Лекция 4 Переходные процессы в п.п. диодах

1
ЛЕКЦИЯ 4. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДИОДАХ
1. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВОМ
ДИОДЕ С p–n-ПЕРЕХОДОМ
Переходные процессы в полупроводниковых диодах связаны в основном с двумя
явлениями, происходящими при быстром изменении напряжения на диоде или тока, протекающего через диод:
1) При малых прямых напряжениях (Uпр < φ0) и соответственно малых плотностях тока переходные процессы определяются перезарядкой барьерной емкости. От длительности
переходного процесса зависит максимальная рабочая частота цифровых и импульсных
устройств, детекторов высокочастотных колебаний в радиоприемных и других устройствах.
2) При сравнительно больших плотностях прямого тока (при Uпр ~ φ0) происходит
накопление неосновных носителей заряда в базе диода и их рассасывание при уменьшении напряжения. Эти процессы ограничивают быстродействие мощных выпрямителей и
ключевых схем.
2. БАРЬЕРНАЯ ЕМКОСТЬ p–n-ПЕРЕХОДА
Для изготовления полупроводниковых диодов, как правило, используют несимметричные p–n-переходы. В них имеется низкоомная область эмиттера с большой концентрацией атомов примеси Nэ = 1017÷1019 см–3 и высокоомная область базы с меньшей концентрацией примеси Nб = 1014÷1015 см–3.
По обе стороны металлургической границы обEк
разуются слои полупроводника, обедненные основными носителями заряда (рис.1). Электрическое поле объEвн
емного заряда ионизированных примесей Ек создает
эмиттер
p–nбаза
потенциальный барьер для основных носителей заряда
переход n+-типа
p-типа
ψ0 = qφ0, где q =1.6·10–19 Кл – элементарный заряд.
Контактная разность потенциалов φ0 определяется отношением концентраций основных носителей заряда
|ΔQэ|
|ΔQб|
(электронов) в области эмиттера nn и неосновных носителей заряда (электронов) в базе np:
nn/np = exp(φ0/φт),
где φт = kT/q – термический потенциал, k = 1.38·10–23
Δdn
Δdp
Дж/К – постоянная Больцмана, Т – температура в градусах Кельвина. Концентрация nn и np в диапазоне раdp+d
бочих температур диода зависит от ширины запрещенn
Рис.1. Изменение
толщины p–n- ной зоны ΔW и концентрации акцепторных Na и донорперехода и объемного заряда
ных Nd примесей [1-4, 7].
при приложении прямого
Приложение к p–n-переходу небольшого прямонапряжения ΔU < φ0 к переходу го ΔU << φ0 (или обратного) напряжения приводит к
появлению дополнительного поля Евн, что вызывает
изменение толщины обедненной области Δdp+Δdn и объемного заряда ионизированных
примесей ΔQ = |ΔQб| = |ΔQэ|. Отношение Сбар = |ΔQ/ΔU| определяет величину барьерной
емкости перехода.
2
3. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ МАЛЫХ
НАПРЯЖЕНИЯХ
Эквивалентная схема диода приведена на рис.2. В момент включения импульса
Uпр << φ0, поэтому напряжение на p–n-переходе близко к нулю, а ток через диод
Iпр max = Uпр/rб ограничен только сопротивлением базы диода rб (рис.3).
По мере заряда барьерной емкости напряжение на p–n-переходе и ток через диод
стремятся к установившимся значениям Uпр, Iпр, которые определяются дифференциальным сопротивлением p–n-перехода rдиф и сопротивлением rб.
В момент переключения напряжения на диоде с прямого на обратное напряжение
на барьерной емкости не может измениться мгновенно, оно достигает установившегося
значения Uобр через некоторое время, как показано на рис.3,б. Ток через диод меняет свое
направление и спадает экспоненциально от Iобр max до тока обратносмещенного диода Iнас.
Временная зависимость силы тока, протекающего через диод (рис.3,в), качественно совпадает с изменением силы тока, протекающего через конденсатор. Однако следует отметить, что барьерная емкость является нелинейной.
Сбар
rб
U
Uпр
0
rдиф
Рис.2. Эквивалентная схема диода для
малых сигналов
а)
t
Uобр
Uпер
Uпр
б)
0
t
Uобр
I
Iпр max
Iпр
в)
0
Iнас
Iобр max
Рис.3. Временная зависимость:
а) напряжения на диоде U;
б) напряжения на p–n-переходе Uпер;
в) тока через диод I
t
3
4. ДИФФУЗИОННАЯ ЕМКОСТЬ p–n - ПЕРЕХОДА
Диффузионная емкость проявляется при прямом включении p–n-перехода и большом уровне инжекции носителей заряда. Зонная диаграмма прямосмещенного p–nперехода приведена на рис.4. На рисунке изображен несимметричный p–n-переход с
эмиттером электронов.
база
p-типа
Qдиф
np
эмиттер
p–n-переход
n+-типа
E=EкEвн
np(0) = npexpUпер/т
np(expUпер/т −1)
Wc
q(0U)
Ln
WF
W
Wv
U
+
–
pn
pр
dпр
х
0
Рис.4. Зонная диаграмма прямосмещенного p-n - перехода
Напряжение U внешнего источника питания уменьшает величину электрического поля в p–n-переходе E=EкEвн (Eк  контактное, Eвн − поле внешнего источника питания) и
повышает энергию электронов в эмиттере n+-типа. При этом уровень Ферми WF (жирный
пунктир на рис.4) поднимается, потенциальный барьер уменьшается до величины q(0U),
толщина p–n-перехода уменьшается до величины d пр 
2( 0  U ) 0  1
1 

 , где

q
 Na Nd 
 − от-
носительная диэлектрическая проницаемость кристалла полупроводника, 0 =
8.86·10−12 Ф/м − диэлектрическая постоянная, Na и Nd – концентрации акцепторных и донорных примесей соответственно в эмиттере и базе. Из эмиттера в базу течет диффузионный ток электронов. Концентрация электронов в базе на границе p–n-перехода np(0) =
npexpU/т выше равновесной концентрации электронов в глубине базы np. За счет разности концентраций np(0)−np = np(expU/т−1) начинается диффузия электронов в глубину
базы. Происходит их частичная рекомбинация с основными носителями заряда в базе
(дырками). По мере продвижения электронов в глубину базы их избыточная концентрация
убывает с увеличением х по закону np(х)−np = [np(0)–np]exp(–x/Ln), здесь Ln – средняя длина диффузии электронов, на которой концентрация электронов уменьшается в е ≈2.7 раз.
Следует отметить, что в соответствии с принципом электрической нейтральности из
глубины базы дрейфуют дырки и вблизи p–n-перехода возникает избыточный заряд дырок, уравновешивающий избыточный заряд электронов. Эти два заряда, возникшие в базе
вблизи границы p–n-перехода, и образуют заряд диффузионной емкости прямосмещенного p–n-перехода. Заряд диффузионной емкости не может накопиться или рассосаться
мгновенно. Поэтому при изменении напряжения источника питания U возникает переходный процесс, который длится конечное время. Время переходного процесса определяется
многими факторами: концентрацией неосновных носителей, коэффициентом диффузии
D [1/см2·c], временем жизни неосновных носителей в базе τn и наличием встроенного в
базу дополнительного электрического поля.
Величину поверхностной плотности заряда диффузионной емкости можно оценить,
если заменить экспоненциальное распределение концентрации электронов в базе линей-
4
ным, спадающим с np(0) до np на средней длине диффузии Ln. Тогда поверхностная плотность
заряда
рассчитывается
как
площадь
под
треугольником
Qдиф = qnp(expUпер/т−1)·Ln/2. Если пренебречь падением напряжения на низкоомной области эмиттера, омических контактах и выводах диода, то напряжение на p–n-переходе
Uпер = U−Uб, где Uб – падение напряжения на высокоомной области базы. Величина диффузионной емкости С = SQдиф/Uпер = Sqnp(expU/т−1)Ln/(2Uпер) нелинейно зависит от
напряжения питания U, здесь S – площадь p–n-перехода.
5. ПЕРЕХОДНЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ БОЛЬШОМ ИМПУЛЬСЕ
НАПРЯЖЕНИЯ
Рассмотрим переходные процессы, происходящие в полупроводниковом диоде при
подаче большого импульса напряжения Uпр ≥ 0, │Uобр│ > 0 (рис.5,а). Полагаем, что
внутреннее сопротивление генератора напряжения много меньше сопротивления базы диода.
U
Uпр
φ0
а)
0
t
Uобр
Uб
Uпр
U−φ0
0
б)
t
Uобр
Uобр−φ0
Uпер
φ0
в)
0
t
Uобр
г)
I
Iпр
I(t1)
56789
0
Iнас
Iобр
1234
10
t
Рис.5. Временная зависимость:
а) напряжения на диоде U;
б) напряжения на базе Uб;
в) напряжения на p-n - переходе Uпер;
г) тока, протекающего через диод I
5
В интервале времени от t0 до t1 напряжение на диоде U = 0, ток I = 0, p–n-переход
находится в состоянии термодинамического равновесия и концентрация электронов в базе
составляет np0.
В момент времени t1 напряжение на диоде U скачком изменяется от нуля до Uпр. Если
не учитывать падение напряжения на эмиттере, контактах и выводах диода, то оно распределится между базой Uб и p–n-переходом Uпер. Для того чтобы понять, как распределится напряжение, необходимо учесть наличие барьерной емкости p–n-перехода. Распределение концентрации носителей заряда в диоде мгновенно измениться не может, поэтому
Uпер = 0.
В следующие моменты времени t2 и t3 происходит установление равновесия: напряжение Uпер возрастает, стремясь к φ0, напряжение Uб падает, стремясь к U−φ0, концентрация электронов в базе на границе p–n-перехода увеличивается и начинается диффузия
электронов в глубину базы (рис.6,а, кривые 2 и 3). По мере накопления в базе инжектированных электронов и уравновешивающих их заряд дырок сопротивление базы уменьшается, а ток через диод I возрастает (рис.5,г).
При длительном прохождении прямого тока процесс инжекции электронов уравновешивается процессом их рекомбинации. Устанавливается состояние, при котором концентрация электронов и дырок превышает равновесную вблизи p–n-перехода и снижается,
стремясь к равновесной np0 при удалении от него в глубь базы (кривая 4 на рис.6,а). Ток
через диод достигнет своего стационарного значения Iпр.
При изменении полярности имnp
np
база
база
пульса напряжения с Uпр на Uобр
p - типа
p - типа 4
(время t5) напряжение на базе изме5
4
няется скачком: Uб = Uобр−φ0. Начи6
7
нается дрейф накопленных в базе
3
np0 8
б)
а)
np0 2
неосновных носителей (электронов)
0
0
обратно в эмиттер. Наблюдается
1
большой обратный ток через диод,
10 9
0
ограниченный в основном сопроx
0
x
тивлением базы диода Iобр = Uб/rб
Рис.6. Распределение концентрации неосновных
носителей в базе диода в различные моменты вре- (рис.5,г). Пока концентрация элекмени при включении диода в направлении: а) пря- тронов в базе около p–n-перехода
превышает равновесное значение, на
мом; б) обратном
p–n-переходе сохраняется прямое
падение напряжения (рис.5,в).
С течением времени все накопленные в базе электроны уходят через p–n-переход или
рекомбинируют в базе с дырками (кривые 6,7,8 на рис.6.б).
Затем начинается фаза восстановления высокого обратного сопротивления диода. В
моменты времени t8, t9 и t10 распределение концентрации электронов в базе стремится к
равновесному (кривая 10 на рис.6,б), а ток I экспонециально уменьшается, стремясь к величине тока обратносмещенного диода Iобр.
Процесс рассасывания накопленных неосновных носителей происходит значительно
медленнее их накопления, поэтому именно его время и определяет частотные свойства
большинства диодов.
Для ускорения процесса рассасывания электронов из базы можно уменьшить время
жизни неосновных носителей, легировав базу атомами меди или золота, энергетические
уровни которых располагаются в глубине запрещенной зоны полупроводника. При этом
электроны захватываются на ловушках, а затем с уровня ловушек переходят на уровень
верха валентной зоны и рекомбинируют с дырками. При таком двухступенчатом процессе
время жизни электронов уменьшается.
Если неравномерно легировать базу и создать “встроенное” электрическое поле, то
электроны за счет двух механизмов диффузии и электрического дрейфа быстрее достиг-
6
нут границы p–n-перехода и уйдут в эмиттер. Если использовать оба приема, то время
рассасывания заряда диффузионной емкости может сократиться в четыре - пять раз.