p-n-Übergang – Wikipedia

Halbleiter-Halbleiter-Übergang

EIN p–n-Übergang ist eine Grenze oder Grenzfläche zwischen zwei Arten von Halbleitermaterialien, p-Typ und n-Typ, innerhalb eines Halbleiter-Einkristalls. Die “p” (positive) Seite enthält einen Überschuss an Löchern, während die “n” (negative) Seite einen Überschuss an Elektronen in den äußeren Schalen der dort elektrisch neutralen Atome enthält. Dadurch kann elektrischer Strom nur in einer Richtung durch die Verbindung fließen. Der pn-Übergang wird durch Dotieren erzeugt, beispielsweise durch Ionenimplantation, Diffusion von Dotierstoffen oder durch Epitaxie (Aufwachsen einer mit einem Dotierstofftyp dotierten Kristallschicht auf einer mit einem anderen Dotierstofftyp dotierten Kristallschicht). Wenn zwei separate Materialstücke verwendet würden, würde dies eine Korngrenze zwischen den Halbleitern einführen, die ihre Verwendbarkeit durch Streuung der Elektronen und Löcher stark beeinträchtigen würde.^{[citation needed]}

p-n-Übergänge sind elementare „Bausteine“ von elektronischen Halbleiterbauelementen wie Dioden, Transistoren, Solarzellen, LEDs und integrierten Schaltkreisen; sie sind die aktiven Stellen, an denen die elektronische Aktion des Geräts stattfindet. Ein üblicher Transistortyp, der Bipolartransistor, besteht beispielsweise aus zwei p-n-Übergängen in Reihe in der Form n-p-n oder p-n-p; während eine Diode aus einem einzigen pn-Übergang hergestellt werden kann. Ein Schottky-Übergang ist ein Sonderfall des p-n-Übergangs, bei dem Metall die Rolle des n-Halbleiters übernimmt.

Eigenschaften[edit]

Der p-n-Übergang besitzt wesentliche Eigenschaften für die moderne Elektronik. Ein p-dotierter Halbleiter ist relativ leitfähig. Das gleiche gilt für einen n-dotierten Halbleiter, jedoch kann der Übergang zwischen ihnen an Ladungsträgern verarmt und damit nichtleitend werden, abhängig von den relativen Spannungen der beiden Halbleitergebiete. Durch Manipulation dieser nichtleitenden Schicht werden üblicherweise p-n-Übergänge als Dioden verwendet: Schaltungselemente, die einen Stromfluss in eine Richtung ermöglichen, aber nicht in die andere (entgegengesetzte) Richtung. Vorspannen ist das Anlegen einer Spannung am p-n-Übergang; Vorwärtsspannung in Richtung des leichten Stromflusses ist, und umgekehrte Vorspannung in Richtung von geringem oder keinem Stromfluss.

Die Vorwärts- und die Sperrspannung des p-n-Übergangs implizieren, dass er als Diode verwendet werden kann. Eine Diode mit p-n-Übergang lässt elektrische Ladungen in eine Richtung fließen, aber nicht in die entgegengesetzte Richtung; negative Ladungen (Elektronen) können leicht durch den Übergang von n nach p fließen, aber nicht von p nach n, und für Löcher gilt das Umgekehrte. Wenn der p-n-Übergang in Durchlassrichtung vorgespannt ist, fließt die elektrische Ladung aufgrund des verringerten Widerstands des p-n-Übergangs frei. Wenn der p-n-Übergang jedoch in Sperrrichtung vorgespannt ist, wird die Sperrschicht (und damit der Widerstand) größer und der Ladungsfluss ist minimal.

Gleichgewicht (Null-Bias)[edit]

Im p-n-Übergang wird ohne externe angelegte Spannung ein Gleichgewichtszustand erreicht, bei dem sich über dem Übergang eine Potenzialdifferenz ausbildet. Diese Potentialdifferenz heißt eingebautes Potenzial

Vbich{displaystyle V_{rm {bi}}}

.

Am Übergang werden die freien Elektronen des n-Typs von den positiven Löchern des p-Typs angezogen. Sie diffundieren in den p-Typ, verbinden sich mit den Löchern und heben sich gegenseitig auf. In ähnlicher Weise werden die positiven Löcher des p-Typs von den freien Elektronen des n-Typs angezogen. Die Löcher diffundieren in den n-Typ, verbinden sich mit den freien Elektronen und heben sich gegenseitig auf. Die positiv geladenen Donor- und Dotierstoffatome des n-Typs sind Teil des Kristalls und können sich nicht bewegen. Somit wird beim n-Typ ein Bereich in der Nähe des Übergangs positiv geladen. Die negativ geladenen Akzeptor- und Dotierstoffatome im p-Typ sind Teil des Kristalls und können sich nicht bewegen. Somit wird beim p-Typ ein Bereich in der Nähe des Übergangs negativ geladen. Das Ergebnis ist ein Bereich in der Nähe des Übergangs, der die beweglichen Ladungen durch das elektrische Feld, das diese geladenen Bereiche erzeugen, vom Übergang abstößt. Die Regionen in der Nähe der p-n-Grenzfläche verlieren ihre Neutralität und die meisten ihrer beweglichen Ladungsträger und bilden die Raumladungszone oder Verarmungsschicht (siehe Abbildung A).

Das von der Raumladungszone erzeugte elektrische Feld wirkt dem Diffusionsprozess sowohl für Elektronen als auch für Löcher entgegen. Es gibt zwei gleichzeitige Phänomene: den Diffusionsprozess, der dazu neigt, mehr Raumladung zu erzeugen, und das durch die Raumladung erzeugte elektrische Feld, das dazu neigt, der Diffusion entgegenzuwirken. Das Trägerkonzentrationsprofil im Gleichgewicht ist in Abbildung A mit blauen und roten Linien dargestellt. Ebenfalls gezeigt werden die beiden ausgleichenden Phänomene, die das Gleichgewicht herstellen.

Die Raumladungszone ist eine Zone mit einer Nettoladung, die von den verbleibenden fixierten Ionen (Donoren oder Akzeptoren) bereitgestellt wird unbedeckt durch Majoritätsträgerdiffusion. Bei Erreichen des Gleichgewichts wird die Ladungsdichte durch die angezeigte Stufenfunktion angenähert. Da die y-Achse von Abbildung A eine logarithmische Skala aufweist, ist die Region tatsächlich fast vollständig an Majoritätsträgern verarmt (wobei eine Ladungsdichte gleich dem Nettodotierungsniveau verbleibt) und die Kante zwischen der Raumladungsregion und der neutralen Region ist ziemlich scharf (siehe Abbildung B, Q(x)-Grafik). Die Raumladungszone hat auf beiden Seiten der p-n-Grenzflächen die gleiche Ladungsgröße, daher erstreckt sie sich in diesem Beispiel auf der weniger dotierten Seite (der n-Seite in den Abbildungen A und B) weiter.

Vorwärtsrichtung[edit]

Bei Durchlassvorspannung ist der p-Typ mit dem positiven Anschluss verbunden und der n-Typ ist mit dem negativen Anschluss verbunden.

Dieser Aufbau bewirkt, dass die Löcher in der p-Typ-Region und die Elektronen in der n-Typ-Region in Richtung des Übergangs geschoben werden und beginnen, die Verarmungszone zu neutralisieren, wodurch ihre Breite verringert wird. Das an das Material vom p-Typ angelegte positive Potential stößt die Löcher ab, während das an das Material vom n-Typ angelegte negative Potential die Elektronen abstößt. Die Potentialänderung zwischen der p-Seite und der n-Seite nimmt ab oder wechselt das Vorzeichen. Mit zunehmender Durchlassspannung wird die Verarmungszone schließlich dünn genug, dass das elektrische Feld der Zone der Ladungsträgerbewegung über den p-n-Übergang nicht entgegenwirken kann, was als Konsequenz den elektrischen Widerstand verringert. Elektronen, die den p-n-Übergang in das p-Typ-Material passieren (oder Löcher, die in das n-Typ-Material kreuzen) diffundieren in den nahegelegenen neutralen Bereich. Die Menge der Minoritätsdiffusion in den nahe neutralen Zonen bestimmt die Strommenge, die durch die Diode fließen kann.

Nur Majoritätsträger (Elektronen im n-Typ-Material oder Löcher im p-Typ) können über eine makroskopische Länge durch einen Halbleiter fließen. Betrachten Sie in diesem Zusammenhang den Elektronenfluss über den Übergang. Die Vorwärtsspannung bewirkt eine Kraft auf die Elektronen, die sie von der N-Seite zur P-Seite drückt. Bei Durchlassvorspannung ist der Verarmungsbereich schmal genug, dass Elektronen den Übergang passieren können und injizieren in das p-Typ-Material. Sie fließen jedoch nicht unbegrenzt weiter durch das p-Material, da es für sie energetisch günstig ist, mit Löchern zu rekombinieren. Die durchschnittliche Länge, die ein Elektron durch das p-Material zurücklegt, bevor es rekombiniert, wird als called bezeichnet Diffusionslänge, und liegt typischerweise in der Größenordnung von Mikrometern.^[1]

Obwohl die Elektronen nur eine kurze Strecke in das p-Material eindringen, wird der elektrische Strom ununterbrochen weitergeführt, da Löcher (die Majoritätsträger) in die entgegengesetzte Richtung zu fließen beginnen. Der Gesamtstrom (die Summe der Elektronen- und Lochströme) ist im Raum konstant, da jede Variation mit der Zeit einen Ladungsaufbau verursachen würde (dies ist das Kirchhoffsche Stromgesetz). Der Fluss von Löchern vom p-Typ-Bereich in den n-Typ-Bereich ist genau analog zum Fluss von Elektronen von N nach P (Elektronen und Löcher tauschen die Rollen und die Vorzeichen aller Ströme und Spannungen sind umgekehrt).

Daher beinhaltet das makroskopische Bild des Stromflusses durch die Diode Elektronen, die durch den n-Typ-Bereich zum Übergang fließen, Löcher, die durch den p-Typ-Bereich in entgegengesetzter Richtung zum Übergang fließen, und die beiden Arten von Ladungsträgern rekombinieren ständig in die Nähe der Kreuzung. Die Elektronen und Löcher bewegen sich in entgegengesetzte Richtungen, haben aber auch entgegengesetzte Ladungen, sodass der Gesamtstrom je nach Bedarf auf beiden Seiten der Diode in die gleiche Richtung verläuft.

Die Shockley-Diodengleichung modelliert die Betriebseigenschaften des p-n-Übergangs in Vorwärtsrichtung außerhalb des Lawinenbereichs (Sperrstromleitung).

Umgekehrte Vorspannung[edit]

Anschließen der p-Typ Region zu den Negativ Anschluss der Spannungsversorgung und der n-Typ Region zu den positiv Anschluss entspricht Sperrspannung. Wird eine Diode in Sperrrichtung gepolt, ist die Spannung an der Kathode vergleichsweise höher als an der Anode. Daher fließt sehr wenig Strom, bis die Diode durchbricht. Die Anschlüsse sind im nebenstehenden Diagramm dargestellt.

Da das p-Typ-Material nun mit dem negativen Anschluss der Stromversorgung verbunden ist, werden die “Löcher” im p-Typ-Material vom Übergang weggezogen, wodurch geladene Ionen zurückbleiben und die Breite des Verarmungsbereichs zunimmt. Da der n-Typ-Bereich mit dem positiven Anschluss verbunden ist, werden die Elektronen mit ähnlicher Wirkung vom Übergang weggezogen. Dies erhöht die Spannungsbarriere, was dem Ladungsträgerfluss einen hohen Widerstand entgegensetzt, wodurch ein minimaler elektrischer Strom durch den p-n-Übergang fließt. Die Widerstandserhöhung des p-n-Übergangs führt dazu, dass sich der Übergang wie ein Isolator verhält.

Die Stärke des elektrischen Feldes der Verarmungszone nimmt mit zunehmender Sperrspannung zu. Sobald die elektrische Feldstärke über einen kritischen Wert ansteigt, bricht die Verarmungszone des p-n-Übergangs zusammen und Strom beginnt zu fließen, normalerweise entweder durch den Zener- oder den Lawinendurchbruchprozess. Beide Durchschlagsprozesse sind zerstörungsfrei und reversibel, solange die Menge des fließenden Stroms keine Werte erreicht, die eine Überhitzung des Halbleitermaterials und eine thermische Beschädigung verursachen.

Dieser Effekt wird in Zener-Dioden-Reglerschaltungen vorteilhaft genutzt. Zenerdioden haben eine niedrige Durchbruchspannung. Ein Standardwert für die Durchbruchspannung ist beispielsweise 5,6 V. Das bedeutet, dass die Spannung an der Kathode nicht mehr als ca. 5,6 V höher sein kann als die Spannung an der Anode (obwohl es mit dem Strom leicht ansteigt), da die Diode durchbricht , und leitet daher, wenn die Spannung höher wird. Dies begrenzt effektiv die Spannung über der Diode.

Eine andere Anwendung der Sperrspannung sind Varicap-Dioden, bei denen die Breite der Verarmungszone (gesteuert mit der Sperrspannung) die Kapazität der Diode ändert.

Regierende Gleichungen[edit]

Größe der Verarmungsregion[edit]

Für einen p-n-Übergang sei

CEIN(x){displaystyle C_{A}(x)}

die Konzentration negativ geladener Akzeptoratome und

CD(x){displaystyle C_{D}(x)}

die Konzentrationen von positiv geladenen Donoratomen sein. Lassen

Nein0(x){displaystyle N_{0}(x)}

und

P0(x){displaystyle P_{0}(x)}

die Gleichgewichtskonzentrationen von Elektronen bzw. Löchern sein. Somit gilt nach der Poisson-Gleichung:

−d2Vdx2=ρε=qε[(P0−N0)+(CD−CA)]{displaystyle -{frac {mathrm {d} ^{2}V}{mathrm {d} x^{2}}}={frac {rho }{varepsilon}}={frac { q}{varepsilon }}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right]}

wo

V{displaystyle V}

ist das elektrische Potential,

ρ{displaystyle rho}

ist die Ladungsdichte,

ε{displaystylevarepsilon}

ist die Permittivität und

q{displaystyle q}

ist die Größe der Elektronenladung.

Für einen allgemeinen Fall haben die Dotierstoffe ein Konzentrationsprofil, das mit der Tiefe x variiert, aber für einen einfachen Fall eines abrupten Übergangs,

CEIN{displaystyle C_{A}}

kann auf der p-Seite des Übergangs als konstant und auf der n-Seite als Null angenommen werden, und

CD{displaystyle C_{D}}

kann auf der n-Seite des Übergangs als konstant und auf der p-Seite als Null angenommen werden. Lassen

dp{displaystyle d_{p}}

die Breite des Verarmungsgebiets auf der p-Seite und

dnein{displaystyle d_{n}}

die Breite des Verarmungsgebiets auf der n-Seite. Dann, da

P0=Nein0=0{displaystyle P_{0}=N_{0}=0}

innerhalb der Verarmungsregion muss es sein, dass

dpCEIN=dneinCD{displaystyle d_{p}C_{A}=d_{n}C_{D}}

weil die Gesamtladung auf der p- und der n-Seite des Verarmungsgebiets null beträgt. Lassen Sie daher

D{displaystyle D}

und

ΔV{displaystyle Delta V}

stellen die gesamte Verarmungsregion und die Potentialdifferenz über sie dar,

ΔV=∫D∫qε[(P0−N0)+(CD−CA)]dxdx{displaystyle Delta V=int_{D}int {frac {q}{varepsilon}}left[(P_{0}-N_{0})+(C_{D}-C_{A})right],mathrm{d}x,mathrm{d}x}

=CEINCDCEIN+CDq2ε(dp+dnein)2{displaystyle ={frac {C_{A}C_{D}}{C_{A}+C_{D}}}{frac {q}{2varepsilon}}(d_{p}+d_{n })^{2}}

Und so lässt

d{displaystyle d}

sei die Gesamtbreite der Verarmungsregion, wir erhalten

d=2εqCEIN+CDCEINCDΔV{displaystyle d={sqrt {{frac {2varepsilon }{q}}{frac {C_{A}+C_{D}}{C_{A}C_{D}}}Delta V} }}

ΔV{displaystyle Delta V}

kann geschrieben werden als

ΔV0+ΔVext{displaystyle Updelta V_{0}+Updelta V_{text{ext}}}

, wobei wir die Spannungsdifferenz in das Gleichgewicht plus externe Komponenten zerlegt haben. Das Gleichgewichtspotential ergibt sich aus Diffusionskräften, und damit können wir berechnen

ΔV0{displaystyle Delta V_{0}}

indem Sie die Einstein-Beziehung implementieren und annehmen, dass der Halbleiter nicht entartet ist (dh, das Produkt

P0Nein0=neinich2{displaystyle {{P}_{0}}{{N}_{0}}={{n}_{i}}^{2}}

ist unabhängig von der Fermi-Energie):

ΔV0=kTqln⁡(CEINCDP0Nein0)=kTqln⁡(CEINCDneinich2){displaystyle Delta {{V}_{0}}={frac {kT}{q}}ln left({frac {{{C}_{A}}{{C}_{D }}}{{{P}_{0}}{{N}_{0}}}}right)={frac {kT}{q}}ln left({frac {{{C }_{A}}{{C}_{D}}}{{{n}_{i}}^{2}}}right)}

wo T ist die Temperatur des Halbleiters und k ist die Boltzmann-Konstante.^[2]

Strom in der gesamten Erschöpfungsregion[edit]

Das Shockley ideale Diodengleichung charakterisiert den Strom über den p-n-Übergang als Funktion der äußeren Spannung und der Umgebungsbedingungen (Temperatur, Wahl des Halbleiters usw.). Um zu sehen, wie es abgeleitet werden kann, müssen wir die verschiedenen Gründe für Strom untersuchen. Die Konvention besteht darin, dass die Vorwärtsrichtung (+) im Gleichgewicht gegen den eingebauten Potentialgradienten der Diode gerichtet ist.

• Vorwärtsstrom (
  JF{displaystyle mathbf {J} _{F}}
  )
  • Diffusionsstrom: Strom aufgrund lokaler Ungleichgewichte in der Ladungsträgerkonzentration
    nein{displaystyle n}
    , über die Gleichung JDα−q∇nein{displaystylemathbf{J}_{D}propto -qnabla n}
    
• Rückstrom (
  JR{displaystyle mathbf{J} _{R}}
  )
  • Feldstrom
  • Generation Strom

Nicht gleichrichtende Kreuzungen[edit]

In den obigen Diagrammen erzeugt der Kontakt zwischen den Metalldrähten und dem Halbleitermaterial auch Metall-Halbleiter-Übergänge, die Schottky-Dioden genannt werden. In einem vereinfachten Idealfall würde eine Halbleiterdiode niemals funktionieren, da sie aus mehreren Dioden zusammengesetzt wäre, die Back-to-Front in Reihe geschaltet sind. In der Praxis verringern jedoch Oberflächenverunreinigungen innerhalb des Teils des Halbleiters, der die Metallanschlüsse berührt, die Breite dieser Verarmungsschichten stark, so dass die Metall-Halbleiter-Übergänge nicht als Dioden wirken. Diese nicht gleichrichtende Kreuzungen verhalten sich unabhängig von der Polarität der angelegten Spannung wie ohmsche Kontakte.

Herstellung[edit]

Der pn-Übergang wird durch Dotieren erzeugt, beispielsweise durch Ionenimplantation, Diffusion von Dotierstoffen oder durch Epitaxie (Aufwachsen einer mit einem Dotierstofftyp dotierten Kristallschicht auf einer mit einem anderen Dotierstofftyp dotierten Kristallschicht). Wenn zwei separate Materialstücke verwendet würden, würde dies eine Korngrenze zwischen den Halbleitern einführen, die ihre Verwendbarkeit durch Streuung der Elektronen und Löcher stark beeinträchtigen würde.^{[citation needed]}

Geschichte[edit]

Die Erfindung des p-n-Übergangs wird normalerweise dem amerikanischen Physiker Russell Ohl von den Bell Laboratories im Jahr 1939 zugeschrieben.^[3] Zwei Jahre später (1941) berichtete Vadim Lashkaryov über die Entdeckung von p-n-Übergängen in Cu₂O- und Silbersulfid-Fotozellen und Selengleichrichter.^[4]

Siehe auch[edit]

Verweise[edit]

Weiterlesen[edit]

• Shockley, William (1949). „Die Theorie der pn-Übergänge in Halbleitern und pn-Übergangstransistoren“. Bell System Fachzeitschrift. 28 (3): 435–489. mach:10.1002/j.1538-7305.1949.tb03645.x.

Externe Links[edit]