Фиг. 2.1

При допиране на двата кристала (чрез молекулен контакт) веднага започва взаимно проникване на дупки и електрони от единия кристал в другия, дължащо се на дифузията. Дупките проникнали в N силиция, рекомбинират с намиращите се там свободни електрони. По същия начин електроните проникнали Р силиция, рекомбинират с намиращите се там дупки. В резултат на това акцепторните и донорните йони в граничните области на двата кристала не са вече неутрализирани и представлява неподвижни обменни заряди с притивоположни знаци. Тези заряди създават вътрешно електрическо поле с интензитет Е0, което както всяко електрическо поле има посока от положителните товари към отрицателните (Фиг. 21б). Това поле спира по-нататъшното проникване на дупки от Р в N областта и на електрони от N в Р областта. Казано по друг начин, силите на дифузията се намират в динамично равновесие с електростатичните сили на създалото се вътрешно поле

В резултат на дифузията при PN прехода на заредените частици между двата кристала възниква определена потенциална разлика j0, която се нарича още дифузионен потенциал, потенциална бариера или контактна потенциална разлика. И наистина Р кристалът загубва дупки и приема електрони, вследствие на което се наелектризира отрицателно, а N кристалът загубва електрони и се наелектризира положително. Контактната потенциална разлика е свързана с интензитета на вътрешното поле Е0 и широчината на прехода d0 чрез зависимостта j0 = E0d0.

рр - концентрацията на дупки в Р полупроводника;

nn - концентрацията не електрони в N полупроводника;

ni - собствената концентрация на токоносители.

От тази формула следва, че контактната потенциална разлика j0 в прехода зависи от вида на полупроводника, от концентрациите на примеси в двата кристала и от температурата.

Величината jТ = КТ / q която фигурира като множител в (2.1) се нарича температурен потенциал. Тя зависи само от температурата

Общата широчина на прехода d0=d1 + d2 зависи от концентрацията на примесите.

Фиг. 2.2

Общата широчина на прехода d0 се определя по следната формула:

където e - стойност дадена в началто на книгата;

j0 - контактната потенциална разлика;

Nd - концентрацията на донорни примеси в N кристала;

Na - концентрацията на акцепторни примеси в Р кристала.

При несиметричен преход, когато Na >> Nd тази зависимост получава вида:

където: mn e подивижността на електроните в N кристала;

рр -специфичното съпротивление на същия кристал.

При реалния преход двата кристала съдържат малък процент неосновни токоносители, чиято рол в някой случаи е много важна. За неосновни токоносители вътрешното електрическо поле Е0 не е спиращо а ускоряващо. По такъв начин, ако хаотично движещите се нищожен процент електрони в Р кристала се приближат до PN прехода, те биват увлечени от полето Е0 и попадат в кристала N. Ако хаотично движещите се нищожен процент дупки в N кристала се приближат до PN прехода, те също биват увлечени от полето и попадат в Р кристала. В резултат на това през прехода протича малък ток Iдр, наречен дрейфов или (топлинен) дължащ се на неосновните токоносители. Дрейфовия ток има както електронна така и дупчеста съставка и може да се изчисли по:

Фиг. 2.3

На Фиг. 2.3 е показано разпределението на някой важни величини в симетричния PN преход и в останалите части на кристалите (които се наричат понякога неутрални области), а именно: концентрацията на дупки и електрони р и n, плътността на обемния заряд на Р на некомпенсираните донорни и акцепторни йони, разпределението на потенциала j0 и интензитетът на полето Е0. Обръщаме внимание, че електрическото поле е съсредоточено изцяло в прехода, където липсват подвижно токоносители.

Фиг. 2.4

Когато положителни полюс на източника се свързва с N областта, а отрицателния с P, казваме, че прехода е свързан в обратна посока (Фиг. 2.4). Вътрешното поле Е0 и полето Е, създадено от източника са съпосочни и в прехода действува тяхната сума Е0 + Е. Резултатното поле с увеличен интензитет въздейства на основните токоносители и се отдалечава от прехода, т.е. обеднената зона (спиращия слой) се разширява и съпротивлението на прехода нараства. Понеже областта на прехода е много по-високоомна от неутралните области, напрежението на външният източник U практически изцяло действува в прехода и големината на потенциалната си бариера j нараства по стойност

Увеличаването на потенциалната бариера очевидно ще доведе до нарушаване на взаимната компенсация между дрейфовия и дифузния ток, защото с нарастване на потенциалната бариера все по-малко основни токоносители ще я преодоляват и при обратно напрежение 1-2 волта дифузния ток ще стане нула. Така през прехода ще остане да тече само дрейфовия ток Iдр, който в случая се означава с I0 и се нарича обратен ток на прехода (топлинен ток, ток на насищане). Той има следните две особености:

1. Обратният ток практически не зависи от приложеното напрежение и затова именно се нарича ток на насищане на онези неосновни токоносители, които се намират близо до прехода (Фиг. 2.5). Останалите неосновни токоносители, които се намират далече от прехода не участват в създаването на този ток, защото в неутралните области резултатно поле практически липсва (Фиг. 2.3е). Поради малката концентрация на неосновни токоносители обратния ток на прехода е малък (части от mA до няколко десетки mA), което съответства на факта, че в обратна посока PN прехода има голямо съпротивление. Малката стойност на обратния ток в някой случаи се пренебрегва. Именно това дава основание да се казва, че в обратна посока прехода не пропуска ток.

Фиг. 2.5

При симетричния преход обратния ток I0 в еднаква степен се обуславя от електрони и дупки. Но в практиката се използват несиметрични преходи. В такъв случай Na>>Nd, концентрацията на дупките в Р областта ще надвишава значително концентрацията на дупките N областта. Обратния ток I0 ще има изключително дупчест характер (Фиг. 2.5).

jT - температурен потенциал;

 
Фиг. 2.7

Нека началото на опита напрежението на източника бъде примерно 0.2 V. При това положение вътрешното поле Е0 и полето Е, създаедно от източника са противопосочни и в прехода действа тяхната разлиика Е0 - Е. Резултатното поле с намален интензитет по-слабо въздейства на основните токоносители и обеднена зона, (спиращ слой) се стенсянва. Също така намалява и потенциалната бариера f за която можем да напишем:

където d0 - равновесната широчина на прехода;

f0 - контактната потенциална разлика.

Оттук следва, че колкото е по-голямо напрежението в права посока, действащо на прехода, толкова той става по-тесен. Когато U = f0, широчината на прехода става нула и практически той изчезва, Следователно (2.12) има смисъл за напрежения по-малки или равни на абсолютната стойност на контактната потенциална разлика т.е. |U| Ј f0.

Нека разгледаме сега физическите явления. Още при сравнително нисък външни напрежения потенциалната бариера в прехода намалява и това води до нарушаване на взаимната компенсация между топлинния и дифузионния ток. При напрежения 0.1 - 0.2 V при германиев и 0.4-0.5V при силициевия преход например основните токоносители с по-голяма енергия успяват да преодолеят намалената бариера и дифузионния ток нараства. Проникването на неосновни токоносители в дадена област се нарича инжектиране.

Инжектираните дупки и електрони не рекомбинират веднага, а след известно време, през което изминават някакво разстояние. Поради сложния характер на движението частиците от един и същи тип проникват на различна дълбочина в кристала. При пресмятанията се взема една средна стойност L наречена дифузионна дължина. Времето t за което концентацяита на инжектираните токоносители намалява е пъти. Това врем се нарича живот на неосновните токоносители.

Фиг. 2.8

При инжектиране на неосновни токоносители през прехода тяхната концентрация в чуждия кристал нараства (спрямо неговата равновестната концентрация) и се нарича неравновестна концентрация. На Фиг. 2.9 е показана концентрацията на различните токоносители в двете области, образуващи един PN преход равновесните концентрации на неосновните токоносители np и pp показани с прекъсвана линия и неравновесните концентрации на неосновните токоносители. За неравновесната концентрация на дупките инцжектирани в N областта можем да запишем

Фиг. 2.9

Съпротивлението на PN прехода при свързване в права посока е малко (1-100W). Освен това то не е постоянно а зависи от приложеното напражение, т.е. то е нелинейно съпротивление. При увеличаване на външното напрежение токът в права посока расте твръде бързо (фиг 2.6):

където I0 - обратния ток на прехода;

jT - темепратурния потенциял

Фиг. 2.10

e - диелектричната константа на полупроводника

mn - подвижността на електроните в N областта;

rn - специфичното съпротивление на N областта;

j0 - контактната потенциална разлика;

U - приложеното напрежение (U < j0)

CT - капацитет на прехода при U = 0;

Зависимостта на бариерният капацитет от приложеното напрежение е показана графично
Фиг. 2.10б. При увеличаване на обратното напрежение бариерния капацитет намалява, като относителните му изменения са най-големи при напрежения близки до j0.

Преходът притежава капацитет и тогава, когато е включен в права посока. Ако увеличим скокооразно приложеното напрежение в права посока сумарният заряд на инжектираните неосновни токоносители няма да се измени скокообразно, защото на частиците е необходимо известно време, докато се преместят със скоростта на дифузията. От това следва, че при включване в права посока преходът притежава капацитет, наречен дифузен капацитет Сдиф (или CD). Понеже сумарният заряд е толкова по-голям, колкото е по-голям токът, дифузния капацитет е пропорционален на тока в права посока и при несиметричен преход (Na>>Nd) се дава със зависимостта:

jT - температурния потенциал.

Когато преходът е включен в обратна посока и увеличаваме приложеното напрежение, идва момент, в който обратния ток започва рязко да нараства (Фиг. 211а). Състоянието при което обратния ток е силно нарастнал, а диференциалното съпротивление силно намаляло, се нарича пробивно напрежение.

Фиг. 2.11

Тунелен (ценеров) пробив.

Линеен пробив.

където I0 - обратния ток преди пробива;

UM - напрежението на лавинния пробив.

Топлинен пробив.

2. Преход между примесен и собствен полупроводник. Този преход се нарича още Р1 или N1 преход. При него единият кристал е с определен процент примеси (т.е. има Р или N проводимост), а другия кристал е чист полупроводник, т.е. има една проводимост. Като правило тези преходи имат по-голяма широчина и по-малка контактна потенциална разлика, като може да се получи по-високо ниво на инжекцията.

3. Преход между еднотипни полупроводници. Това е преход между две области, които имат еднакъв тип проводимост, но концентрацията на примесите в едната област е по-голям от концентрацията на примесите на другата. Те се означават с Р+ Р, или N+ N, като знакът + означава повишена концентрация на примесите. Тези преходи се характеризират с относително малка широчина и малка контактна потенциална разлика.

Нека да разгледаме случай на контакт между метал и N полупроводник, но да предположим, че Аn > Ам, т.е. свободните електрони по-лесно могат да напуснат метала, отколкото полупроводникът. Поради това при образуване на контакт вследствие топлинното движение започва взаимно проникване на електрони като в крайна сметка повече електрони преминават от метала към полупроводника. В резултат на това концентрацията на електрони в контактната област на полупроводника нараства и се понижава съпротивлението и. При това положение контактът метал - полупроводник ще има сравнително малко съпротивление и в двете посоки. Така се получава омически контакт без изправителни свойства, т.е. контакт с двупосочна проводимост. Той намира широко приложение при запояване на изводите на диодите и транзисторите към полупроводниковите кристали. Например за получаване на омически контакт с Р силиций се използва алуминий или сплав от алуминий и силиций, а за получаване на омически контакт с N силиций се използва сплав от сребро и антимон, сребро и фосфор и др.

Светлината представлява електромагнитно трептение с дължина на вълната d = 3.9 * 10-7 - 7,6 * 10-7. Бялата светлина има сложен състав и е съставена от седем основни цвята, различаващи се по своята дължина на вълната.

Фиг. 2.12

където h=6.6 * 10-34 J.s

Нека облъчим пластинка от чист полупроводник със светлина, която има честота v. Енергията на част от падналите фотони ще се разсее в кристала във вид на топлина, а друга част от фотоните ще предаде енергията си на валентните електрони на полупроводника. Ако енергията на всеки фотон равна или по-голяма от широчината на забранената зона на полупроводника, валентните електрони се превръщат в свободни, като сред тях се пораждат дупки. По такъв начин в чистия полупроводник възникват нови токоносители, наречени фототоконосители, а самия ефект се нарича външен фотоефект. Наличността на нови токоносители подобрява електрическата проводимост на полупроводника, в която в този случай се нарича фотопроводимост. Различните полупроводници в различна степен изменят проводимостта си при облъчване със светлина, защото тук влияят допълнителни фактори, като например времето на живот на електроните и дупките и т.н. Ако фотоните на падащата светлина имат енергия, по-малка от широчината на забранената зона на полупроводника, фотоефект не се наблюдава. Условието за възникване на вътрешен фотоефект се изразява с неравенството

DW3 - широчината на забранената зона.

Този ефект се използва за направата на фоторезистори. Ако фотоните на светлината имат енергия, по-голяма от широчината на забранената зона на полупроводника, във всеки един от кристалите се образуват свободни електрони и дупки. Но както се установи (Фиг. 2.1 б), в областта на прехода съществува вътрешно електрическо поле E0, под чието действие електроните от Р кристала навлизат в N кристала, а дупките от N кристала навлизат Р кристала. Това проникване извършват електроните които с в непосредствена близост до прехода и не успяват да рекомбинират. В резултат на това N кристала се наелектризира отрицателно в Р положително и между тях възниква потенциална разлика Uф. Това натрупване на заряди продължава дотогава , докато вследствие на наелектризирането на двата кристала започват да проникват дупки от Р в N и електрони от N в Р кристала, така настъпва динамично равновесие между силите и вътрешното поле, създадено от дифузията.

Когато една корпускулна частица попадне в полупроводников кристал, тя губи своята енергия постепенно, като оставя след себе си стотици хиляди свободни електрони и дупки. Например, ако към един PN преход за включени в обратна посока външен източник и миркоапмерметър, той ще показва само обратния ток на прехода. Облъчим ли PN прехода с лъчи, концентрацията на електрони и дупки и в двата кристала ще се увеличи. Но, както е известно (Фиг. 2.4) вътрешното поле е ускоряващо само за неосновните токоносители и при нарастване на тяхната концентрация обратния то ще се увеличава. По такъв начин интензитетът на g лъчите може да бъде преценен по отклоненията на мироапмерметъра. Въз основа на това явление се изработва различните полупроводникови дозиметри и броячи.