P NПЕРЕХОД

- (электронно-дырочный переход) - слой с пониженной электропроводностью, образующийся на границе полупроводниковых областей с электронной (n-область) и дырочной (р-область) проводимостью. Различают гомопереход, получающийся в результате изменяющегося в пространстве легирования донорной и акцепторной примесями одного и того же полупроводника (напр., Si), игетеропереход,в к-ром р-область иn-область принадлежат разл.полупроводникам.Термин "р-п.-П." как правило, применяют к гомопереходам.
Обеднённый слой. Из-за большого градиентаконцентрации электронов (п)и (обратного ему по знаку) градиентаконцентрации дырок (р)вр-n-П. происходит диффузионноеперетекание электронов изп-об-ласти вр-область и дырокв обратном направлении. Его следствием является накопление избыточногоположит. заряда вn-области и отрицательного - вр-области(рис. 1). При этом появляется электрич. поле, направленное изn-областивр-область, действие к-рого на электроны и дырки (при термодинамич. Е_внперехода. ПолеЕ_внобусловливаетдиффузионную разность потенциаловV_Д(аналогконтактнойразности потенциалов),величина к-рой (для невырожденных носителей)вр- иn-областях выражается ф-лой

Здесье -заряд электрона,Т-темп-pa полупроводника,n_i- концентрация электроновв собств.полупроводнике,п_пир_р-концентрацииэлектронов и дырок вп-ир-областях. Внутр. электрпч. полесосредоточено в обеднённом (запорном) слоер - n-П., где концентрацииносителей обоих типов меньше концентраций основных носителей вр-иn-областях вдали от перехода (п п, р<р_р),а мин. уровень суммарной концентрации электронов и дырок достигает значения(п+р)_мин= 2n_i. Т. к. в обеднённомслое, как правило, разность концентрации свободных носителей мала по сравнениюс разностью концентраций ионизиров. доноров (N_д) и акцепторов(N_a),границы этого слоя с квазинейтральнымир-иn-областямиw_pиw_nмогут бытьнайдены (после приближённого интегрированияПуассона уравненияводномерном случае) из ф-л

где e- диэлектрпч. проницаемость полупроводника.

Рис. 1. Схематическое изображениер-n-перехода; чёрные кружки - электроны, светлые - дырки.

Т. к. Ферми уровень во всём полупроводнике при термодинамич. равновесии должен быть единым, потенциальный барьер, высота к-рого равнаV_д.
Внеш. напряжениеU,приложенноекр-n-П., в зависимости от знака уменьшает (прямое смещение, р -области) или увеличивает (обратное смещение)напряжённость электрич. поля в обеднённом слое, сужая или расширяя егопри этом. Зависимость положения границ слояw_n, w_p,от смещенияUможет быть найдена из ф-л (2),
где следует заменитьV_ДнаV_Д- U (U.<0 - при обратном). В случае резкого сильно асимметричногор⁺- п-П. (N_aN_Д)с т. н. металлургич. границей (на к-ройN_Д- N_a=0) x₀=0 и однородно легированнойn-областью(N_д= const):

В случае плавногор-п-П. N_д-N_a= ах, а =const):

Рис. 2. Зонная диаграмма (н) и концентрацииэлектронов и дырок (б) в областир - п-перехода;- дно зоны проводимости,- вершина валентной зоны;- уровень Ферми.

Определяемая толщиной обеднённого слояw(U)= |w_n(U) - w_p(U)|зарядная ёмкостьС₃р - п-П. уменьшается с ростом обратного смещенияно законуС₃~ (|U| +V_Д)^-1/²в случае ф-лы (3) (для резкого перехода) иС_з~ (|U|+V_Д)^1/3- в случае ф-лы (4) (для плавного перехода).При увеличении прямого смещения зарядная ёмкость растёт. Измерение зависимостиC₃(U)позволяет исследовать изменение разностиN_д(x) -N_a(x)вр-п-П.

Ток черезр - п-П.Свключением внеш. напряженияUдрейфовые потоки перестают компенсироватьдиффузионные потоки и черезр - п-П. течёт электрич. ток. Т. к. р -области ток переносится дырками, а вn-области- электронами, то прохождение тока черезр - n-П. - в прямом направлении(Uр -п-П. из областей, где они являются основными носителямизаряда. ПриU< О ток обусловлен генерацией электронно-дырочныхпар в окрестностир - п-П., к-рый разделяет их движение от р - п-П. При термодинамич. равновесии термич. генерацияносителей в каждой точке образца в точности компенсируется их рекомбинацией. проводимостьр-п-П. при прямом и обратном смещениях. а) Генерация ирекомбинация носителей вр- иn-областях и диффузия носителейкр-n-П. или от него. В единице объёмаn-полупроводникав единицу времени рождается вследствие равновесной термич. генерации дырок, гдер_п-равновесная концентрация дырок вп-областп а - ихвремя жизни относительно процесса рекомбинации. Все дырки, рождённые вслое с толщинойL_р,прилегающем кр-п-П.,уходят вр-область, т. к. внутр. полер-п-П. "втягивает"туда все дырки, подошедшие к переходу в результате диффузии изп-области;L_p-длина диффузии дырок вn-области за время их жизни:Dp-коэф. диффузии дырок. Дырки, рождённые вне слояL_p,рекомбинируют прежде, чем процесс диффузии доставит их кр-n-П.,и не дают вклада в ток. Поэтому плотность тока дырок, уходящих изп-областивр-область:

Аналогично плотность тока электронов, термическирождённых вр-области и доставленных диффузионно к втягивающемуихр - n-П.:

Здесь - их равновесная концентрация вр-области,D_n,L_n-коэф. диффузии, время жизни, длина диффузии в этойобласти
Если бы токамj_nsиj_psне противостояли бы обратные противотоки, то черезр-n-П. j_s= j_ns+j_ps. Однако в отсутствие виеш. смещения токи неосновныхносителейj_nsиj_psполностью компенсируютсятоками основных носителей (электронов изn-области и дырок изр-области),идущими в обратную сторону и равными, следовательно, такжеj_nsиj_рs. Основные носители - дырки, переходящие изр-областивn-область, и электроны, идущие изn-области вр-область, V_ди являются по своей природе термоэлектронной (термодырочной) эмиссией черезэтот барьер. Поэтому понижение барьера на величинуUпри прямомсмещении приводит к увеличению каждого из этих токов в exp(eU/kT)раз(см.Термоэлектронная эмиссия)и не вызывает изменения токов неосновныхносителей (для к-рых барьера нет). С учётом этого обстоятельства плотностьполного тока черезр - п-П. можно выразить т. н. ф-лой Шокли (рис.3):

Рис. 3. Вольт-амперная характеристика (ВАХ)v - п-перехода.

ПриU <0иe|U|/kT1токами термоэмиссии основных носителей через повышенный обратным смещениембарьер (высотойV_д+ |U|)можно пренебречь и считать, j = - j_s(рис. 4, кривая 3). ПриUeU/kT1,наоборот, в ф-ле (7) можно сохранить только экспоненциальный член, описывающийтермоэмиссию носителей из областей, где они являются основными, в области, и на расстоянияхL_pиL_n.Прямой ток, согласно (7), быстро растёт с ростомU.При значит. смещениях этот рост ограничивается сопротивлениемр- иn-областей. Последнее уменьшается благодаря инжекциинеосновных носителейр - n-П. Из сравнения ф-л (5) и (6) видно, р -п-П. с более низкой концентрацией основных носителей.

Рис. 4. Обратные токир - п-перехода;1- тон термогенерации в квазинейтральных областях;2 -тонтермогенерации в обеднённом слое;3 -ток туннельной генерации;4 -полный ток в отсутствие фотогенерации; 5 - - фототокj_ф;6 -полный ток с учётом фототока.

б) Генерация и рекомбинация в обеднённыхслоях (механизм Шокли - Са-Нойса). Рекомбииационно-генерац. ток, описываемыйф-лой (7), не всегда доминирует. В широкозонных полупроводниках (с большойзапрещённой зоной )при относительно низких теми-pax может преобладать термич. генерация ирекомбинация в самом обеднённом слое, а не в слоях с толщинамиL_пиL_р.Хотя в таком полупроводнике, как кремний,L_nиL_pобычно сильно превосходят ширину обеднённогослояw(U), но скорость генерации и рекомбинации там можетбыть существенно выше, чем в квазинейтральных областях, из-за различияв заполнении примесных уровней электронами, ответственными за рекомбинацию. eU/kT1)справедлива ф-ла

где - время жизни неравновесных носителей в обеднённом слое, отличное в общемслучае от и Токj_wможетпревышатьj_sза счёт того, чтоп_iпревышаетп_ри р_п. Токj_wненасыщается с ростом обратного смещения, а растёт по мере расширения обеднённогослоя [напр., в соответствии с ф-лами (3) и (4), рис. 4, кривая 2].

В прямом направлении ток, обусловленныйрекомбинацией в обеднённом слое:

Здесь причём длинаl_Епо порядку величины равна "сжатой" длинедиффузии носителей против внутр. поляЕ_вн: l~kT/eE.Коэф. 2 в знаменателе показателя экспоненты связан с тем, что носители, U уменьшается наU/2. Из-за этого с ростомUток поф-ле (9) растёт медленнее, чем ток по ф-ле (7), и даёт ему обогнать себяпри достаточно больших смещениях.
в) Межзонное (зинеровское) туннелированне. электрон проводимости, отразившись от дна зоны проводимости имеет вероятность (тем большую, чем круче наклонены зоны) перейти в валентнуюзону (рис. 5,а).При одинаковыхэффективных массахэлектронаи дырки вероятность туннелирования в однородном электрич. поле близка квероятности туннелирования сквозь треугольный барьер, высота к-рого равнаширине запрещённой зоны а толщина тем меньше, чем больше напряжённость поляЕ.
Для реализации туннельного перехода необходимоналичие в валентной зоне дырок. Поэтому туннельный переход является туннельнойрекомбинацией электрона из зоны проводимости с дыркой из валентной зоны. энергия передаётся источникуэлектрич. поля. Обратный процесс - рождение электронно-дырочной пары засчёт энергии электрич. поля (туннельная или зинеровская генерация) - вусловиях термодинамич. равновесия уравновешивает рекомбинацию. Оба этипроцесса вр - п-П.приU =0 имеют место лишь в случае, электронный газ вn-области и дырочный газ вр-областивырождены (рис.5,б).Прямое смещение ведёт к преобладанию туннельнойрекомбинации, а обратное смещение - к туннельной генерации. Туннельнаясоставляющая тока такого перехода доминирует над прочими только тогда, р - п - П. с вырожденным газомносителей по обе стороны лежит в основетуннельного диода,имеющегона прямой ветви вдоль вольт-амперной характеристики падающий участокN-типа(ВАХ, рис. 5,в).
В случае невырожденныхп-ир-областейтуннельный ток может преобладать только при достаточно больших обратныхсмещениях и связан только с туннельной генерацией электронно-дырочных пар. В широкозонных полупроводниках нарядус термогенерационными и туннельными токами наблюдают их различные комбинации. д).

Рис. 5. Туннельные явления вр - n-переходе;а- межзонное туннелированис;б- зонная диаграмма туннельногодиода;в- прямая ветвь ВАХ туннельного диода (1 -полнаяплотность тока, 2 - нетуннельная составляющая);г- комбинация термического(1)и туннельного (2)переходов с участием примесного уровня;д -возможные варианты генерации: 1-термическая (многофононная);2 - туннельная (бесфононная); 3-туннелирование с поглощением фононов.

г) Ударная ионизация. Электроны проводимостис энергией, превышающей её порог, могут порождать электронно-дырочные пары, )..Рождение электронно-дырочной пары носителями, ускоренными до необходимыхэнергий в электрич. поле обратно смещённого перехода, ответственно за лавинноеразмножение носителей вр-n-П. и за его лавинный пробой.
Обычно процессы ударной ионизации описываютс помощью коэф.и определяемыхкак ср. числа электронно-дырочных пар, генерируемых одним электроном иодной дыркой на единичном пути их дрейфа в электрич. полеЕ.Вширокихобеднённых слоях (х)-локальные ф-ции электрич. поля в точкех:

Здесьт =1, 2; коэф.b_n,_рне зависят отЕ, а С_п,зависят слабо. Из-за сильной зависимости отЕв ударную ионизацию, как и в туннельную генерацию, вносит вкладтолько близкая окрестность точки макс. электрич. поля в обеднённом слое.
Из-за ударной ионизации обратный токр- п-П., обусловленный термической или туннельной генерацией, а такжефото генерацией или инжекцией носителей надлежит умножить на коэф.M(U):J₁(U) = j(U) M(U).При = = (приближённо имеющем место во мн. полупроводниках при больших значениях|Е|)величинаM(U)перестаёт зависеть от места, где произошлапервичная генерация, и равна

(направление осихвыбрано изр-областивп-область).

Это определяет напряжениеU_прлавинного пробояр - n-П.: стационарный режим с обратным напряжениемнар-n-П..U_прневозможен. ударная ионизация обоими типами носителей. Еслив размножении участвуют, напр., одни только электроны, то напряжениеU_проо(бесклнечность).
Лавинный пробой, как правило, имеет микроплазменныйхарактер: ток течёт не по всей площадир - n-П., а локализован вотд. точках (микроплазмах), выявляемых по яркому свечению. С ростом токапробоя число микроплазм растёт вплоть до однородного покрытия ими всейплощади.
Если хотя бы одна сторонар - n-П. р - n -П. имеет плавную структуру, лавинныйпробой наступает при напряжении, недостаточном для проявления заметнойтуннельной генерации. В резких переходах с сильным легированием обеих сторонтуннельная генерация начинает доминировать до наступления лавинного пробоя, д) Фотогеперация, сторонняя инжекция. р - n -П. можно управлять с помощью фотогенерации неравновесныхносителей в его окрестности. Токj_ф, обусловленный фотогенерацией(фототок), в отсутствие лавинного размножения аддитивно складывается сдр. составляющими тока, а при наличии лавинного размножения - с составляющимипервичного тока. При наличии фототока (кривая 5, рис. 4) ВАХ не проходитчерез точкуj= 0,U= 0, возникает участок, на к-ром знакjне совпадает со знакомU(кривая 6, рис. 4). В этом режимер - n-П. выступает в качествефотоэлемента,преобразующегоэнергию излучения в электрич. энергию (см. такжеСолнечная батарея).Кроме режима фотоэлемента используется режим фотодиода, отвечающийобратной ветвп ВАХ.
Др. способ управления токомр - n-П.- инжекция неосновных носителей в одну из образующих переход областей полупроводникас помощью др.р - п-П. или иного инжектирующего контакта. Этот способуправления токомр - п-П. - коллектора путём ин-жекциир - п-П.- эмиттером лежит в основе работытранзисторов.Токр - n-П.Способыполученияр-n-П.Сплавные переходы получают, нанося на полупроводниковуюкристаллич. подложку "навеску" легкоплавкого металлич. сплава, в составк-рого входит необходимое легирующее вещество. При нагреве образуется областьжидкого расплава, состав к-рого определяется совместным плавлением навескии подложки. При остывании формируется рекристаллизац. область полупроводника, р - n -П., причёмего металлургич. границах₀совпадает с границей рекристаллизац. р - n -переход).
При вытягивании из расплава формированиеперехода происходит в процессе роста полупроводникового слитка путём дозированногоизменения состава легирующих примесей в расплаве. Диффузионные переходыполучают диффузией легирующих примесей из источников в газообразной, жидкойи твёрдой фазах. Имплантированные переходы образуются приионной имплантациилегирующих примесей.
Эпитаксиальные переходы получают методомэпитак-сиального выращивания или наращивания, в т. ч. методом молекулярно-лучевойэпитаксии, позволяющим пространственно наиболее тонко (с разрешающей способностьюдо 1 нм) регулировать закон измененияN_Д(x) - N_a(x).Частоприменяются комбиниров. способы: после вплавления, имплантации или эпитаксиальноговыращивания производится диффузионная доводка структуры.
При получениир - n-П. регулируетсяне только легированиер-иn-областей, но и структура всегопереходного слоя; в частности, получается необходимый градиента = d(N_Д-N_a)/dxв точке металлургич. переходах=х₀.В большинстве случаев применяются асимметричныер⁺- п-илип⁺- р -П.,в к-рых легирование одной изобластей (+) намного сильнее другой.
Применения,р - n-П. обладает нелинейнойВАХ с большим коэф. выпрямления, на чём основано действие выпрямительных(полупроводниковых) диодов. За счёт изменения толщины обеднённого слояс изменением напряженияUон имеет управляемую нелинейную ёмкость(см.Варикап).Включённый в прямом направлении, он инжектирует носителииз одной своей области в другую. Инжектиров. носители могут управлять токомдр.р - n-П.,рекомбинировать с излучением света, превращаяр- n-П. в электролюминесцентный источник излучения (см.Светоизлцчающийдиод),инерционно задерживаться в области инжекции при быстрых переключенияхнапряжения нар-n-П. Токр - n-П.управляетсясветом или др. ионизирующими излучениями (см.Полупроводниковый детектор).
Свойствар - n-П. обусловливаютих применение в разл. приборах: выпрямительные, детекторные, смесительныедиоды (см.Диоды твердотельные);биполярные и униполярные транзисторы;туннельные диоды; лавинно-пролётные диоды (СВЧ-генераторы); фотодиоды, фототранзисторы; тиристоры, фототиристоры; фотоэлементы, детекторы частиц и др..-n-П. вытесняютсяШоттки барьерами,изотипными гетеропереходами,Лит.:Смит Р., Полупроводники, пер.3.С. Грибников.

Физическая энциклопедия. В 5-ти томах. — М.: Советская энциклопедия.Главный редактор А. М. Прохоров.1988.