ПЕНЗЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ
Кафедра микроэлектроники
Курсовая работа
по курсу ФОМ
Тема
Емкость резкого p-n перехода
г. Пенза, 2005 г.
Содержание
Задание
Обозначение основных величин
Основная часть
1. Расчет собственной концентрации электронов и дырок
2. Расчет контактной разности потенциалов
3. Расчет толщины слоя объемного заряда
4. Расчет барьерной емкости
Список используемой литературы
Задание
1. Вывести выражение для емкости резкого p-n перехода в случае полностью ионизированных примесей
2. Рассчитать величину барьерной емкости резкого p-n перехода при 300 К и напряжении V. Считать что примеси полностью истощены, а собственная проводимость еще очень мала.
3. Построить график зависимости барьерной емкости от температуры.
4. Составить программу вычисления значений барьерной емкости для графика.
| Полупроводник | Ge |
| V ,В | 0 |
| Nd ,см | 1,010 |
| Na ,см | 1,010 |
| S ,мм | 0,15 |
Обозначение основных величин
DE – ширина запрещенной зоны.
[DE] =1,810 Дж=1,13 эВ.
e – электрическая постоянная.
e=8,8610.
– подвижность электронов.
[]=0,14 м/(Вс)
– подвижность дырок.
[]=0,05 м/(Вс)
m– эффективная масса электрона.
m=0,33m=0,339,110=3,00310кг
m– эффективная масса дырки.
m=0,55m=0,559,110=5,00510кг
m – масса покоя электрона.
m =9,110кг.
– время релаксации электрона.
=210с.
– время релаксации дырки.
=10с.
S – площадь p-n перехода.
[S]= 10мм
n– собственная концентрация электронов.
[n]=м
p– собственная концентрация дырок.
[p]=м
N– эффективное число состояний в зоне проводимости, приведенное ко дну зоны.
[N]=м
N– эффективное число состояний в валентной зоне, приведенное к потолку зоны.
[N]=м
k – константа Больцмана.
k = 1,3810.
Т – температура.
[T]=K.
- число Пи.
=3,14.
h – константа Планка.
h = 6,6310Джс.
V–контактная разность потенциалов.
[V]=B.
j – потенциальный барьер.
[j]=Дж или эВ.
q – заряд электрона.
q=1,610Кл.
n– концентрация донорных атомов в n-области.
[n]=[N]=2,010м
p– концентрация акцепторных атомов в p-области.
[p]=[N]=9,010м
e – диэлектрическая проницаемость.
e=15,4
d – толщина слоя объемного заряда.
[d]=м.
N– концентрация акцепторов.
[N]=1,010см
N– концентрация доноров.
[N]=1,010см
V – напряжение.
[V]=0 В.
C– барьерная емкость.
[C]=Ф.
– удельная барьерная емкость.
[]= Ф/м
m– уровень Ферми.
[m]=Дж или эВ.
1.
Расчет собственной концентрации электронов и дырок
Е Е+dЕ
Зона проводимости
Е
0 Е
- m
Е
-m¢
Е
Валентная зона.
Рис.1.Положение уровня Ферми в невырожденном полупроводнике.
На рис. 1 показана зонная структура невырожденного полупроводника. За нулевой уровень отсчета энергии принимают обычно дно зоны проводимости Е. Так как для невырожденного газа уровень Ферми m должен располагаться ниже этого уровня, т.е. в запрещенной зоне, то m является величиной отрицательной (-m >>kT). При температуре Т, отличной от абсолютного нуля, в зоне проводимости находятся электроны, в валентной зоне – дырки. Обозначим их концентрацию соответственно через n и p. Выделим около дна зоны проводимости узкий интервал энергий dЕ, заключенный между Е и Е+dЕ. Так как электронный газ в полупроводнике является невырожденным, то число электронов dn, заполняющих интервал энергии dЕ (в расчете на единицу объема полупроводника), можно определить, воспользовавшись формулой :
N(E)dE=(2m)eEdE
dn=(2m)eeEdE
где m – эффективная масса электронов, располагающихся у дна зоны проводимости.
Обозначим расстояние от дна зоны проводимости до уровня Ферми через -m, а от уровня Ферми до потолка валентной зоны через -m¢. Из рис. 1 видно, что
m+m¢=-E,
m¢=-(Е+m)
где Е(Е) - ширина запрещенной зоны.
E=Е +bТ
Полное число электронов n, находящихся при температуре Т в зоне проводимости, получим, интегрируя (1.2) по всем энергиям зоны проводимости, т.е. в пределах от 0 до Е:
n=4
Так как с ростом Е функция exp(-E/kT) спадает очень быстро, то верхний предел можно заменить на бесконечность:
n=4
Вычисление этого интеграла приводит к следующему результату:
n=2exp (1.5)
Введем обозначение
N=2(2mkT/h) (1.6)
Тогда (1.5) примет следующий вид:
n=Nexp(/kT) (1.7)
Множитель Nв (1.7) называют эффективным числом состояний в зоне проводимости, приведенным ко дну зоны. Смысл этого числа состоит в следующем. Если с дном зоны проводимости, для которой Е=0, совместить Nсостояний, то, умножив это число на вероятность заполнения дна зоны, равную f(0)=exp(/kT), получим концентрацию электронов в этой зоне.
Подобный расчет, проведенный для дырок, возникающих в валентной зоне, приводит к выражению:
p=2exp=Nexp= Nexp (1.8)
где
N=2 (1.9)
– эффективное число состояний в валентной зоне, приведенное к потолку зоны.
Из формул (1.7) и (1.8) следует, что концентрация свободных носителей заряда в данной зоне определяется расстоянием этой зоны от уровня Ферми: чем больше это расстояние, тем ниже концентрация носителей, так как m и m¢ отрицательны.
В собственных полупроводниках концентрация электронов в зоне проводимости n равна концентрации дырок в валентной зоне p, так как
каждый электрон, переходящий в зону проводимости, «оставляет» в валентной зоне после своего ухода дырку. Приравнивая правые части соотношения (1.5) и (1.8), находим
2exp=2exp
Решая это уравнение относительно m, получаем
m = -+kTln (1.10)
Подставив mиз (1.10) в (1.5) и (1.7), получим
n=p=2exp=(NN)exp (1.11)
Из формулы (6.12) видно, что равновесная концентрация носителей заряда в собственном полупроводнике определяется шириной запрещенной зоны и температурой. Причем зависимость nи pот этих параметров является очень резкой.
Рассчитаем собственную концентрацию электронов и дырок при Т=300К.
Eg
=(0,782-3,910300)1,6 10-19
=1,06410-19
Дж
N=2(2mkT/h)=2=2= =2=4,710 (см)
N=2=2=2=10,210(см)
n=p=(NN)exp==
6,9210210=13,810 (см)
2. Расчет контактной разности потенциалов
Для n-области основными носителями являются электроны, для p-области – дырки. Основные носители возникают почти целиком вследствие ионизации донорных и акцепторных примесей. При не слишком низких температурах эти примеси ионизированы практически полностью, вследствие чего концентрацию электронов в n-области nможно считать равной концентрации донорных атомов: n»N, а концентрацию дырок в p-области p– концентрация акцепторных атомов в p-области: p»N.
Помимо основных носителей эти области содержат не основные носители: n-область – дырки (p), p-область – электроны (n). Их концентрацию можно определить, пользуясь законом действующих масс:
np= pn=n.
Как видим, концентрация дырок в p-области на 6 порядков выше концентрации их в n-области, точно так же концентрация электронов в n-области на 6 порядков выше их концентрации в p-области. Такое различие в концентрации однотипных носителей в контактирующих областях полупроводника приводит к возникновению диффузионных потоков электронов из n-области в p-область и дырок из p-области в n-область. При этом электроны, перешедшие из n- в p-область, рекомбинируют вблизи границы раздела этих областей с дырками p-облас
Неподвижные объемные заряды создают в p–n-переходе контактное электрическое поле с разностью потенциалов V, локализованное в области перехода и практически не выходящее за его пределы. Поэтому вне этого слоя, где поля нет, свободные носители заряда движутся по-прежнему хаотично и число носителей, ежесекундно наталкивающихся на слой объемного заряда, зависит только от их концентрации и скорости теплового движения. Как следует из кинетической теории газов, для частиц, подчиняющихся классической статистике Максвела–Больцмана, это число nопределяется следующим соотношением:
n=nS, (2.1)
где n- концентрация частиц; - средняя скорость теплового движения; S – площадь, на которую они падают.
Неосновные носители – электроны из p-области и дырки из n-области, попадая в слой объемного заряда, подхватываются контактным полем V и переносятся через p–n-переход.
Обозначим поток электронов, переходящих из p- в n-область, через n, поток дырок, переходящих из n- в p-область, через p.
Согласно (2.1) имеем
n=nS, (2.2)
p=pS. (2.3)
Иные условия складываются для основных носителей. При переходе из одной области в другую они должны преодолевать потенциальный барьер высотой qV, сформировавшийся в p–n-переходе. Для этого они должны обладать кинетической энергией движения вдоль оси c, не меньшей qV. Согласно (2.1) к p–n-переходу подходят следующие потоки основных носителей:
n=nS,
p=pS.
В соответствии с законом Больцмана преодолеть потенциальный барьер qVсможет только nexp (-qV/kT) электронов и pexp (-qV/kT) дырок. Поэтому потоки основных носителей, проходящие через p–n-переход, равны
n=nexp (-qV/kT), (2.4)
p=pexp (-qV/kT), (2.5)
На первых порах после мысленного приведения n- и p-областей в контакт потоки основных носителей значительно превосходят потоки неосновных носителей: n>>n, p>>p. Но по мере роста объемного заряда увеличивается потенциальный барьер p–n-перехода qV и потоки основных носителей согласно (2.4) и (2.5) резко уменьшаются. В то же время потоки неосновных носителей, не зависящие от qV[ см. (2.2) и (2.3)] остаются неизменными. Поэтому относительно быстро потенциальный барьер достигает такой высоты j= qV, при которой потоки основных носителей сравниваются с потоками неосновных носителей:
n=n, (2.6)
p=p. (2.7)
Это соответствует установлению в p–n-переходе состояния динамического равновесия.
Подставляя в (2.6) nиз (2.4) и n из (2.2), а в (2.7) p из (2.5) и p из (2.3), получаем
nexp (-qV/kT)= n, (2.8)
pexp (-qV/kT)= p. (2.9)
Отсюда легко определить равновесный потенциальный барьер p–n-перехода j= qV. Из (2.8) находим
j= qV= kTln (n/ n)= kTln (np/n). (2.10)
Из (2.9) получаем
j= kTln (p/ p)=kTln (pn/ n). (2.11)
Из (2.10) и (2.11) следует, что выравнивание встречных потоков электронов и дырок происходит при одной и той же высоте потенциального барьера j. Этот барьер тем выше, чем больше различие в концентрации носителей одного знака в n- и p-областях полупроводника.
Рассчитаем контактную разность потенциалов при 300 К.
n=N=1,010
p=N=1,010
j= kTln(pn/n)=1,3810300ln=
= 414106,26=2,610(Дж)
V===0,16 (В)
3. Расчет толщины слоя объемного заряда
Для определения вида функции j (x), характеризующей изменение потенциальной энергии электрона при переходе его из n- в p-область (или дырки при переходе ее из p- в n-область), воспользуемся уравнением Пуассона
=r (x), (3.1)
в котором r (x) представляет собой объемную плотность зарядов, создающих поле. Будем полагать, что донорные и акцепторные уровни ионизированы полностью и слой dпокинули практически все электроны, а слой d– все дырки. Тогда для области n (x>0) r (x) »qN»qn, для области p (x<0) ) r (x) » - qN» -qp. Подставляя это в (3.1), получаем
=N для x>0, (3.2)
=N для x<0. (3.3)
Так как на расстояниях x£dи x³- d контактное поле в полупроводнике отсутствует, то граничными условиями для этих уравнений являются :
j (x) ½=0, j (x) ½=j; (3.4)
½=0, ½=0. (3.5)
Решение уравнений (3.2) и (3.3) с граничными условиями (3.4) и (3.5) приводит к следующим результатам:
j=N(d- x) для 0<x< d, (3.6)
j=j - N(d+ x) для - d<x<0, (3.7)
d==, (3.8)
d/d=N/N, (3.9)
Из уравнений (3.6) и (3.7) видно, что высота потенциального барьера j (x) является квадратичной функцией координаты x. Толщина слоя объемного заряда согласно (3.8) тем больше, чем ниже концентрация основных носителей, равная концентрации легирующей примеси. При этом глубина проникновения контактного поля больше в ту область полупроводника, которая легирована слабее. При N<<N, например, практически весь слой локализуется в n-области:
d»d==. (3.10)
Произведенный расчет толщины слоя объемного заряда относится к резкому p–n-переходу, в котором концентрация примесей меняется скачкообразно. Рассчитаем толщину слоя объемного заряда резкого p–n-перехода при 300 К.
d=====5,2610(см)
4. Расчет барьерной емкости
Электронно–дырочный переход обладает барьерной, или зарядовой, емкостью, связанной с изменением величины объемного заряда p–n-перехода под влиянием внешнего смещения.
Толщина слоя объемного заряда d перехода связана с высотой потенциального барьера j= qV соотношением (3.8) (или (3.10) для несимметричного перехода). Поэтому повышение потенциального барьера p–n-перехода при обратном смещении происходит за счет расширения слоя объемного заряда.
При прямом смещении потенциальный барьер p–n-перехода уменьшается за счет суждения слоя объемного заряда.
Для асимметричного p–n-перехода, например, в том и другом случае толщина слоя объемного заряда определяется соотношением, аналогично (3.10):
d = =, (4.1)
Здесь V>0 при прямом и V<0 при обратном смещении.
Установление стационарного состояния при наличии смещения происходит следующим образом. Обратное смещение V, приложенное к полупроводнику, создает в n- и p-областях внешнее поле Е, вызывающее дрейф основных носителей к омическим контактам, с помощью которых полупроводник подключается в цепь. Отток основных носителей от p–n-перехода приводит к обнажению новых слоев ионизированных доноров и акцепторов и расширению области объемного заряда. Этот процесс продолжается до тех пор, пока все внешнее смещение V не окажется приложенным к p–n-переходу.
Прямое смещение вызывает приток основных носителей к области объемного заряда, в результате которого заряды, созданные внешним источником э.д.с. на омических контактах, переносятся к p–n-переходу и сужают его.
После установления стационарного состояния практически все напряжение V падает на p–n-переходе, так как его сопротивление на много порядков выше сопротивления остальных областей полупроводника.
Таким образом, приложенное к p–n-переходу внешнее напряжение вызывает появление в первый момент времени импульса тока во внешней цепи, приводящего, в конечном счете, к увеличению или уменьшению объемного заряда p–n-перехода. Поэтому переход ведет себя как емкость. Ее называют барьерной, или зарядовой, емкостью, так как она связана с изменением потенциального барьера p–n-перехода. При подаче на переход обратного смещения барьерная емкость заряжается, при подаче прямого смещения – разряжается.
Величину барьерной емкости можно вычислять по формуле плоского конденсатора
С=S/d, (4.2)
где S- площадь p–n-перехода; e - диэлектрическая проницаемость полупроводника; d – толщина слоя объемного заряда, играющая роль расстояния между обкладками конденсатора. Отличие от конденсатора состоит в том, что d в выражении (4.3) не является величиной постоянной, а зависит от внешнего смещения V. Поэтому и барьерная емкость Стакже зависит от внешнего смещения V. Подставляя в (4.2) d из (4.1), получаем
С=S= S. (4.3)
С=S=0,15==0,15 =0,153,44=0,516 (Ф)
C
писок используемой литературы
1. Епифанов Г.И., Мома Ю.А. Физические основы конструирования и технологии РЭА и ЭВА. - М.: Советское радио, 1979.
2. Пасынков В.В., Сорокин В.С. Материалы электронной техники. – М.: Высшая школа, 1986.
3. Пасынков В.В., Чиркин Л.К. полупроводниковые приборы. – М.: Высшая школа, 1987.
4. Яворский Б.М., Детлаф А.А. Справочник по физике для инженеров и студентов вузов. – М.:Наука,1971.