МЕНЮ

Физика р-n-перехода на основе эфиродинамических моделей атомных структур

Предложена интерпретация физических процессов р-n-перехода на основе структурно-аналитического подхода с использованием эфиродинамических моделей атомных структур.

Введение. Работа большинства полупроводниковых приборов основана на использовании специфических свойств контакта полупроводников разного типа проводимости — так называемого р-n-перехода. Эти свойства обусловлены целым рядом физических

явлений, происходящих в таком контакте: инжекцией, туннелированием, ударной ионизацией носителей и др. [1] Методологической основой анализа этих явлений в современной физике является зонная теория [2], особенности и недостатки которой широко известны [3, 4]. Зонная теория  это квантовомеханическая теория движения свободных электронов в твердом теле. Согласно эфиродинамической концепции свободный электрон может появиться только в процессе разрушения протон-электронной пары — основы строения атома вещества. Время жизни электрона в свободном состоянии не превышает 10-8 с [5]. Соответственно рассмотрение различных физических явлений в полупроводниках на основе фактически несуществующего объекта некорректно и называется мифологией [6]: признание  иного мира, чудес и знамений, непостижимых человеческому разуму и т. п. 

            Целью данной работы является  представление физических явлений в полупроводниках на основе электронных структур атома и его свойств, в частности, электропроводности, разработанных в рамках эфиродинамической концепции – парадигмы физики XXI века.

Pn-переход. P-n-переходом называют контакт двух объектов полупроводника

противоположного типа проводимости. [7] Различают гомопереход, получающийся в результате изменяющегося в пространстве легирования донорной и акцепторной примесями одного и того же полупроводника  (например, кремния), и гетеропереход, в котором р-область и n-область принадлежат различным полупроводникам. Термин «p-n-переход» как правило, применяют к гомопереходам.

            Рассмотрим гомопереход, полученный в результате легирования кремния донорной и акцепторной примесями. Из представлений, рассмотренных в работе [8] следует, что в процессе легирования донорной примесью образуются молекулярные структуры, имеющие одну свободную протон-электронную пару, не имеющей внутримолекулярной связи. Такая молекулярная структура по свойству электропроводности аналогична структуре атома I группы таблицы Д.И. Менделеева и обладает ее повышенным значением относительно тела из кремния. В процессе легирования акцепторной примесью образуются молекулярные структуры, обладающие неполнотой заполнения электронных оболочек. Например, при легировании кремния атомами элементов III группы незаполненными будет одна оболочка (для элементов нечетных периодов таблицы Д. И. Менделеева количество заполненных оболочек равно 8). Данная молекулярная структура аналогична структуре атома VII группы и характеризуется пониженной электропроводностью.

            При контакте двух данных объектов молекулярные структуры, имеющие свободную протон-электронную пару  в зоне контакта взаимодействуют с молекулярными структурами, обладающие неполнотой заполнения электронных оболочек, образуют новую молекулярную структуру, состоящую из четырех атомов, в которой все протон-электронные пары будут задействованы в образовании молекулы. Такая структура будет соответствовать по аналогии  элементам VIII группы нечетных периодов, т. е. обладать идеальными диэлектрическими свойствами.

            Таким образом, в результате контакта двух объектов полупроводника

“противоположного” типа проводимости, образуется сложная структура твердого тела состоящая из нескольких зон с разной степенью проводимости. А именно, из зон: умеренной проводимости (чистый кремний); повышенной проводимости (зона легирования донорной примесью); слоя диэлектрика толщиной, условно, в 4 атома; пониженной проводимости (зона легирования акцепторной примесью); умеренной проводимости (чистый кремний). В современной физике твердого тела зона повышенной электропроводности трактуется, как обогащенная, а пониженной – как обедненная.

            Электрический ток это поток фотонного газа. При отсутствии воздействия внешних факторов (температуры, давления, излучения и т. п.) и внешних источников тока (химических, магнитоэлектрических и т. п.) свободных фотонов в полупроводниках нет. Следовательно, нет и электрического тока. При воздействии внешних факторов, например, температуры, в зонах умеренной электропроводности полупроводника атомами кремния начинают генерироваться фотоны. При достижении определенной концентрации фотоны начинают двигаться из зон умеренной электропроводности в зоны, с одной стороны, повышенной электропроводности, а с другой – пониженной. В результате в полупроводнике под воздействием внешних факторов в зоне повышенной электропроводности концентрация фотонов растет, а в зоне пониженной — уменьшается. При достижении некоторой концентрации фотонов в зонах повышенной и пониженной электропроводностей они инжектируют через диэлектрический слой, образуя встречные токи, которые называются токами собственной проводимости. При этом ток, образуемый n-областью, будет значительно превышать ток, который образован р-областью. С ростом температуры величина этих токов будет расти. В современной физике эти токи трактуются как диффузионные.

            Ввиду разной концентрации фотонов в зонах повышенной и пониженной электропроводности в их объемах  будут формироваться  разные по величине электрические потенциалы φоб2 , φоб1 соответственно.

            Тогда в зоне контакта возникнет разность потенциалов Uк, равная

            Uк = φоб2 — φоб1,                                                                                             (1)

            Электрический потенциал проводника характеризует потенциальную энергию, образуемую сгенерированными фотонами Еф = φоб е. Соответственно контактная разность потенциалов может быть выражена следующим образом

Uк = (Еф2 — Еф1)/е,                                                                                         (2)

где Еф1 и Еф2 — энергетические спектры энергии поглощения (излучения) соответственно, зон пониженной и повышенной электропроводности, е — заряд фотона.

            Плотность тока j через зону диэлектрика, толщиной L, описывается законом Мотта [9]:

            j = 9/8 · (σ0 ·τ·μ·U2/L3),                                                                              (3)

Здесь σ0 — электропроводность образца в отсутствие инжекции носителей заряда, μ — подвижность инжектированных носителей, τ = ε/4πσ0 — время релаксации, ε — диэлектрич. проницаемость, L — длина образца в направлении тока.

            Концентрация фотонов в зонах повышенной и пониженной электропроводности, как и в чистом полупроводнике, определяется энергетическими параметрами соответствующих молекулярных структур и их спектральными возможностями. Ввиду наличия красной границы соответствующего энергетического спектра, процесс концентрации фотонов в указанных зонах начнется при выполнении условия превышения энергии входящих фотонов над энергией фотонов красной границы.  С ростом концентрации фотонов растет электропроводность зон, т. е. τ уменьшается. В этом случае описание плотности тока (3) трансформируется в закон Ома: j = σ0·U.

            Рассмотрим физику процессов в p-n-переходе при подключении внешнего источника тока, например, контактом “плюс” со стороны зоны n-типа, а контактом “минус” со стороны зоны р-типа. Высокая концентрация фотонов контакта “плюс” источника тока вызовет в p-n-переходе те же процессы, что и внешние факторы. Разница заключается только в более высокой концентрации фотонов в зонах тела  p-n-перехода.

Вольт-амперная характеристика p-n-перехода. Вольт-амперная характеристика (ВАХ) p-n-перехода [10] представляет собой зависимость тока от величины и полярности приложенного напряжения и описывается феноменологическим выражением:

            I = I0 (eUд/Φт — 1),                                                                                     (4)

где I0 – тепловой обратный ток p-n-перехода; Uд – напряжение на p-n-переходе; φт = k T/ q – тепловой по­тенциал, равный контактной разности потенциалов (Uк) на границе p-n-перехода при отсутствии внешнего напряжения (при T = 300 К,  φт = 0,025 В); k – постоянная Больцмана; T – абсолютная темпе­ратура; q – электрический заряд.

            Выражение (4) представляет собой обобщенную аппроксимацию описания совокупных токов через p-n-переход, рассмотренных выше. При небольших напряжениях на p-n-переходе (малых концентрациях фотонов) ток описывается законом Мотта и имеет выраженную квадратичную зависимость от напряжения. С ростом напряжения на p-n-переходе растет концентрация входящих фотонов, соответственно растет концентрация собственных фотонов, что приводит к росту тока. С ростом концентрации фотонов закон Мотта вырождается в линейный закон Ома, что и характеризуется линеаризацией ВАХ при больших напряжениях.

            ВАХ имеет две ветви: прямую, рассмотренную выше, т. е. при положительных напряжениях со стороны n-области p-n-перехода; и обратную – при отрицательных напряжениях. Отличие процессов в том, что электропроводность р-области значительно меньше, чем  n-области, что обуславливает, соответственно, разную степень концентрации собственных фотонов. Поскольку концентрация фотонов в р-области на несколько порядков ниже, обратный ток несоизмеримо меньше прямого. При небольшом увеличении обратного напряжения от нуля обратный ток сначала возрастает до некоторого значения, равного значению теплового тока (I0), а с дальнейшим увеличением Uобр ток остается постоянным. Это объясняется тем, что рост концентрации собственных фотонов достиг насыщения и в дальнейшем их количество в полупроводнике не зависит от напряжения.

Повышение обратного напряжения до определенного значения, называемого напряжением пробоя (Uобр.проб)  приводит к пробою   p-n-перехода, т.е. к резкому  росту обратного тока.  Это объясняется тем, что при больших обратных напряжениях, концентрация фотонов в умеренной области  со стороны р-области p-n-перехода достигает таких значений, что они начинают инжектировать через зоны р-области  и диэлектрического слоя.  При этом ток в начальной стадии описывается законом Мотта (3), где U= Uобр.проб, а L – толщина р-области и диэлектрического слоя. В дальнейшем ВАХ линеаризуется и описывается законом Ома.

Свойство p-n-перехода проводить электрический ток в одном направлении значительно больший, чем в другом, называют односторонней проводимостью.

Влияние температуры на прямую и обратную ветви ВАХ p-n-перехода обуславливается зависимостью электропроводности полупроводников от температуры. [8] Повышение температуры при неизменном внешнем напряжении приводит к росту как прямого, так и обратного токов, а напряжение пробоя, как правило, снижается.

Пробой p-n-перехода. Это явление резкого увеличения обратного тока через p-n-переход при определенном значении обратного напряжения. Пробой p-n-перехода происходит при повышении обратного напряжения вследствие резкого возрастания процессов генерации фотонов протон-электронными парами атомов кремния. Из эфиродинамической электронной структуры атома кремния известно [11], что во внешнем слое атома кремния находится 4 протон-электронных пары, отличающиеся своими энергетическими характеристиками. При прямом подключении  p-n-перехода к внешнему источнику тока рост концентрации фотонов с ростом напряжения непрерывный путем включения в процесс генерации последовательно всех четырех протон-электронных пар внешнего слоя атома кремния. Вследствие небольшой толщины диэлектрического слоя (4 атома) инжекция фотонов начинается при небольших значениях приложенного напряжения, согласно, закона Мотта (3). При обратном подключении p-n-перехода, рост концентрации фотонов в умеренной зоне аналогичен, как при прямом. Однако в этом случае ток через p-n-переход формируется р-областью низкой электропроводности и его величина I0 определяется  диффузионным током р-области. Когда рост концентрации фотонов зоны умеренной электропроводности достигнет значений, соответствующих значению напряжения пробоя, происходит инжекция фотонов через р-область и диэлектрический слой. Так как толщина р-области значительно больше толщины  диэлектрического слоя то инжекция фотонов (пробой), в соответствии с законом Мотта (3) начнется при очень высоких уровнях концентрации фотонов. В процессе инжекции высокая концентрация фотонов вызовет резкое увеличение тока через p-n-переход.

В зависимости от причин, вызывающих дополнительную интенсивную генерацию фотонов, пробой может быть электрическим и тепловым. Электрический пробой, в свою очередь, делится на лавинный и туннельный.

Лавинный пробой.  В современной физике твердого тела трактуется [12], как электрический пробой  в диэлектриках и полупроводниках, связанный с тем, что в сильном электрическом поле носители заряда  могут приобретать энергию, достаточную  для ударной ионизации атомов или молекул материала. В результате каждого такого 

столкновения возникает пара противоположно заряженных частиц, одна или обе из 

которых также начинают участвовать в ударной ионизации. По этой причине нарастание 

числа участвующих в ударной ионизации носителей происходит лавинообразно, отсюда и название пробоя.

            В данной концепции лавинного пробоя полностью игнорируется определяющая роль в образовании тока электронной структуры атома, а также отсутствует понимание механизмов генерации свободных носителей электрического заряда.

            С эфиродинамической точки зрения механизм лавинного пробоя  полностью соответствует рассмотренному выше процессу протекания тока через p-n-переход при обратном подключении. Его механизм обусловлен высокой концентрацией фотонов на момент начала инжекции через р-область и диэлектрический слой. Лавинный пробой возникает в полупроводниках, имеющих большую ширину p-n-перехода. С повышением температуры напряжение лавинного пробоя возрастает. Это объясняется тем, что с ростом температуры растет концентрация фотонов, вместе с которой растет напряжение на области пробоя, согласно, выражения (2).

Туннельный пробой. Это электрический пробой p-n-перехода, механизм которого аналогичен лавинному пробою. Туннельный пробой возникает обычно в p-n-переходах с узкой областью пробоя, т. е. при незначительной ширине р-области. Соответственно, напряжение пробоя будет значительно меньше, чем при лавинном пробое.

Современная физика объясняет туннельный пробой на основе мифологии туннельного эффекта, вследствие чего он получил соответствующее название.

 Оба вида электрического пробоя, как лавинного, так и туннельного, не разрушают p-n-переход и не выводят его из строя. Процессы, происходящие при электрическом пробое, обратимы: при уменьшении обратного напряжения свойства p-n-перехода восстанавливаются.

            Тепловой пробой. Механизм генерации фотонов протон-электронной парой атома всегда сопровождается выделением тепловой энергии. [13] Поэтому, независимо от типа подключения p-n-перехода, при протекании тока через переход всегда будет выделяться тепловая энергия. Обычно рассматривают тепловой пробой при обратном подключении

p-n-перехода.

Тепловой пробой вызывается недопустимым перегревом p-n-перехода, когда отводимое от перехода в единицу времени  тепло меньше выделяемого в нем тепла при протекании большого обратного тока,  в результате чего происходит интенсивная генерация фотонов. Этот процесс развивается лавинообразно, поскольку увеличение обратного тока за счет перегрева приводит к еще большему разогреву и дальнейшему росту обратного тока. Тепловой пробой носит обычно локальный характер: из-за неоднородности p-n-перехода может перегреться отдельный его участок, который при лавинообразном процессе будет еще сильнее разогреваться проходящим через него большим обратным током. В результате данный участок  p-n-перехода расплавляется;

p-n-переход приходит в негодность. Участок теплового пробоя на ВАХ соответствует росту обратного тока при одновременном уменьшении падения напряжения на

p-n-переходе.

Тепловой пробой может наступить как следствие перегрева из-за недопустимого увеличения обратного тока при лавинном или туннельном пробое, при недопустимом увеличении обратного напряжения, а также в результате общего перегрева при плохом теплоотводе, когда выделяемое в p-n-переходе тепло превышает отводимое от него. Повышение температуры уменьшает напряжение теплового пробоя и может вызвать тепловой пробой при более низком, чем при возникновении электрического пробоя, напряжении.

Емкость p-n-перехода. Изменение внешнего напряжения (dU) на p-n-переходе приводит к изменению накопленного в нем заряда (dQ). Поэтому p-n-переход ведет себя подобно конденсатору, емкость которого равна:

С = dQ / dU.                                                                                                   (5)

В зависимости от физической природы изменяющегося заряда различают емкости: барьерную (зарядную) и диффузионную.

Барьерная (зарядная) емкость. N- и р-области вместе с диэлектрическим слоем между ними образуют классический электрический конденсатор [14]: Cистема из двух разделенных диэлектриком или полупроводником проводников или полупроводников (обкладок), предназначенная для создания и использования электрической емкости между обкладками.”

Поэтому идеальный p-n-переход можно рассматривать как плоский конденсатор, емкость которого определяется соотношением:

Cбар. = ε0ε S/L,                                                                                                 (6)

где S, L – соответственно площадь и толщина p-n-перехода.

Емкость, обусловленная неподвижными электрическими зарядами, которые концентрируются в n- и р-областях, создающими в p-n-переходе как бы плоскостной конденсатор, носит название барьерной, или зарядной. Она тем больше, чем больше площадь p-n-перехода и меньше его ширина. Емкость зависит от величины и полярности приложенного напряжения. При прямом напряжении она меньше, следовательно, барьерная емкость возрастает. При обратном напряжении барьерная емкость уменьшается тем сильнее, чем больше Uобр. Барьерная емкость в зависимости от площади p-n-перехода составляет десятки и сотни пикофарад.

Диффузионная емкость. Обусловлена объемными зарядами инжектированных фотонов по обе стороны от p-n-перехода, где их концентрация в результате диффузии через p-n-переход велика. Она проявляется при прямом напряжении, когда происходит инжекция фотонов, и значительно превышает по величине барьерную емкость, составляя в зависимости от величины прямого тока сотни и тысячи пикофарад. При обратном напряжении она практически отсутствует.

Выводы. Р-n-переход это сложное химическое образование твердого тела, созданного из материала полупроводника одного (гомогенный) или нескольких (гетерогенный) типов, путем легирования донорной и акцепторной примесями, предназначенное для построения различных полупроводниковых приборов.

            Каждый p-n-переход (гомогенный) включает в себя зоны (области) различной электропроводности, которые обуславливают построение полупроводниковых приборов с различными электрическими параметрами.

            Основной механизм функционирования p-n-перехода определяется  способностью различных химических соединений на основе полупроводникового материала генерировать фотоны разной степени концентрации при воздействии на p-n-переход энергии внешних факторов или подключением внешних источников тока.

Литература:

  1. Лебедев А. И. Физика полупроводниковых приборов. —М.: ФИЗМАТЛИТ, 2008. — 488 с.
  2. Ашкрофт, Н., Мермин, Н. Физика твердого тела. – Т.1. – М. : Мир, 1979. – 400 с.
  3. https://journals.indexcopernicus.com/api/file/viewByFileId/1063531.pdf. Потапов А.А. Природа и механизм проводимости полупроводников.
  4. Волькенштейн Ф. Ф. “Зонная теория твёрдого тела и пределы её применимости” УФН 43 11-29 (1951).
  5. http://nauka2000.com/ Лямин В. С., Лямин Д. В. Туннельный эффект — миф квантовой физики.
  6. Философияэнциклопедический словарь / под редААИвина. Москва: Гардарики2004. – 1072 с.
  7. Лысенко А. П., Мироненко Л. С.. Краткая теория p-n-перехода / Рецензент: проф. Ф. И. Григорьев. — М.: МИЭМ, 2002.
  8. http://nauka2000.com/ Лямин В. С., Лямин Д. В. Природа и механизм фотонной проводимости полупроводников.
  9. Ламперт М., Марк П., Инжекционные токи в твердых телах. Москва, Издательство Мир, 1973 — 413 с.
  10. https://neudoff.net/info/fizika/volt-ampernaya-xarakteristika-elektronno-dyrochnogo-perexoda-proboj-i-emkost-p-n-perexoda/ Вольт-амперная характеристика электронно-дырочного перехода. Пробой и емкость p-n-перехода.
  11. http://nauka2000.com/ Лямин В. С., Лямин Д. В. Электронная конфигурация атома и электропроводность веществ.
  12. Райзер Ю. П. Физика газового разряда. — Наука, 1992. — 536 с.
  13. http://nauka2000.com/ Лямин В. С., Лямин Д. В. Об электрическом сопротивлении и законе Ома.
  14. http://find-info.ru/doc/dictionary/polytechnic-terminology/fc/slovar-202-2.htm#zag-2060 Политехнический терминологический толковый словарь.

Лямин В.С. , Лямин Д. В. г. Львов


1 звезда2 звезды3 звезды4 звезды5 звёзд6 звёзд7 звёзд8 звёзд9 звёзд10 звёзд (Еще не оценили)
Загрузка...


Вы можете оставить комментарий к записи