Министерство транспорта и связи Российской Федерации Поволжская Государственная Академия Телекоммуникаций и информатики
реклама
Министерство транспорта и связи Российской Федерации Поволжская Государственная Академия Телекоммуникаций и информатики Кафедра физики Одобрена Методическим Советом ПГАТИ «___»___________2004 г. Методическая разработка к лабораторным работам № 26 Составители: доц. Агапова Н. Н. доц. Комасова Т. И. Редактор: проф. Глущенко А. Г. Рецензент: доц. Шевченко Г. Н. 2005 Зонная структура кристаллов а) в) б) Рис. 3 г) ЦЕЛЬ РАБОТЫ: Изучить физические основы работы полупроводниковых приборов (диодов), исследовать влияние природы полупроводниковых материалов на характер ВАХ полупроводниковых диодов; экспериментально проверить температурную зависимость ВАХ полупроводниковых диодов, экспериментально определить ширину запрещенной зоны полупроводника. ЛИТЕРАТУРА (основная) 1. Сивухин Д.В. Общий курс физики.- М:2002. Т.3 . Савельев И.В. Курс физики – М.: Наука. 2000. Т.3. 2. Калашников С.Г. Электричество. - М.: Наука 1975. 3. Спроул Р. Современная физика. - М.: Наука 1974. 4. Детлаф А.А. , Яворский Б. М. Курс физики. - М.: Высшая школа.1989. 5. Бушманов Б.Н. , Хромов Ю.А. Физика твердого тела. – М.: Высшая школа. 1971. Контрольные вопросы. 1. Как с помощью зонной теории можно объяснить различную проводимость твердых тел и деление их на изоляторы, проводники и полупроводники (ПП)? 2. Объясните, почему металлы хорошо проводят электрический ток. 3. Какими функциями распределения описываются электроны проводимости в металлах и полупроводниках? 4. Получите формулу для удельной проводимости и проанализируйте её. 5. Расскажите о проводимости собственных и примесных ПП. 6. От чего зависит концентрация электронов в собственном ПП? 7. От чего зависит концентрация основных и неосновных носителей тока в примесных ПП? 8. Как изменяется проводимость металлов и полупроводников с повышением температуры? 9. Расскажите о p-n переходе. 10. Почему p-n переход обладает односторонней проводимостью? Лабораторная работа №26 (часть I) “ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЛЬТ-АМПЕРНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК (ВАХ) ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДИОДОВ” ЦЕЛЬ РАБОТЫ: Исследовать ВАХ “p-n переходов”, возникающих в полупроводниковых диодах. Приборы и принадлежности: источник постоянного тока, потенциометр, микрометр, генератор, осциллограф, исследуемые полупроводниковые диоды. Домашнее задание 1. Изучить материал приложения данной методической разработки: §§ 100, 108 [1], §§ 52, 53,57–59, 64[2], §§ (43.1) – (43.5)[4]. 2. Подготовить заготовку к лабораторной работе, в которой дать письменные ответы на контрольные вопросы: 3,4,6,7,8. 3. В письменном отчете построить I=f(U) для тех диодов, которые были рекомендованы для исследования и сделать выводы из полученных результатов, сопоставляя их с теоретическими. Порядок выполнения работы. 1. Разобраться в схеме рабочего макета. 2. Получить на установке допуск у преподавателя к выполнению работы. 3. Снять зависимость тока, протекающего через диод (p-n -переход) в прямом (переключатель на схеме – рис.1 в положении 1) и обратном (переключатель – в положении 2) направлениях. Результаты измерений (6-7 значений для каждого направления) для каждого диода занести в таблицу 1. Проделать измерения для каждого из указанных преподавателем диодов. 4. Построить на миллиметровой бумаге график зависимости I=f(U) (ВАХ исследуемых диодов). 5. Рассчитать значения дифференциала сопротивлений диодов при значениях U указанных в таблице 1, помня, что R f (U) dU U lim I 0 I dI где ΔU –малое приращение напряжения в области выбранного значения U на ВАХ, ΔI –соответствующее этому приращению ΔU приращение тока (ΔU и ΔI снимается с графика ВАХ и заносится в таблицу 1). 6. Построить график зависимостей R=f(U) Таблица I I(mA ) Прямое включение U(B) 0 ,05 0, 1 0 ,2 0 ,3 0 ,4 5 7 9 0 ,5 ΔU ΔI R ln(I ) I(мк А) U(B) 1 3 1 Обратное включение N… 0 Диод 0 ,6 1 1 ΔU ΔI R ln(I ) 7. Определить для каждого диода Δφк -контактную разность потенциалов, проэкстрополировав линейные участки ВАХ при прямом включении диода на ось напряжения. U= Δφк выполняется при условии, когда внешнее напряжение компенсирует контактное поле, а следовательно, диод будет представлять собой омическое сопротивление, равное нулю. При U>Δφк ВАХ диода имеет вид прямой, удовлетворяющей уравнению U= Δφк+IR 8. Построить график зависимости ln(I)=f(U) и сравнить его с теоретической зависимостью, полученной из формулы (1) (Уравнение прямой) Оценить меру отклонения экспериментальной зависимости ln(I)=f(U) от прямой линии. 9. Подключить к лабораторному макету генератор НЧ и осциллограф (подключение к макету показано на рис.1 пунктирными линиями). К генератору На выход Y На выход X Рис. 1 Пронаблюдать на осциллографе и зарисовать в отчет ВАХ исследуемых диодов. Лабораторная работа №26 (часть 2) ЦЕЛЬ РАБОТЫ: Исследование ВАХ полупроводниковых диодов при разных температурах; определение ширины запрещенной зоны полупроводников. Приборы и принадлежности: лабораторный макет с нагревателем, блок питания, осциллограф, генератор IIЧ. Домашнее задание 1. Изучить материал приложения данной методической разработки: §§ 57 – 59, 64 [2], §§43.1 – 43.5 [4] 2. Подготовить заготовку к лабораторной работе, в которой в письменном виде ответить на контрольные вопросы: 3,8. 3. Провести расчеты ширины запрещенной зоны для диодов, рекомендованных преподавателем. 4. Сделать выводы из полученных результатов, сопоставляя их с теоретическими представлениями. Порядок выполнения работы 1. Разобраться в схеме рабочего макета. 2. Получить у преподавателя допуск к выполнению работы. 3. Подключить к макету генератор сигналов низкой частоты ГЗ-112, осциллограф С1-72, блок питания В5-47. 4. Установить на генераторе частоту 500 Гц, множитель ослабления установить на деление “0 дБ”, регулятор “Уровень сигнала” повернуть против часовой стрелки до конца. 5. На осциллографе кнопки / ≈ , “Вход Х” должны быть в нажатом состоянии. Переключатель “Вольт/деление” установить на деление “0,2”. Для того, чтобы точка А на ВАХ совпадала с центром координатной сетки осциллографа, необходимо сделать следующее: 6. Включить осциллограф и генератор НЧ. Ручками “ ↕ “ и “ ↔ “ , “ О “, “ ☼ “ сфокусировать изображение точки на экране осциллографа и установить ее в центре координатной сетки. Медленно поворачивая ручку “Уровень сигнала” ГЗ-112, добиться того, чтобы линия обратной ветви ВАХ диода (рис.5) занимала половину экрана. Цена деления по оси Х на экране осциллографа — 0,3 В, по оси Y-P/106 где Р — значение “Вольт/деление”, установленное на осциллографе. 7. Измерить по осцилограме IH(Т0) - обратный ток диода при комнатной температуре Т0. 8. Включить тумблер “Вкл” на макете, на блоке питания установить выходное напряжение “29,9 В” и выходной ток “2,00 А”. Включить блок питания. 9. Измерить при Т= 800С, 1000С, 1200С ( Ti=ti+273K ) (в процессе нагревания и охлаждения диода).Т.к. (*) Где К - постоянная Больцмана, ΔЕ — ширина запрещенной зоны полупроводника, то для исключения const из (1) нужно измерить IH при различных температурах и вычислить IH(Ti)/ IH(Ti+1). 10. Используя измерения, сделанные в п.9 при нагревании и охлаждении и формулу (*), вычислить ΔЕ. ПРИЛОЖЕНИЕ Образование энергетических зон в кристалле Электропроводность твёрдых тел можно объяснить с помощью зонной теории. Известно, в отдельном изолированном атоме электрон взаимодействует в основном со своим ядром. Его энергия может принимать ряд дискретных значений Еn,l , определяемых главным квантовым числом n и орбитальным l. Энергетическое состояние электрона в твёрдом теле зависит не только от взаимодействия с ядром своего атома, но и от взаимодействия с ядрами соседних атомов. В результате, энергетические уровни электронов при сближении атомов и образовании кристалла расщепляются и образуют разрешённую зону энергий. Покажем как можно прийти к выводу о существовании энергетических зон для электронов в кристалле. В квантовой механике необходимо учитывать волновые свойства электрона. В самом деле, движению электрона в атоме (кристалле), можно сопоставить волновой процесс λ =h / p, где p = mv (импульс электрона) h б p и состояние электрона можно охарактеризовать волновым числом k 2 p Если бы валентные “коллективизированные электроны” двигались в кристалле совсем свободно, то их энергия была бы E E кон p2 k2 2 2m 2m (1) и изображалось бы на рис. 1 сплошной параболой Е~k2. Таким образом, энергия электрона связана с волновым числом, а значит с длиной волны. Учтём, что на самом деле электрон перемещается по кристаллу не свободно, а движется в периодическом потенциальном поле, которое для простоты можно представить рисунком в виде цепочки прямоугольных ям разделённых прямоугольными барьерами рис. 2. Электронная дебройлевская волна отражается от стенок потенциальных ям. Отражённая волна уносит часть энергии прямой волны, ослабляя её. Рисунок 2 Рисунок 2 При 2 d n образуется стенках ямы. Этому соответствует значения стоячая волна с узлами на kn d n (2) где n=±1, ±2, ±3… Вдали от значения кn энергия Е растёт ~к2 , а вблизи kn темп роста Е становится меньше к2. Когда возникает стоячая волна не способная переносить энергию, на кривой Е(к2) наступает разрыв: то есть появляется интервал энергий, который не может иметь электрон. Этот интервал называют запрещённой энергетической зоной. Состояниям электрона, характеризуемым значениями волнового вектора от 0 до ±π/d, (первая зона Бриллюэна) соответствует первая разрешённая зона энергий. Значениям к из интервала ±π/d до ±2π/d соответствует вторая разрешённая зона энергий и т. д. Ширина зоны не зависит от размеров кристалла, а зависит от его строения, то есть от расстояния между атомами d. Внутри разрешённой зоны волновой вектор изменяется не непрерывно, а принимает ряд дискретных значений. Это происходит потому, что при движении электрона в кристалле, дебройлевская волна отражается не только от стенок потенциальных ям атомов, но и от границ кристалла. Если общая длина цепочки атомов L=Nd (L - длина кристалла, N - число атомов), то условия образования стоячих электронных волн в результате отражения их от границ кристалла запишутся так Следовательно, дискретный ряд значений волновой вектор принимает (3) определяемых целыми числами (4) Состояния электрона соответствующие условию (3) являются стационарными. Количество стационарных состояний в разрешённой зоне равно числу атомов N в “цепочке”. Таким образом, в энергетической зоне можно разместить 2N электронов, имеющих противоположные направления спинов. Расстояние между уровнями в разрешенной зоне 10эВ. 20÷10-30 Электропроводность кристаллов. Деление кристаллов по способности проводить электрический ток на проводники, диэлектрики и полупроводники зонная теория легко объясняет степенью заполнения валентной зоны. Обычно пользуются упрощённой электрической схемой: изображают валентную зону соответствующую невозбуждённым состояниям валентных электронов и ближайшую к ней разрешённую зону возбужденных состояний этих валентных электронов – возбуждённую зону, отделенную от валентной зоны, запрещенной зоной шириной ΔE. В одновалентных металлах валентная зона заполнена электронами наполовину (рис. 3а). В двухвалентных металлах валентная зона заполняется полностью, но она перекрывается со следующей возбужденной зоной, образуется гибридная зона, в которой много свободных энергетических уровней (рис. 3б). Наличие незаполненных уровней в валентной зоне проводимости делает металлы хорошими проводниками тока. Действительно,электрическое поле напряженностью ε=104 В/м способно сообщить электрону на длине свободного пробега λ=10-8 м энергию ΔЕэл=e ε λ=10-4 эВ,гораздо большую чем ΔЕуравн=10-20 эВ между уровнями. Поэтому валентные электроны металла под действием электрического поля могут изменять свою энергию, переходить на свободные уровни, то есть участвовать в направленном движении под действием , т.е. по металлу течёт ток. В диэлектриках валентная зона полностью заполнена электронами и отделена от следующей свободной разрешённой зоны широкой запрещённой зоной (рис.3в) ΔЕ>3 эВ. У валентных электронов в диэлектрических кристаллах нет возможности изменить свою энергию за счет электрического поля. Так как все уровни в валентной зоне заняты, то электрическое поле лишь может поменять местами электроны внутри разрешённой зоны. Перейти же в следующую пустую зону проводимости только за счет энергии электрического поля электроны не могут, так как ΔЕЭЛ<<ΔE. Такие кристаллы не проводят ток. У полупроводников валентная зона тоже полностью заполнена. Но в отличии от диэлектриков у полупроводниковых кристаллов запрещённая зона относительно неширокая (у Si ΔE=1.1 эВ у Ge ΔЕ=0,8эВ) (рис. 3г). Полупроводники – тоже не проводят электрический ток без внешнего возбуждения (светового или теплового), но из – за малой ширины запрещённой зоны, у электронов есть некоторая вероятность под действием внешнего возбуждения (но не ΔЕэл) перейти из валентной зоны в зону проводимости. Эта вероятность W~ e kT В результате такого перехода валентные электроны оказываются в зоне, где полно свободных уровней. Эти электроны станут носителями тока, так как они могут менять свою энергию в зоне проводимости, под действием поля , . то есть участвовать в создании тока, двигаясь против Одновременно с этим в энергетические уровни, валентной зоне освобождаются появляются так называемые “дырки”, которые под действием электрического поля за счет энергии ΔЕэл будут перемещаться по полю (эффективный заряд дырки +е) В чистом, собственном полупроводнике, носителями тока являются электроны, перешедших в зону проводимости, и дырки в валентной зоне, причём число дырок равно числу электронов. Функции распределения для носителей тока в металлах и полупроводниках. Удельная проводимость σ зависит от концентрации носителей тока n и подвижности u=v/ε (V средняя скорость направленного движения). Для металлов (носители тока – электроны) enu (5) У полупроводников носителями тока являются электроны и дырки σ=e-n u-+e+n u+ (6) где n,u- -концентрация и подвижность электронов n+,u+ -концентрация и подвижность дырок. В металлах носителями тока являются электроны в валентной зоне. Они образуют так называемый вырожденный газ фермионов, потому что число электронов N и число квантовых состояний G для них одинаково N/G=1. Такие вырожденные коллективы подчиняются квантовой статистике. Распределение их по энергетическим (квантовым) состояниям описывается функцией распределения Ферми – Дирака (рис. 4). 1 f F D (E) e E k T (7) 1 μ=ЕF – энергия Ферми Так как энергетический спектр дискретный, т.е. энергетические уровни пронумерованы Еi i=1,2… то функция f(E) – показывает вероятность того, что уровень с энергией Еi при температуре Т занят электроном. В металле при Т=0 все уровни, лежащие ниже уровня Ферми (μ -уровня) заняты с вероятностью 1, а уровни выше μ уровня свободны f(Е)=0. У полупроводников носителями тока являются электроны, перешедшие из валентной зоны в зону проводимости. Электронов преодолевших запрещенную зону немного, а свободных энергетических уровней в зоне проводимости (т.е. разрешенных квантовых состояний G) очень много, поэтому N/G<<1. Это значит, что электроны в зоне проводимости полупроводника образуют невырожденный коллектив частиц, для которых f(E)<<1. Чтобы это стало возможным в формуле (7) знаменатель дроби должен быть большим, единицей в знаменателе можно пренебречь. Тогда распределение Ферми – Дирака преобразуется 1 f (E) e e kT e E k T E kT (8) в функцию распределения Максвелла – Больцмана. Как и для классических частиц, чем выше расположен энергетический уровень в зоне проводимости, тем меньше вероятность его занятия электроном (рис. 5). Уровень Ферми у собственных полупроводников при Т=0 лежит в середине запрещённой e kT зоны. Зная плотность квантовых состояний и функцию распределения можно доказать что концентрация электронов в зоне проводимости n n0 e 2 kT (9) и ,следовательно, удельная проводимость собственного полупроводника 2 kT 0e (10) растёт с увеличением температуры Т и уменьшением ширины ΔЕ запрещённой зоны (рис. 6). Подвижность электронов и дырок, как показали расчёты, слабо зависит от T. ln(σ) ln(σ0) Δln(σ) Примесные полупроводники. Увеличить проводимость собственного полупроводника уже при комнатных температурах можно за счет легирования, внесения примесей. При внесении в кристаллическую решётку четырехвалентного Ge т.н. P донорной примеси пятивалентного фосфора, разрешённые уровни примеси попадают в запрещенную зону Ge ближе к дну зоны проводимости (рис. 7). Пятый слабо связанный электрон фосфора не может быть задействован для ковалентной связи с соседними атомами Ge, поэтому он отрывается от атома Р и может свободно перемещаться по кристаллу. При этом атом Р становится положительным ионом. Так как донорные примесные уровни отделены от разрешённых уровней в зоне проводимости германия очень узкой энергетической щелью ΔЕд, намного меньшей, чем ширина ΔЕ запрещенной зоны, то число электронов в зоне проводимости станет намного больше, чем число дырок в валентной зоне. Поэтому основными носителями тока в донорных полупроводниках являются электроны в зоне проводимости. Такой полупроводник называется полупроводником n – типа (“негатив” – отрицательный). Число электриков, перешедших с примесных уровней в зону проводимости и пропорционально концентрации дополнительной примеси Nд и вероятности преодоления энергетического барьера ∆Eд. Ещё если учесть электроны, перешедшие из валентной зоны в зоны проводимости (число а) б) Рис. 6 а) б) Рис. 7 а) Рис. 8 б) которых пропорционально вероятности преодоления запретной зоны ∆E), то общая концентрация основных носителей в З П (11) Уровень Ферми при температуре абсолютного нуля находится посередине между примесным уровнем и дном зоны проводимости в верхней части запрещённой зоны. Концентрация неосновных носителей (дырок) в валентной зоне. p n0 e 2 kT (12) Чтобы получить полупроводник р – типа с дырочной проводимостью нужно в четырехвалентный полупроводник внести трехвалентную примесь (например In). Разрешённые уровни этой примеси располагаются в запрещённой зоне Ge вблизи его валентной зоны, и отделены от неё довольно узкой щелью ΔЕА (рис. 8). У атома In для образования ковалентной связи с соседними атомами Ge не хватает одного электрона. Поэтому атом In охотно забирает недостающий ему электрон у Ge, превращаясь в отрицательный ион, а в атоме Ge появляется “дырка”, на место которой может прийти электрон от другого атома Ge. Таким образам, дырка становится свободным положительным зарядом (носителем тока), способным перемещаться направлено под действием поля . С энергетической точки зрения этот процесс выглядит так: электрон Ge преодолевает энергетический барьер ΔЕА переходя из полностью заполненной валентной зоны Ge на акцепторный уровень примеси. Образовавшийся при этом отрицательный ион примеси не участвует в проводимости (ион – тяжёлый, и сильно внедрён в кристалл). Освободившееся в валентной зоне свободное “дырка” может перемещаться под действием – увеличивая свою энергию. Число появившихся таким образам “дырок” зависит от концентрации NА акцепторной примеси и высоты барьера ΔЕА. место поля, 2 kT (13) Одновременно с этим некоторые электроны Ge могут переодолеть всю запрещённую зону и оказаться в пустой p ~ N Ae зоне проводимости. Тогда появляется сразу пара носителей: электроны в зоне проводимости и дырка в валентной зоне. Концентрация электронов в зоне проводимости n n0 e 2 kT (14) Столько же дырок добавится к (13), а так как ΔE>>ΔEA, то общее число дырок окажется больше чем электронов в зоне проводимости. Основными носителями в таких полупроводниках являются дырки. Поэтому полупроводник с трехвалентной примесью называют полупроводник р – типа (позитив – положительный). Уровень Ферми в акцепторных полупроводниках приТ=0 находится в нижней части запрещённой зоны посередине между акцепторным уровнем и потолком валентной зоны. Так как в примесных полупроводниках концентрация носителей тока складывается из концентрации примесных носителей и концентрации собственных носителей, то электропроводимость их тоже представляют как сумму электропроводимостей обусловленных собственными и примесными носителями Поскольку ΔE>>ΔEПР, то при низких температурах (kT<<ΔE) преобладает примесная проводимость. Когда же температура увеличивается на столько, что тепловая энергия кТ станет сравнима с шириной запрещённой зоны, начнётся переход электронов из валентной зоны сразу в зону проводимости. Поэтому при высоких температурах основную роль будет играть собственная проводимость. Температурная зависимость проводимости примесных полупроводников в логарифмическом масштабе представлена на (рис. 9). Построив по экспериментальным данным зависимость Ln σ или Ln I от величины 1 / T обратной обсолютной температуры, можно по углу каскада прямоугольных участков (а b) и (с d) найти из формул: и соответственно ΔE – Ширину запрещенной зоны (энергию активации собственной проводимости) и ΔE – энергию активации примесной проводимости. Р – n переход. Р – n переход представляет собой тонкий слой на границе между двумя областями одного и того же кристалла, отличающимися типом примесной проводимости. В р – области основными носителями тока являются дырки , появившиеся в результате перехода электронов из ВЗ кристалла на примесные акцепторные уровни. Сама примесь становится отрицательным ионом, не участвующим в проводимости. Параллельно с этим за счет тепловой энергии возможен переход электронов из ВЗ в ЗП с образованием сразу пары носителей тока: электрон – в ЗП и дырка – в ВЗ. Поэтому в р-области есть небольшое количество неосновных носителей – электронов в ЗП и много дырок в ВЗ. В n – области основные носители тока – электроны, отданные пятивалентной донорной примесью в зону проводимости кристалла. Сами доноры превращаются в положительные ионы. Наряду с этим тепловое движение переводит часть электронов из ВЗ в ЗП, поэтому в n – области появляется небольшое число дырок в ВЗ – неосновных носителей для n – области. Благодаря диффузии дырки (которых много в р – области и мало в n – области) идут в n – область. Навстречу дыркам из n – области в р – область движутся электроны. Встречаясь в контактном слое электроны и дырки рекомбинируют. Поэтому р – n переход сильно обедняется носителями тока и приобретает большое сопротивление. Одновременно с этим в контактном слое толщиной δ1 появляется нескомпенсированный объемный положительный заряд ионов донорной примеси , а в контактном слое толщиной δ2 р – области – нескомпенсированный дырками отрицательный заряд ионов акцепторной примеси. Между слоями δ1 и δ2 возникает контактная разность потенциалов φк . Электрическое поле напряженностью k наравлено от n к p – области. Так как электроны в р – области находятся под отрицательным потенциалом, то энергия их возрастает ( p e 0) . Потенциал n – области положительный , поэтому энергия электронов в n – области уменьшается (n e 0) . Значит в донорной n – области все уровни будут опускаться , а в р – области – подниматься. В результате такого встречного движения уровень Ферми акцепторной области сравняется с уровнем Ферми μД донорной области (рис 11 б). Установится термодинамическое равновесие между р – и n – областями для носителей тока. При этом произойдет изгибание энергетических зон в области р – n перехода: потолок ВЗ в р – области окажется выше чем в n – области на величину ΔEK=|eφK|. Изменение потенциальной энергии для электронов e- в р–n переходе показано на рис 12 сплошной кривой, а для дырок e+ – пунктирной. Из рис 12 видно, что для того чтобы в условиях равновесия основным носителям (дыркам из р – области или электронам из n – области) перейти в соседнюю область им нужно преодолеть потенциальный барьер высотой |eφK|. Значит, диффузионный ток основных носителей зависит от высоты барьера и определяется вероятностью преодоления этого барьера I осн n p Be Д e K kT (16) Встречный поток электронов из р в n – область (неосновные носители) не связан с преодолением барьера ( они «скатываются с горки») I неосн p n Be A kT (17) В этом случае электроны р – области , подошедшие к переходу, подхватываются контактным полем и переносятся в n – область. Подобное движение неосновных носителей под действием порождает дрейфовый ток проводимости, величина которого зависит от числа ежесекундно рождающихся неосновных носителей. В условиях равновесия результирующий ток через р – n переход равен нулю: I осн n p I неосн p n I 0 Be A kT Be L e K kT (18) Из ( 16-18 ) следует, что установивщаяся контактная разность потенциалов: K A Д e (20) Действие внешней разности потенциалов на р – n переход. При наложении на р – n переход внешней разности потенциалов U высота потенциального барьера для основных носителей изменяется, что приводит к изменению величины диффузионного тока, создаваемого этими носителями. В то же время дрейфовый ток неосновных носителей практически не зависит от величины приложенного напряжения U. Это нарушает равновесие между токами основных и неосновных носителей и приводит к появлению результирующего тока, величина которого будет зависеть от величины и знака приложенной разности потенциалов. Подадим на кристалл внешнее напряжение U, так чтобы плюс был подключен к р – области, а минус к n– области (прямое включение). Тогда энергия электронов в р – области уменьшается, уровень Ферми μA акцепторного ПП сместится вниз относительно равновесного, а в n– области энергия электронов возрастет, уровень Ферми μД поднимется вверх. В р – n области μ – уровень изогнется, так что в р – области он окажется ниже на величину |eU| чем в n –области рис 11а. Высота потенциального барьера для основных носителей уменьшается на |eU| при прямом включении по сравнению с равновесными (рис 12а ) и общая высота барьера станет eφK-eU. Не основных останется практически неизменным, а ток основных носителей возрастает (21) Результирующий электронный ток при прямом включении: I пр I осн I неосн I 0 (e eU kT 1) (22) Подключим теперь внешнее поле, так чтобы р – область имела отрицательный потенциал φ- , а n –область положительный потенциал φ+ (обратное включение). Тогда энергия электронов в р – области увеличится (e-φ->0), а в n –области уменьшится (e-φ+<0). Уровень μA Ферми в р – области поднимется вверх, а уровень μД в n –области опустится вниз по сравнению с равновесным положением (рис 11б ). Высота потенциального барьера для основных носителей возрастет и станет равной eφK+eU . Ток основных носителей уменьшится: (23) Ток неосновных носителей не изменится Iнеосн=I0 Результирующий ток при обратном включении (24) Вольт – амперная характеристика р – n перехода. Вольт – амперная характеристика р – n перехода дана на рис 13 . При прямом включении внешнее электрическое поле «поджимает» основные носители к границе между областями, вследствие чего δ= δ1+ δ2 ширина переходного слоя, обедненного носителями уменьшается. Соответственно уменьшается сопротивление перехода, причем тем сильнее, чем больше напряжение U. Поэтому прямой ток (правая ветвь ВАХ) растет даже быстрее чем по экспоненте (рис. 13). При обратном включении р – n переход обладает гораздо большим сопротивлением (электрическое поле «оттаскивает» основные носители от границы между областями, в результате ширина переходного слоя δ возрастает и сопротивление перехода сильно увеличивается). При обратном включении сила тока в цепи стремится к предельному значениютоку насыщения, который достигается уже при 0.1 В (левая ветвь ВАХ). Ток насыщения невелик, так как он обусловлен концентрацией неосновных носителей. Неодинаковость сопротивления при прямом и обратном подключении позволяет использовать р – n переход для выпрямления тока. Рисунок 13
