей;
б) диаграмма, иллюстрирующая распределение доноров и акцепторов

Таким образом, из приведенного рисунка следует, что в несимметричных p-n переходах физические и металлургические p-n переходы пространственно не совпадают. Распределение концентрации основных и неосновных носителей симметрично относительно линии, соответствующей собственной концентрации n_i.

2.10.3 Поле и потенциал в p-n переходе

Связь электрического поля и потенциала в p-n переходе описывается уравнением Пуассона. В одномерном приближении это уравнение имеет вид:

(2.45)

(2.46)

(2.47)

Максимальная величина электрического поля E_max будет равна

(2.48)

Для нахождения распределения потенциала (а следовательно и зависимости потенциальной энергии от координаты) проинтегрируем еще раз уравнение (2.34) при следующих граничных условиях: x = W, ψ(W) = 0. Получаем:

(2.49)

Подставляя полученные значения константы в соотношение (2.49), получаем для распределения потенциала ψ(x) в области x

Проводя аналогичное интегрировнаие для области x > 0, получаем:

(2.50)

Подставляя полученные значения константы в соотношение (2.50), получаем для распределения потенциала ψ(x) в области x > 0:

(2.51)

Таким образом, закон изменения потенциала ψ в p-области (отсчет идет от уровня в квазинейтральной области):

и наоборот, в n-области:

На рисунке 2.10 приведена диаграмма, иллюстрирующая распределение электрического поля и потенциала в p-n переходе, рассчитанная по соотношениям (2.46), (2.47), (2.50) и (2.51).

Рис. 2.10. Диаграмма, иллюстрирующая распределение электрического поля и потенциала в p-n переходе:
а) структура p-n перехода;
б) распределение электрического поля в ОПЗ;
в) распределение потенциала в ОПЗ

На металлургической границе p-n перехода при x = 0 значение потенциала ψ₁ + ψ₂ = Δφ₀ = φ_n0 + φ_p0, или

(2.52)

Согласно уравнению электронейтральности в замкнутых системах величины положительного и отрицательного заряда на единицу площади должны быть равны:

(2.53)

Подставляем выражение (2.45) в (2.46), получаем:

Несложные преобразования позволяют получить выражение для ширины обедненных областей W_p и W_n в p- и n-областях соответственно:

(2.54)

Из предыдущих формул легко видеть, что с ростом легирования p-области ширина p-n перехода W_p в акцепторной части полупроводника уменьшится.

Полная ширина p-n перехода W, равная W = W_p + W_n, будет:

(2.55)

Источник

Электронно-дырочный переход

Электронно-дырочный переход (p-n-переход) находится на границе между двумя областями полупроводника, одна из которых имеет электронную (n), а другая – дырочную (p) электрические проводимости, то есть соответственно n— или p-области. Однако его нельзя создать простым соприкосновением полупроводниковых пластин n- или p-типов, так как при этом неизбежен промежуточный слой воздуха, оксидов или поверхностных загрязнений. Переход создается в кристалле полупроводника с помощью технологических процессов (например, сплавления, диффузии), в результате которых граница раздела между областями p- и n-типов находится внутри полупроводникового монокристалла.

В зависимости от характера примесей, обеспечивающих требуемый тип электропроводности в областях, различают два типа переходов: резкий (ступенчатый) и плавный (линейный). В резком переходе концентрация примесей на границе раздела областей изменится на расстоянии, соизмеримом с диффузионной длиной, в плавном – на расстоянии, значительно большем диффузионной длины. Лучшим выпрямительными (вентильными) свойствами обладают резкие p-n-переходы. Резкий p-n-переход образуется при сплавлении, плавный – получается методом диффузии или методом выращивания из расплава.

В зависимости от площади p-n-переходы разделяются на точечные и плоскостные. Плоскостные переходы в зависимости от метода их изготовления бывают сплавными, диффузионными, эпитаксиальными и т.п.

Точечныеp-n-переходы образуются точечно-контактным способом. Например, к пластине германия, напаянной с помощью олова на кристаллодержатель, подводят и прижимают заостренную иглу из бериллиевой бронзы (рис. 1.1). Диаметр острия порядка 20 – 50 мкм. В месте соприкосновения иглы с полупроводником образуется выпрямляющий переход. Для улучшения его свойств через контакт иглы с германием пропускают мощные короткие импульсы тока, при этом конец иглы сплавляется с полупроводником, обеспечивая стабильность и механическую прочность контакта. Одновременно при повышенной температуре медь диффундирует внутрь германия, образуя под контактной иглой полусферическую область p-типа, так как медь в германии является акцепторной примесью. Для увеличения концентрации акцепторной примеси в p-области зачастую на конец иглы перед прижатием наносят индий или алюминий.

Таким образом, p-n-переход образуется в результате диффузии примеси из иглы и возникновения под иглой p-области в германии n-типа. Точечные диоды имеют очень маленькую емкость, так как площадь p-n-перехода небольшая, поэтому их используют главным образом при изготовлении диодов высокой и сверхвысокой частоты.

Рис. 1.1. Структура точечного p-n-перехода

Плоскостных p-n-переходы, у которых линейные размеры перехода, определяющие его площадь, значительно больше толщины, получают методами сплавления, диффузии, эпитаксии, ионной имплантации.

Рис. 1.2. Схема изготовления сплавного перехода

Верхняя часть алюминиевой таблетки используется в качестве омического контакта к области p-типа. На обратную поверхность кристалла напыляют сплав золото-сурьма, содержащий около 0,1 % сурьмы, и вплавляют его при температуре около 400 °С для создания невыпрямляющего омического контакта с кремнием n-типа.

Сплавные p-n-переходы получаются несимметричными, т.е. р_р >> n_n, поэтому у такого диода дырочная составляющая тока диффузии значительно больше электронной составляющей:

. (1.1)

Сплавные резкие переходы имеют значительно большую площадь, чем точечные, соответственно их емкость много больше.

При изготовлении плоскостного диффузионного перехода применяют различные методы, в основе каждого из них – диффузия примесного вещества (донорного или акцепторного) в исходную полупроводниковую пластину p-или n-типа (соответственно) при больших температурах (более 1000 o С). При этом концентрация введенной в поверхностный слой примеси уменьшается с глубиной, поэтому p-n-переход получается плавным. Глубина диффузии примеси в кристалле зависит от температуры и времени проведения диффузии, поэтому ее легко контролировать.

С целью получения меньшего разброса параметров при изготовлении диодов в едином технологическом цикле методом дополнительного травления уменьшают площадь диффузионной области, т. е. создают так называемый меза-переход (в переводе с испанского выступ, столик) (рис. 1.3, а).

Рис. 1.3. Основные диффузионные методы изготовления

на эпитаксиальной подложке

Планарные переходы получили свое название потому, что p-n-переходы диодных структур (также это относится и к транзисторным структурам) и контакты ко всем областям расположены на одной плоскости полупроводникового кристалла. Схематично последовательность операций при получении планарных переходов показана на рис. 1.3, б. Нагревая пластину кремния в потоке кислорода, получают на ее поверхности слой диоксида кремния необходимой толщины (обычно в пределах 0,5 – 1,2 мкм).

Затем методом фотолитографии селективно удаляют оксидный слой и в свободные от SiO₂ «окна» проводят диффузию примеси (например, атомов бора), получают p-n-переход. Применяя вновь метод фотолитографии, травлением удаляют SiO₂ с участков кремния n- и p-типов для создания омических контактов к этим областям методом напыления алюминия.

Эпитаксиальные структуры обычно используется в планарной технологии для уменьшения последовательного сопротивления. На поверхности сильно легированного низкоомного кремния выращивается слабо легированный высокоомный эпитаксиальный слой. И далее технология получения диффузионного перехода (рис. 1.3, в) аналогична предыдущему методу.

Методом эпитаксии можно получить плоскостный переход непосредственно без использования процесса диффузии. На полупроводниковую пластину кремния p-типа наращивают кристаллический слой, называемый эпитаксиальным с донорной примесью, в результате чего получают резкий p-n-переход. Наращивание эпитаксиального слоя проводится из паровой фазы на поверхность монокристаллического полупроводника, при этом кристаллографическая решетка эпитаксиальной пленки продолжает ориентацию решетки исходной пластины – подложки.

На рис. 1.4 условно показан кристалл, одна часть объема которого имеет дырочную электропроводность, а другая – электронную. До установления термодинамического равновесия между p— и n-областями и в отсутствии внешнего электрического поля в таком переходе протекают следующие физические процессы.

Поскольку концентрация дырок в p-области гораздо выше их концентрации в n-области, то дырки из p-области диффундируют в n-область. Однако, как только дырки попадают в n-область, они начинают рекомбинировать с электронами, основными носителями зарядов в n-области и их концентрация по мере углубления быстро убывает. Аналогично электроны из n-области диффундируют в p-область. Если бы дырки и электроны являлись нейтральными частицами, то их взаимная диффузия привела бы к полному выравниванию концентрации дырок и электронов по всему объему кристалла, p-n-переход, как таковой, отсутствовал бы.

Встречная диффузия подвижных носителей заряда приводит к появлению в n-области нескомпенсированных положительных зарядов ионов донорной примеси, а в p-области – отрицательных зарядов ионов акцепторной примеси, связанной с кристаллической решеткой полупроводника (рис. 1.4, б).

Так как электрическое поле неподвижных зарядов p-n-перехода при термодинамическом равновесном состоянии препятствует диффузии основных носителей заряда в соседнюю область, то считают, что между p- и n-областями устанавливается потенциальный барьер, φ_о, распределение потенциала которого вдоль структуры p-n-перехода показано на рис. 1.4, г.

Основные носители заряда при встречной диффузии рекомбинируют в приконтактных областях p-n-перехода, что приводит к образованию в этом месте обедненного подвижными носителями заряда слоя, который обладает малой удельной проводимостью (как беспримесный или собственный полупроводник) и поэтому называется обедненным или запирающим слоем х₃ (рис. 1.4, д).

Пусть источник внешнего напряжения подключен положительным полюсом к полупроводнику р-типа (рис. 1.5, а). Такое напряжение, у которого полярность совпадает с полярностью основных носителей, называется прямым.

Рис.1.5. Электронно-дырочный переход

при прямом напряжении

Действие прямого напряжения и_пр, вызывающее прямой ток i_пр через переход, поясняется потенциальной диаграммой на рис. 1.5, б. (На этом и следующих рисунках потенциальная диаграмма изображена упрощенно. Для рассмотрения р-п-перехода процессы в остальных частях цепи не представляют интереса. Поэтому на диаграммах не показано изменение потенциала вдоль п- и р-областей, т. е. их сопротивление принято равным нулю. Не показано также изменение потенциала в контактах областей п и р с электродами, к которым присоединены провода от источника напряжения.)

Электрическое поле, создаваемое в р—п-переходе прямым напряжением, действует навстречу полю контактной разности потенциалов. Это показано на рисунке векторами Е_к и Е_пр. Результирующее поле становится слабее, и разность потенциалов в переходе уменьшается, т. е. высота потенциального барьера понижается, возрастает диффузионный ток, так как большее число носителей может преодолеть пониженный барьер. Ток дрейфа при этом почти не изменяется, так как он зависит главным образом от числа неосновных носителей, попадающих за счет своих тепловых скоростей на р—п-переход из п- и р-областей. Если пренебречь падением напряжения на сопротивлении областей п и р, то напряжение на переходе можно считать равным и_к — и_пр. Для сравнения на рис. 1.5, б штриховой линией приведена потенциальная диаграмма при отсутствии внешнего напряжения.

Как известно, в этом случае токи i_диф и i_др равны и компенсируют друг друга. При прямом напряжении i_диф > i_др и поэтому полный ток через переход, т. е. прямой ток, уже не равен нулю:

Если барьер значительно понижен, то i_диф >> i_дри можно считать, что i_пр @ i_диф, т.е. прямой ток в переходе является чисто диффузионным.

При прямом напряжении не только понижается потенциальный барьер, но также уменьшается толщина запирающего слоя (d_np р_п и подвижность электронов больше подвижности дырок. Конечно, при прямом напряжении кроме диффузионного тока есть еще ток дрейфа, вызванный движением неосновных носителей. Но если он очень мал, то его можно не принимать во внимание.

Рис. 1.6. Распределение электронного и дырочного тока в р—п-переходе

Пусть источник внешнего напряжения подключен положительным полюсом к области п, а отрицательным — к области р (рис. 1.7, а). Под действием такого обратного напряжения и_обр через переход протекает очень небольшой обратный ток i_o6p, что объясняется следующим образом. Поле, создаваемое обратным напряжением, складывается с полем контактной разности потенциалов. На рис. 1.7, а это показывают одинаковые направления векторов Е_к и Е_обр. Результирующее поле усиливается, и высота потенциального барьера теперь равна и_к + и_обр (рис. 1.7, б). Уже при небольшом повышении барьера диффузионное перемещение основных носителей через переход прекращается, т.е. i_диф= 0, т. к. собственные скорости носителей недостаточны для преодоления барьера. А ток проводимости остается почти неизменным, поскольку он определяется главным образом числом неосновных носителей, попадающих на р-п-переход из п— и р-областей.

Рис. 1.7. Электронно-дырочный переход

при обратном напряжении

Выведение неосновных носителей через р-п-переход ускоряющим электрическим полем, созданным обратным напряжением, называют экстракцией носителей заряда(слово «экстракция» означает «выдергивание, извлечение»).

Таким образом, обратный ток i_o6p представляет собой ток проводимости, вызванный перемещением неосновных носителей. Обратный ток получается очень небольшим, так как неосновных носителей мало и, кроме того, сопротивление запирающего слоя при обратном напряжении очень велико. Действительно, при повышении обратного напряжения поле в месте перехода становится сильнее и под действием этого поля больше основных носителей «выталкивается» из пограничных слоев в глубь п- и р-областей. Поэтому с увеличением обратного напряжения увеличивается не только высота потенциального барьера, но и толщина запирающего слоя (d_o6p > d). Этот слой еще сильнее обедняется носителями, и его сопротивление значительно возрастает, т. е. R_обр >> R_np.

Уже при сравнительно небольшом обратном напряжении обратный ток становится практически постоянным. Это объясняется тем, что число неосновных носителей ограничено. С повышением температуры концентрация их возрастает, и обратный ток увеличивается, а обратное сопротивление уменьшается.

Рассмотрим подробнее, как устанавливается обратный ток при включении обратного напряжения. Сначала возникает переходный процесс, связанный с движением основных носителей. Электроны в n-области движутся по направлению к положительному полюсу источника, т. е. удаляются от p-n-перехода. А в р-области, удаляясь от p-n-перехода, движутся дырки. У отрицательного электрода они рекомбинируют с электронами, которые приходят из проводника, соединяющего этот электрод с отрицательным полюсом источника.

Поскольку из n-области уходят электроны, она заряжается положительно, так как в ней остаются положительно заряженные атомы донорной примеси. Подобно этому р-область заряжается отрицательно, так как ее дырки заполняются приходящими электронами и в ней остаются отрицательно заряженные атомы акцепторной примеси.

Рассмотренное движение основных носителей в противоположные стороны продолжается лишь малый промежуток времени. Такой кратковременный ток подобен зарядному току конденсатора. По обе стороны p-n-перехода возникают два разноименных объемных заряда, и вся система становится аналогичной заряженному конденсатору с диэлектриком, в котором имеется значительный ток утечки (его роль играет обратный ток). Но ток утечки конденсатора в соответствии с законом Ома пропорционален приложенному напряжению, а обратный ток p-n-перехода сравнительно мало зависит от напряжения.

Дата добавления: 2017-06-13 ; просмотров: 3302 ; ЗАКАЗАТЬ НАПИСАНИЕ РАБОТЫ

Источник