|
| |
  |
Главная » Книги и журналы 1 2 3 4 5 6 ... 24 Зарядная eMKOctb ё начйЬЛь110& Йеё 6!)ШЛйеФсй характе ром распределения примесей в запирающем слое. Резкий переход (впервые исследованный Шоттки) представляет собой случай наиболее простого распределения примесей, что до некоторой степени соответствует реальному распределению, наблюдавшемуся в переходах, изготавливаемых методами вплавления (см. гл. 7). Для случая сильно несимметричного резкого перехода уравнение (1.66) можно использовать для того, чтобы определить концентрацию примесей в высокоомной области, а также диффузионное напряжение. Если построить график зависимости от запирающего напряжения, то из наклона этого графика можно определить концентрацию Nj), а экстрапшнруя его до С~ = 0, можно получить диффузионное напряжение Ud- Для данной структуры перехода можно получить из этой же формулы зарядную емкость при смещении перехода в прямом направлении (и>0). Соответствующие измерения иногда подтверждают зависимость (1.66), а иногда нет, что указывает на существование свободных носителей заряда в запирающем слое. Их влияние можно довольно точно учесть, но расчеты громоздки и здесь не приводятся. Наличие заряда подвижных носителей почти не играет роли при смещении перехода в запирающем направлении, но важно вблизи нулевого напряжения и при смещении перехода в прямом направлении. Анализ показывает, что вследствие появления в запирающем слое большого количества подвижных носителей заряда его эффективная ширина увеличивается, а емкость становится меньше и при больших прямых напряжениях может даже пройти через нуль. Подробные исследования измеиегип су.ммарного заряда в р-п переходе показывают, что учет заряда подвижных носителей, которым обычно пренебрегают, приводит к суп1ест')еиным отклонениям величины емкости (1.66) прежде всего для резко 1[есиммстричпого перехода. С другой стороны, формула (1 66) была нсодиократ1[0 подтверждена экспериментально, и потому нобходимо делать ряд дополнительных уточнении, которые нозво.1Яюг объяснить экспериментальные результаты и при учете влияния упомянутых особенностей. Структура перехода с резким изменением концентрации - далеко не единственная, доступная простым расчетам. Шокли рассчитал емкость пространственного заряда для р-п перехода с линейным распределением концентрации примесей внутри запирающего слоя, которое возникает при изготовлении р-п перехода методом вытягивания- В этом случае выражение для зарядной емкости имеет вид   а (1.68) где а - градиент концентрации примеси в переходе. Для ширины запирающего слоя Ws = ln-h получается выражение о 12seo (Ur, - U) Й7---(1.69) q а iiTO добоЛЬЙд kojpottto ftoДtBёpждaeтcя эксйёрймей-тально. В противоположность сильно несимметричному резкому переходу {NaNd), в котором изменение dWs/dU из-за несимметричного распределения пространственного заряда практически определяется только \dln/dU\:$> \dlpldU\, в линейном переходе имеют место два одинаковых по величине изменения dl/dU.  Рис. 1.9. Различные профили распределения концентрации примеси в р-п переходе; а) плавный (линейный) переход; б) гиперболический переход; в) экспа1[енциальт.1Й переход. Область простраиствепного заряда простирается в таких р-п переходах на одинаковые расстояния по обе стороны от плоскости, в которой концентрация примеси равна нулю. Суммарная ширина области пространственного заряда в таких переходах определяется не концентрациями а, Nb, а градиентом концентрации. При соответствующем выборе градиента концентрации ширина запирающего слоя может быть получена меньшей, чем в резких переходах. Следует заметить, что р-п переходы, получаемые методами диффузии примесных атомов, при малых запирающих напряжениях ведут себя как линейные, а при больших - как резкие-аереходы. Для некоторых переходов, а именно изготовленных методами прямой и обратной диффузии атомов примеси, емкость нельзя рассчитывать по формулам, справедливым для резкого и для линейного переходов, а следует пользоваться соотношениями, описывающими более сложные законы распределения: пшерболический, экспоненциальный, дополнительный гауссовский закон ошибок или любой другой эмпирический закон распределе- . r- ЙИЙ, полученный экспериментально (рис, 1.9). Однако окончательное решение может быть получено только в некоторых случаях. ч Интересной модификацией р-п перехода является структур.а, содержащая слой собственной проводимости между р- и -областями (р-1ч1 структура). Благодаря наличию i-слоя емкость и величина электрического поля в переходе меньше, чем в резких переходах, поэтому p-i-n переходы обладают относительно высоким пробивным иаиряжеиием. Если ширина i-слоя велика ino срав11еиию с игирмной области простраиствсииого заряда, то емкость структуры слабо зависит от иаи] )яже11пя. Па рпс. 1.10 показаны графики зависимостей зарядной емкости, отнесенной к единице площади, от напря-же1№я для трех важных профилей распределения концентраций примеси. В частности, из графиков видно, что Ю а) V-  , i 0. Зависимость у д с л ы I о II 3 а р я д н о й с м -кости от запирающею напряжения для рпз.чнч-ньгх профиле!! раснрсде- ення атомов примеси. О (7. В резкий переход при прочих равных условиях обладает большей емкостью. При малых напряжениях по зависимости Cs=f{U) трудно с уверенностью различить линейный и экспоненциальный профиль распределения концентрации примеси. Модуляция ширины запирающего слоя влияет не только на концентрацию основных носителей, что опи- сывается формулами для токов смещения, цо также и на концентрацию неосновных носителей, что. необходимо учитывать в связи с выводом формулы для концентрации носителей на границах области пространственного заряда. На рис. 1.11 это явление наглядно продемонстрировано для случая запертого р-п перехода. Пусть какое-либо приложенное напряжение U фиксирует ширину запирающего слоя /ро-/по (состояние У, граничные концентрации неосновных носителей рп\ и ni). Если оно рис, 1-11. Схема, поясняющая эффект модуляции ширины запирающего слоя; а) модель для случая, когда напряжение повышается от У (состояние /) до U (состояние 2); при одновременном понижении граничной концентрации сами границ) л запирающего слоя передвигаются в области, бывшие до этогг> нсЬ тральными; б) упрощсн!гая модель для случая больших запирающих смещений и коротких Е[сйтральнь1х областей. 1 г ®  о  увеличивается (состояние 2), то ширина запирающего слоя растет, а концентрации неосновных 1юсителей снижаются до значений (рп2. Про). Вблизи новых границ запирающего слоя возникают большие градиенты концентрации, что вызывает увеличение обратного тока. Таким образом, смещение границ запирающего слоя обязательно ведет к перестройке заряда неосновных носителей. Тогда при периодическом изменении запирающего напряжения должен появиться дополнительный ток как следствие непрерывного изменения граничных концентраций и длин нейтральных областей. В соответствии с такой постановкой вопроса граничные значения концентраций становятся функциями времени. В первом приближении при рассмотрении процесса перехода от состояния 1 к состоянию 2 можно раз-  AU{t) i dU Рп{и + Ш{11 / (f/) + A/n(f7)] = Pn(fy. /по) I (1.70) dPniU, /ро) dPnJU. /по) п ду (О п в случае приложения переменного синусоидального сигнала малой амплитуды члены разложения, зависящие от времени, принимают вид и и т и и дРп((. по) дх I dU и (1.71) и Если приращения длин Д/ малы по сравнению с исходными длинами /по, /ро (что эквивалентно требованию Af/<C t/), то общее значение концентрации неосновных носителей может рассматриваться как сумма значений: соответствующего неподвижной границе запирающего слоя {см. (1.49), (1.50)] и дополнительного [последнее слагаемое в формулах (1.71)]. Эти модифицированные граничные условия не отменяют прежние результаты, напротив, с их помощью ра.ссмотрение процессов упрощается, если считать, что эти новые граничные концентрации рп(/п), tip(lp) относятся к неподвижным границам {In. 1р)у где раньше имели место' концентрации Рп (/по), р(/ро). Таким образом, для оценки влияния модуляции ширины запирающего слоя на динамические свойства резко иеоимметричного р-п перехода важно ц .LSI >-1 знать только переменную концентрацию неосновных носителей, а выражение для граничной концентрации [формула (1.49)] Рп Щ = Р пои О и следует заменить другим и и и п О и и и О и и (1.72) и в этом соотношении была использована формула для плотности постоянного дырочного диффузионного тока Sdv при x = ln(i(tl), так как по сравнению с долей переменного тока этот диффузионный ток дает наибольший и притом линейный вклад в зависимость (1.72). Строго говоря, в дополнительные слагаемые уравнений (1.70), (I.7I) следует ввести зависимость градиентов концентраций как от постоянного, так и от переменного напряжения. В последнем случае получаются нелинейные члены малой амплитуды, которые в рамках линейного приближения пренебрежимо малы. В результате эффекта модуляции толщины запирающего слоя появляется еще один компонент переменного днффузнотюго тока; V1 -f /o>tp и ctfi шхр ) и. (1.73) причем ток I dp определяется уравнением (1.36). С учетом ранее полученного выражения для компонента переменного диффузионного тока (1.53) получается выражение для полной диффузионной проводимости, учитывающее также эффект модуляции ширины запирающего слоя (здесь представлена только дырочная составляющая): Улр общ = Я Л  e -Л--!- и  у dp + (Jm (1.74) Новое слагаемое в выражении для полной проводимости называется проводимостью Ирли {ydm-gdm-i-jaiCdm); оио пропорционально dlnldU и ие исчезает при смещении перехода в запирающем направлении. Эю слагаемое имеет частотную зависимость, подобную 5-1323 65 дельно учесть 11зменение концентрации и длин обл стей. Если принять, что вновь устанавливающиеся конценй трации np[lp(t)]=np{u{t)Jp(t)] и pn{ln{t)]=pn[u{t)Jn{t)i являются функциями напряжения U{t), то из разложения в ряд Тейлора функции двух переменных следует: np\U + W{t), /р(С/) + А/р(С/)]== р([/, /р,) + зависимости диффузионной (Проводимости r/dp, и -может быть пред*-; ставлено как параллельное соединение активного сопротивления ygdm и емкости Cdm, учитывзющей изменение заряда в нейтральных областях, происходящее вследствие пульсаций толщины запирающего слоя. Эта диффузионная емкость действует наряду с зарядной емкостью при смещении перехода в запирающем иаправлении. Каче-ствеиио оии различаются тем, что диффузионная емкость в явном виде зависит от тока, а емкость простраиствеииого заряда - от напряжения, что часто позволяет разделить их при эксперименте. Величина дополнительной диффузионной проводимости определи ется выражением и п е ). (1.75) в котором зависимость уат от профиля распределения коицеитрации примесей учитывается так называемым коэффициентом Ирли: и П (1.76) В запирающем иаправлении kc имеет величину порядка 0~*н-10~, так что емкость пространственного заряда и рассматриваемая диффузной пая емкость имеют одинаковый порядок. Далее, для различных случаев распределения коицеитрации можно определить kc: для резкого перехода 2 и^-и W для липенпого перехода и К 2-3 и  (1.77) 0 У - - See нёоснойные носи1ели заряДа, инжектируемые в нейтральные области, вначале доставляются к запирающему слою за счет дрейфа. Однако нужно-считать, что пропускная способность нейтральных областей и при наличии запирающего слоя, свободного от рекомбина-ционных процессов, снижает пропускную способность самого запирающего слоя, хотя физические процессы и происходят вне его. Нейтральные области в таких случаях могут быть заменены сопротивлениями с бесконеч-  Диффугаоннай 1) ная модулйцией ширины за пир^ !2Jiif± C JX- IIII11 11 Рис. 1Л2. Эквивалентная схема замещения р-п перехода для переменного сигнала малой амплитуды при услог.ии малого уровня инжекции: 17) Простая схема с лнффузииниой проволимос i ыо q. диффузноппой емкостью Cj, проводимостью sdm емкостью С^ , обуслоплепиымп эффектом модуляции ширины зап'лрающсго слоя, зарядной емкостью С^, последовательными сопротивлениями i, ьр б) точная Схема замещения с распрэделениыми параметрами, При этом п обоих случаях было принято во внимание об1Цсе изменение птрины заппраюи1Сго слоя, которое в резком переходе происходит прснмуи1ественно в высокоомной области, а в лине!!-ном - в обеих областях перехода (коэффициент 2 в знаменателе). Эквивалентная схема замещения. Выражение для диффузионной проводимости Ус1р позволяет обосновать схему замещения р-п перехода. Эта схема состоит из параллельного соединения диффузионных проводимостей и емкостей (рис. 1.12,а) и проявляет себя при приложении переменного сигнала малой амплитуды как линейное комплексное сопротивление. Переменное напряжение полностью приложено к запирающему слою (диффузионные области практически свободны от электрического поля). ной проводимостью. В реальных случаях (конечная электропроводность нейтральных областей) в эквивалентную схему следует ввести так называемые последовательные сопротивления /?-области (гьр) и п-области (гьп). Соответственно этому элементы gam. Cdm, связанные с модуляцией запирающего слоя, также могут быть включены в схеме замещения между точками, моделирующими границы запирающего слоя. Это справедливо, разумеется, также и для емкости пространственного заряда, так как ток смещения протекает через нейтральные области уже как дрейфовый ток. Полученная таким образом схема замещения вполне пригодна для многих технических целей; ие вполне удовлетворительным в не- 5* 67 kofojbiji сЛучайх АМШса вйедеййе а1Ж1Вйы^ я jJeSKtHBribii эЛеЫ тов в форме сосредоточенных сопротивлений. Эти недостатки можй устранить, построив более детальную схему замещения р-п перехода, лучше отражающую физические процессы. При этом исходят из аналогии, имеющейся между уравнением непрерывности и уравнением безындукхйвной однородной длинной линии, и находят, что диффузионная проводимость yd соответствует входной проводимости короткозамкнутой на конце длинной линии, длина которой совпадает с длиной нейтральной области. Таким образом, получается схема замещения, представленная на рис. 1.12,6. К этой точной схеме и ее свойствам мы еще вернемся прн подробном рассмотрении процессов в транзисторе. Эквивалентная схема замещения изменяется, если в р-п переходе наступает состояние с высоким уровнем инжекции. 1.4. Влияние некоторых специфических эффектов на свойства р-п перехода В предыдущих параграфах была рассмотрена модель р-п перехода в рамках некоторых основных предположений. Как правило, они соответствуют действительности, но имеется ряд режимов работы, для которых эти предположения несправедливы. Частично это сказывается уже на ходе вольт-амиериой характеристики (рис. 1.13). По сравнению с характеристикой идеального перехода реальный переход с большой скоростью рекомбинации в запирающем слое при малых прямых напряжениях имеет харак-  Рис. 1.13. Вольт-амперная характеристика идеального (-) и реального (---) р-п перехода. На участке А преобладает рекомбинация носителей в запирающем слое. На участке В основиой механизм переноса тока - диффузия носителей в нейтральных областях. Здесь вольт-амперная характеристика приближается к идеальной-На участке С наступает высокий уровень инжекции, ток определяется модулированным последователi. ным сопротивлением, и характеристика идет более полого. теристику с более медленным ростом тока (область Л), которая только после достижения достаточно больших напряжений совпадает с характеристикой идеального перехода (область В), так как диффузионный ток растет гораздо быстрее рекомбннационного. При еще больших токах (область С) наклон характеристики снова уменьшается, наступает высокий уровень инжекции. При этом начинают играть роль также и дрейфовые токи неосновных носителей в нейтральных областях, возникает эффект модуляции проводимости.    Дальйейшее увеличение йрОйускйого мапрязйення приводит к все большему возрастанию роли последовательных сопротнвлений в определении пропускных способностей перехода, и наклон характеристики продолжает уменьшаться. В запирающем направлении часто не удается получить ожидаемую характеристику с током, не зависящим от напряжения. Иногда оказывается, что обратный ток слабо растет с напряжением причины этого имеют различный характер, так как процессы генерации-рекомби!1ации в запирающем слое, модуляция ширимы запирающего слоя, поверхностные токи, а также явления, связанные с наличием неровностей на границе раздела р- и л-областей, действуют в направлении увеличения тока. После достижения некоторого критического напряжения обратный ток резко возрастает - на вольтамперной характеристике с ярко выраженной областью насыщения тока этот эффект особенно от-чет;н1В0 заметен. В этой области начинают действовать явления пробоя, связанные с образованием доиолнительпых нар посителен. I рн этом занирающи11 сло1! полностью теряет свои запирающие CBoii-ства. Как видно уже из этих кратких замечаний, для объяснения пе-течисленных явлений требуетсядетализация ранее рассмотре]Н1Ых процессов, что и составляет содержание этого параграфа, а также имеет значение и для теории транзистора. Условия высокого уровня инжекции будут подробно рассмотрены только в связи с транзистором. Лиа.Н1з литературы, касающеГк-я вопросов некоторых отклонений от идеальной характе1)истики, свидетельствует о необходнмосгн ностановкн специальных задач. Поэтому изложение эгих вопросов в данном разделе будет дано нренмуи1сствсиио качественное. Влияние поверхности. Поверхность полупроводника обладает значительными нарушениями его кристаллической структуры. Для o6bHCHe]niH процессов на поверхности непосредственно не могут быть использованы законы, относящиеся к объему полупроводника. Поэтому нередко предпринимаются попытки дать описание труднообъяснимых явлений с помощью модели. Из-за нарушения периодичности структуры иа поверхности-полупроводника возникают условия, особенно благоприятные для развития активной рекомбинацион-ной деятельности. Во-первых, атомы полупроводника, расположенные на поверхности, неполностью связаны со своими валентными электронами, некоторые валентные связи оказываются незаполненными и можно себе представить, что избыточный свободный электрон будет захвачен на поверхности и не сможет принимать участия в образовании тока (заметим, что реальное существование этого явления в полупроводниках пока еще достоверно не доказано). Во-вторых, - и это более важный случай - поверхность может адсорбировать инородные атомы ;и моле- кулы, которые s зависимости от их природы (доноры или акцепторы) могут захватывать или отдавать электроны. Механизм рекомбинации часто протекает при наличии оксидного слоя между слоем инородных атомов и поверхностью полупроводника, причем адсорбция влаги является важным фактором, способствующим развитию рекомбннацнонных процессов. Число электронов, захваченных адсорбированными чужеродными атомами иа поверхности, например, п-по-лупроводиика может быть настолько велико, что заряд ионизированных доноров полупроводника у поверхности уже не компенсируется зарядом свободных электронов, и поэтому у поверхности возникает электрическое поле, отталкивающее электроны и притягивающее к поверхности дырки, так что первоначальная проводимость п-типа в объеме полупроводника может превратиться на поверхности в проводимость р-типа. Такие инверсионные слои всегда оказывают вредное влияние на работу диодов и транзисторов, особенно на токи насыщения и коэффициент усиления тока. Наличие областей противоположного тина проводимости (так называемых каналов), находящихся иа поверхности, часто является причиной наблюдающегося увеличения обратного тока с ростом запирающего напряжения. Токи в каналах могут даже превысить малые токи насыщения, связанные с объемной генерацией. Это явление широко распространено в кремниевых запирающих слоях. В таких случаях экспоненциальная температурная зависилшсть обратного тока либо совсем ие наблюдается, либо наблюдается в виде весьма слабой степенной зависимости. Кроме того, такие токи в течение длительного времени весьма нестабильны; они возрастают после длительного периода работы часто настолько, что р-п переходы становятся неработоспособными. Образование каналов в первую очередь выявляется при смещении перехода в запирающем направлении. Однако вследствие трудностей контроля состояния поверхности как у различных образцов, так и одного образца в течение длительного периода времени обратный ток, связанный с наличием каналов, может иметь значительный разброс. В то же время поверхностная генерация-рекомбинация может в значительной мере определять ток насыщения с большой стабильностью. Свойства поверхности на границе раздела полупро' водник - окружающая среда также сильно зависят от состава последней (пары воды, кислород) и, прежде всего, при высоких температурах при которых иногда возникают необратимые изменения. Окружающая среда оказывает влияние на постоянные времени электрических процессов полупроводникового прибора и определяет процесс его старения. Очень неприятное свойство, связанное с медленными процессами иа поверхности, проявляется в относительно значительном вкладе в уровень шумов, особенно на низких частотах. Ввиду важности получения стабильной поверхности для определения мер по стабилизации свойств поверхности на длительное время было проведено много исследований. К ним относятся, например, такие меры, как создание на поверхности кремниевых приборов аморфных оксидных слоев, особенно в тех местах, где запирающий слой выходит на поверхность. Однако этот вид защиты поверхности обычно исключен для германия, так как он сам не образует стабильных во времени оксидов. Рекомбинация носителей заряда на поверхности и вблизи нее приводит к необходимости корректировать принятое ранее представление о движении носителей заряда. Вероятность рекомбинации для носителей заряда, находящихся в непосредственной близости от поверхности, будет наибольшей. Поэтому концентрация носителей заряда в направлении к поверхности будет падать. Недостаток мосителей заряда должен выравниваться диффузионным током частиц к поверхности Ао, в простейшем случае иаправлеииом перпендикулярно объемному диффузионному току. Плотность этого направленного к поверхности диффузионного тока Sdo пропорциональна избытку концентрации неосновных носителей у поверхности Ар==рп-рпо- qAps (1.78) и величине s - скорости поверхностной рекомбинации, т. е. средней скорости, с которой носители, требуемые для поддержания рекомбинации, движутся к поверхности. Верхняя граница значения 5 равна тепловой скорости (быстрее носители заряда не могут двигаться без воздействия поля), нижняя- сильно зависит от качества обработки поверхности, a также, но незначительно, от1 концентраций носителей заряда. Ориентировочные зна- чения скоростей поверхностной рекомбинации для не- которых методов обработки приведены в табл. 1.1. Таблица 1.1 ВЛИЯНИЕ ОБРАБОТКИ ПОВЕРХНОСТИ л-ГЕРМАНИЯ НА СКОРОСТЬ ПОВЕРХНОСТНОЙ РЕКОМВИНАЦИИ
) Серебряный травитель фирмы Вестнпгауз (Westinghouse Silver Etch) 4 см HP + 2 смзНЫОз + 200 мг AgNOg + 4 смН^О. *) Химически полирующий травитель (Chemical Polish 4) 25 см HNO+ -f 15 см8 СНз СООН + 15 смз HF + 0,3 см Вг\. Так как в полупроводниках поверхностная и объемная рекомбинации происходят одиовремеиио, то иногда бывает целесообразно характеризовать поверхностную рекомбинацию не скоростью, а поверхностным временем жизии T,s. Связь между s и т. может быть рассчитана для простых геометрий структур, но во многих случаях эксперимент оказывается более удобным средством для изучения поверхностных явлений. Поверхностное время жизни вместе с объемным временем жизни Xj),n определяют эффективное время жизии Тпф: 9ф (1.79) При этом предполагается простой экспоненциальный характер снижения концентрации за счет обоих видов рекомбинации. Введение эффективного времени жизни дает то преимущество, что по крайней мере в первом приближении влияние поверхности может быть учтено в ранее полученных уравнениях заменой Тр,п на Тэф при сохранении предположения об одномерном характере движения носителей заряда.  Точное рассмотрение процесса поверхностной рекомбинации должно было бы опираться на многомерную модель движения носителей, по крайней мере на двухмерную для цилиндрически симметричной структуры. В общем случае даже эта упрощенная проблема в элементарном виде оказывается неразрешимой. В таких случаях лучше пользоваться уже упоминавшейся аналогией между процессами переноса носителей в полу проводниках и процессами в однородной безындуктнв- ной длинной линии. Прн переходе от дифференциальных уравнений к алгебраическим каждому элементарному объему полупроводника может быть сопоставлено гС-слагаемое, так что в целом возникает сеть пространственно распределенных сопротивлений. Граничные значения определяются поставленной задачей, в частности, можно промоделировать и поверхностную рекомбинацию. С помощью измерений тока и напряжения в любых точках этой сети пространственно распределенных сопротивлений можно получить наглядную картину пространственного распределения концентрации носителей. Многомерные процессы возникают не только в связи с поверхностной рекомбинацией, но и в транзисторах в ряде режимов работы с довольно разнообразными последствиями этих процессов. Геометрия р-п перехода (например, неплоскостность границ запирающего слоя) также может потребовать рассмотрения процесса многомерного движения носителей. Генерация и рекомбинация носителей заряда в запирающем слое. Выше предполагалось, что в запирающем слое не происходит генерации и рекомбинации носителей, поскольку его толщина мала по сравнению с диффузионными длинами, а время жизни носителей заряда в запирающем слое равно времени жизни в нейтральных областях. Это последнее предположение не соответствует выводам статистики рекомбинации Шокли - Рида. Больше того, время жизни в запирающем слое меньше, чем в нейтральных областях. Поэтому в действительности в запирающем слое имеет место более высокий темп рекомбинации, чем первоначально предполагалось. В германиевых запирающих слоях, работающих в диапазоне комнатных температур, явление рекомбинации в запирающем слое практически не играет роли; оно НрбявляеТсй в низ( йри Низких тёМйературйХ, В кремнии уже при комнатных температурах процессы рекомбинации в запирающем слое могут оказаться существенными. Ток насыщения образуется неосновными носителями, генерируемыми по обе стороны от запирающего слоя в диффузионных хвостах (рис. 1.7), откуда носители поступают к границам запирающего слоя. Например, при полном запирании перехода ток носителей, движущихся из /г-области, равен Ад D, cth .После интегрирования уравнения непрерывности ток насыщения для случая WnLp (принято для простоты рассмотрения) можно представить как ток носителей, возникших вследствие преобладающей генерации главным образом на участке OLp; (область запирания), (1.80) p. (1.81) Если же вследствие тепловой генерации возникают пары носителей заряда внутри запирающего слоя, то в переходе, находящемся при обратном смещении, они мгновенно разделяются сильным электрическим полем и дают свой вклад в ток. Этот процесс генерации характеризуется скоростью, пропорциональной концентрации собственных носителей заряда [G-R) -п (1 -82) причСхМ т имеет величину, близкую к величине времени жизни носителей. Если распространить приведенные выше соображения об образовании тока насыщения на процесс образования тока в запирающем слое, то легко получить выражение для тока носителей, возникших в запирающем слое за счет генерации (либо исчезнувших в не.м за счет рекомбинации при прямом смещении); п (1.83)  ток Ьбратйо смещённого 1 ч>ехода (1.84) при заданном значении Nn и примерно одинаковых Тр и т будет определяться преимущественно процессами в запирающем слое в переходах с большими Nd и TFg, малыми Lp и Пг (с большой AW). Концентрации собственных носителей в германии и в кремнии отличаются на несколько порядков, так что в кремниевых переходах оказывается преобладающим ток носителей, генерируемых в запирающем слое. В германии же ток определяется носителями заряда, генерируемыми в диффузионных хвостах в соответствии с идеальной моделью перехода. Тенденции к преобладанию тока генерации в запирающем слое германиевых приборов проявляются при низких температурах, когда в германии резко падает концентрация собственных носителей. Экспериментальную зависимость этого тока от напряжения можно объяснить иепосредствепиым влиянием щири1{Ы запирающего слоя на ток генерации в этом слое. Так как ширина запирающего слоя зависит от приложенного напряжения, то аналогичная зависимость габлюдастся и для обратного тока. HanpirMcp, для резкого перехода получаем и Из зависимости ширины запирающего слоя от напряжения следует, что произведение емкости пространственного заряда на/.чо есть константа, завнсяи1,ая от природы полупроводника. При прямом смещении р-п перехода ток I.o оказывает влияние на ход вольт-амперной характеристики таким образом, что делает начальный участок ее более пологим, так что идеальная диодная формула для тока (1.40) на этом участке несправедлива. Полуэмпирическое рассмотрение приводит к следующей зависимости: 1Г^Г \ (1.85) где Is - фиктивный ток насыщения, а коэффициент называемый коэффициентом ослабления, лежит в пределах 1<Л.2 и резко зависит от прямого тoкя- -- -it-г ч 1- 1.5. Явления пробоя p- гмршсода г в р-п переходах, с.М€щенных в запирающем направлении, при достижении определенного критического напряжения возникают явления пробоя, которые могут иметь совершенно различные физические причины, В табл. 1.2 сопоставлены известные механизмы пробоя. Явления пробоя, относящ1иеся к первой группе, характеризуются резким ростом тока после превышения определенного пробивного напряжения. При этом речь идет о тех видах пробоя, которые развиваются в р-п переходах при увеличении запирающего напряжения. К этой группе следует отнести: 1. Электрический пробой, обусловленный двумя возможными механизмами: а) пробой за счет внутренней полевой эмиссии *5: - туннельный эффект: появление тока вследствие внутренней полевой эмиссии при приложении напряжения в прямом направлении; - зинеровский эффект: появление тока вследствие внутренней полевой эмиссии при приложении напряжения в запирающем направлении; б) пробой за счет ударной ионизации, лавинный пробой. 2. Электрический прокол, возникающий в полупроводниковых приборах по крайней мере с двумя р-п переходами и связанный с тем, что при достаточно больших запирающих напряжениях две области пространственного заряда смыкаются. Так как этот эффект имеет существенное значение для транзисторов, он будет подробно рассматриваться в § 6.5 и 9.3. Ко второй группе явлений пробоя, характеризующихся резким падением напряжения при достижении критического тока, относятся: I г V *) Принимаемое автором разделение данрдого механизма пробоя иа туннельный и зинеровский не может считаться оправданным не только потому, что по данной классификации к пробою начинает относиться режим работы р-п перехода, обусловленный прямым смещением, но и потому, что физическое существо зинеровского механизма пробоя также связано с туинелированием. В отечественной научно-технической литературе принята точка зрения, согласно которой туннельный механизм пробоя связан с туинелированием электронов из валентной зоны в зону проводимости при обратном смеще* НИН р-п перехода- Прим, переа. L Истинный: вторичный пробой, который начинается вследствие усиления тока в коллекторной области и преимущественно проявляется в транзисторах. Поэтому это явление подробно рассматривается в § 9.5, относящемся к транзистору. 2. Тепловой пробой, который возникает из-за саморазогрева полупроводникового прибора большой мощностью, выделяющейся в нем, в связи с температурной зависимостью некоторых параметров прибора, таких, как ток насыщения и напряжение лавинного пробоя. Этот механизм пробоя не будет подробно рассматриваться, поскольку он не связан с какими-либо новыми физическими эффектами. Кроме перечисленных видов пробоя возможны также явления пробоя по поверхности, но в общем случае они играют второстепенную роль. Как для диодов, так и для транзисторов в одинаковой мере важны в первую очередь различные виды электрического пробоя, которые более подробно представлены в табл. 1.3. ЗинерОЕСкий пробой. Благодаря исследованиям, проведенным Зинером, исторически сложилось распространенное мнение, что процессы пробоя в р-п переходах объясняются только эффектом внутренней полевой эмиссии. Этот эффект состоит в том, что электроны из валентной зоны под действием сильного электрического поля эмиттируются в зону проводимости. Точное объяснение этого эффекта можно дать, если учесть волновую природу электрона. С этой точки зрения в сильном электрическом поле электроны имеют конечную вероятность перейти из валентной зоны в близкорасположенную соседнюю зону проводимости практически без изменения полной энергии. Р-п переходы, сме!цс!1[!Ые в обратном иаправлснгги н пробивающиеся при сравнительно малых напряжениях (крсмниГ!: t/sR = 4,5- ~1 В, германий: t/sn -5,5-20 В*) вблизи критического напряжения показывают мягкий рост тока, что (исключая предположение о возможных неустранимых токах утечки) обусловливается туннельным эффектом. При этом речь идет о сильно легированных р-п переходах с тонкими запирающими слоями, в которых уже при малых напряжениях возникают сильные электрические поля. Если по мере увеличения запирающего напряжения достигается критическое поле, по порядку величины равное для германия (2,2ч-3) Ю'* В/см; для кремния (1,2~-1,4) 10® В/см,- то из валентной зоны в зону прово-  *J Верхний предел автором, по-видимому, несколько завышен. ирили перев. 1 о со О Р- о и и с О О о ы j -л- . . - - К CO CQ s: С S С 5 CO с ra о с CO S Я 57 о с о S R ¥ =i Si о S X о § га н 2 с< га > uJ <U Ь <D Н <U га ы О S X р н о о СС О -74 С О О S со О X Я S Н <и Х О X О <iJ а S g о со со со СХ S ь а а: .4-4 Ю к у QJ К о га S ь о СО о S - о. t: >> о С d: Си га 6 5:? К о: о. га CQ а < S о <и S X СП CQ S fT> <u <D CQ S f о c; Ш Д Э 5 о >=: p: о о CQ о (D s о <i> S CO H a: ш н и о я ш о <и e-oj; S й О л <и CQ Ей Ч (U S О п :а CQ о <и 2 с =J 53 > о и S Н н х о с § Й О о а н а. л <J ьй р: 2 о S га ! : с О га га (U 2 ч ьй й >;s S CQ Ь О а Э гс Й л го о о О) с; X \о 0.4 >- ё S * 5 го 3 <и X 1 сг X <и о °з - о У со S X Ьй S X га СП о 4 X ш и: к а О) а QJ (Т) Ci, СЬ X ь ь- Е 1 2 3 4 5 6 ... 24 |