Вологодский государственный технический университет
Кафедра Физики
Дисциплина физика
Лабораторная работа
“Изучение плоскостных полупроводниковых диодов”
Выполнили: ЧикинР.Е.
Костылев Д.Н.
Группа: ЭС-22
Проверил: Дрижук А.Г.
Вологда 1999
Изучение плоскостных полупроводниковых диодов.
Цель работы: исследование вольт-амперной характеристики плоскостного полупроводникового диода; определение сопротивления базы диода, тока насыщения, коэффициента не идеальности барьера и дифференциального сопротивления.
Принадлежности: лабораторная установка, в которую вмонтированы микроамперметр, вольтметр, трансформатор, диодный мостик, потенциометр, контакты и плоскостной диод.
Краткая теория.
Рассмотрим явление, возникающие на контакте электронного и дырочного полупроводников. Для создания такого контакта в полупроводник вводятся как донорная, так и акцепторная примеси. При этом концентрация доноров и акцепторов меняются так, что в одной части образец содержит доноры и обладает электронной проводимостью, а в другой части содержит акцепторы и обладает дырочной электропроводимостью, а следовательно, в некоторой области кристалла происходит смена электропроводимостей с электронной на дырочную. Такой переход между материалами с электропроводимостью противоположного типа называется n-p-переход(рис. 1).
Рисунок 1.Распределение примесей (а), разделение зарядов и возникновение электрического поля (б),распределение обьёмного заряда (в), зонная структура(г).
Рассмотрим резкий p-n-переход, в котором концентрация донорной (Nd) и акцепторной (Na) примесей изменяются скачком на границе раздела. Кроме того, будем считать, что концентрации легирующих примесей различны, например Na и Nd (рис. 1а). Такой переход наблюдается у диодов, полученных методов вплавления.
В p-области концентрации дырок (основных носителей) значительно больше, чем в n-области. Поэтому они диффундируют в n-область. Где будут неосновными носителями (рис. 1б). Благодаря этому в некотором слое p-области, примыкающей к границе раздела, появится отрицательный объемный заряд, обусловленный отрицательными ионами акцепторной примеси. Аналогично диффузии электронов будет сопровождаться образованием в n-области положительного объемного заряда ионами донорной примеси (рис. 1в). Наличие объемного заряда в приконтактной области вызывает появление электрического поля. Следовательно, на границе раздела между p- и n-областямиимеетсяразность потенциалов, которую называют контактной Uк (рис. 1г). Электрическое поле,созданное в приконтактной области ионами легирующей примеси, препятствуют переходу через нее основных носителей заряда. Однако это поле вызывает дрейфовый ток неосновных носителей заряда, который противоположно направлен диффузионному току. При равновесном состоянии, в отсутствии внешнего напряжения, результирующий ток через p-n-переход равен нулю. Это означает, что силы электрического поля и силы, определяющие диффузию носителей заряда, уравновешивают друг друга в любом сечении кристалла. Приконтактную область, где имеется электрическое поле, называют p-n-переходом или запорным слоем. Энергетическая диаграмма p-n-перехода для равновесного состояния, при котором положение уровня Ферми постоянно, приведена на рис. 1г. Здесь Ec - энергия дна зоны проводимости, Ev -энергия потолка валентной зоны.
Приложим к p-n-переходу внешнюю разность потенциалов U в обратном (запорном) направлении. При этом на n-область подается положительный потенциал. Это вызывает увеличение высоты потенциального барьера для электронов, переходящих из n- в p-область на величину eU (рис. 2).
Изменение высоты барьера не влияет на величину потока электронов, приходящих из p- в n-область.
В равновесном состоянии (при отсутствии внешнего поля) поток электронов из n-полупроводника в p-полупроводник определяется соотношением:
j = Be-((n+qUк)/kT) (1)
где B - постоянная, зависящая от температуры,
n - расстояние от уровня Ферми до дна зоны проводимости в
n-полупроводнике,
Uк - контактная разность потенциалов,
k - постоянная Больцмана.
При обратном смещении поток электронов, идущий из n- в p-область уменьшается по сравнению с равновесным состоянием (рис. 2а). Т.к. барьер высотой e*(Uк+U) способны преодолеть в e-(qU/kT) раз меньшее число электронов, чем через высотой eUк. Поэтому поток электронов слева направо (рис. 2б) теперь будет равен:
j = j0*e-(qU/kT) = j0n*e-(qU/kT) (2)
где j0 = j0n - поток электронов из n- в p-область в равновесном состоянии.
Результирующий поток электронов , направлен справа налево (рис. 2а) или электрический ток текущий от n- к p-области будет равен:
Уравнение (3) определяет зависимость плотности тока jn от приложенного к диоду напряжения U в обратном (запорном) направлении. Это ВАХ диода в запорном направлении.
Приложим к p-n-переходу внешнюю разность потенциалов в прямом (пропускном) направлении.
При этом на p- область подается положительный потенциал, по этому высота потенциального барьера уменьшается на qU и становится равной q*(Uк - U) (рис. 2б). Это вызывает увеличение потока электронов слева на право в eqU/kT раз и приводит к возникновению результирующего тока от p- к n-области через диод равного:
При приложении U в запорном направлении с увеличением U
eqU/kT0 и скобка (e-qU/kT - 1)1 поэтому ток в цепи j стремится к предельному значению js(ток насыщения, равному:
js = q*Ln*np/n+q*Lp*pn/p (10)
Окончательно получаем выражение для ВАХ диода в таком виде:
j = js(e+qU/kT - 1) (11)
Отметим, что полученное выражение для плотности тока в прямом направлении справедливо для идеального p-n-перехода. В реальном диоде:
j = js (eqU/nkT - 1) (12)
где n - коэффициент неидеальности барьера.
Ток js определяется потоком сквозь переходный слой неосновых носителей тока и поэтому оказывается очень небольшим. Это означает, что в запорном направлении p-n-переход практически не пропускает электрического тока.
В прямом направлении ток быстро возрастает с ростом U и уже при малых (U = 0.5 В) достигает большой величины.
Поэтому коэффициент выпрямления (k), т.е. отношение тока в прямом направлении к току в обратном направлении при равных напряжениях Uпр=Uоб достигает высоких значений
(k=104 --- 106 ).
У реального диода последовательно с p-n-переходом имеется сопротивление базы Rб.
При больших прямых токах падение напряжения на сопротивлении базы соизмеримо с падением на переходе.
С учетом сопротивления базы аналитическое выражение зависимости плотности тока диода от приложенного к нему напряжения в прямом направлении может быть представлена в виде:
j = j0[eq/nkT*(U - jRб) - 1] (13)
где U - напряжение, приложенное к диоду,
Rб - сопротивление базы,
j - ток в цепи диода.
Проведя логарифмирование и дифференцирование выражения (13) определим дифференциальное сопротивление Rd в любой точки прямой ветви вольтамперной характеристики:
Rd = 1/(q/nkT*(j+j0))+Rб (14)
где 1/(q/nkT)*(j+j0)) - сопротивление p-n-перехода.
Из формулы (14) следует, что при малых токах дифференциальное сопротивление зависит главным образом от сопротивления p-n-перехода. Сопротивление базы определяется из премой ветви ВАХ диода при U>Uк из выражения:
