Пробой полупроводникових диодов

 

 

 Пробой полупроводникових диодов

 

Обратное напряжение, приложенное  к диоду, падает на выпрямляющем электрическом  переходе (p-n переход) диода. При больших обратных напряжениях происходит пробой p-n перехода. Пробой диода – это явление резкого уменьшения дифференциального сопротивления p-n перехода, сопровождающееся резким увеличением обратного тока, при достижении обратным напряжением критического для данного прибора значения.  
          Пробой приводит к выходу p-n перехода из строя лишь в том случае, когда возникает чрезмерный разогрев перехода и происходят необратимые изменения его структуры. Если же мощность, выделяющаяся в p-n переходе, не превышает максимально допустимой, он сохраняет работоспособность и после пробоя. Поэтому для некоторых типов диодов пробой является основным рабочим режимом.      Напряжение, при котором наступает пробой перехода, зависит от типа p-n перехода и может иметь величину от единиц до сотен вольт. 
В зависимости от физических явлений, приводящих к пробою, различают тепловой, лавинный и полевой пробои. Два последних вида пробоя p-n перехода относятся к электрическому пробою. Резкий рост обратного тока p-n перехода в режиме пробоя происходит за счет увеличения числа носителей заряда в переходе. При тепловом пробое число носителей заряда в переходе возрастает за счет термической ионизации атомов, при электрическом пробое – под действием сильного электрического поля и ударной ионизации атомов решетки.

Тепловой пробой диода

 
          Тепловой пробой характерен для широких p-n переходов, у которых база слабо легирована примесями. Данный тип пробоя обусловлен разогревом p-n перехода при протекании через него обратного тока. В режиме постоянного тока мощность, выделяемая в p-n переходе, определяется соотношением  
 
                                            P_ВЫД = I_ОБР U_ОБР.  
 
          Отводимая от p-n перехода мощность в результате теплопроводности и дальнейшего рассеяния теплоты в окружающую среду пропорциональна перегреву p-n перехода (Т_П-Т_ОКР) и обратно пропорциональна тепловому сопротивлению конструкции диода R_Т:  
 
                                          Р_ОТВ = .  
 
          Тепловое сопротивление диода R_Т выражается в градусах на ватт и определяет перепад температуры, необходимый для отвода 1 Вт мощности от p-n перехода в окружающую среду. Тепловое сопротивление тем меньше, чем больше теплопроводность материала К_Т , площадь П_Т и чем меньше толщина слоя d_Т, проводящего тепло:  
 
                                          . 
          Коэффициент теплопроводности К_Т у германия равен 0,52Вт/(см×°С), т.е. примерно в 7 раз меньше, чем у меди, отличающейся хорошей теплопроводностью. У кремния теплопроводность лучше:  
 
                                        К_Т=2,19 Вт/(см×°С).  
 
          В установившемся режиме мощность, выделяющаяся на p-n переходе, и мощность, отводимая от него, должны быть равны:   
 
                                              Р_ВЫД = Р_ОТВ.  
 
          Если количество тепла, выделяемого на p-n переходе, превышает количество тепла, отводимого от p-n перехода, то температура перехода начинает расти. Соответственно растет обратный ток, увеличение которого определяется тепловой генерацией электронно-дырочных пар атомами полупроводников в областях, прилегающих к p-n переходу, на расстоянии длины диффузии, как указано на рис.1. Это приводит к дальнейшему росту Р_ВЫД и температуры перехода Т_П; тепловой режим перехода теряет устойчивость, температура и ток перехода неограниченно растут, возникает тепловой пробой.  
 
 
 
Рис.1 
На рис.1 обозначено:  
 
S×L_n - объем диффузии неосновных носителей - электронов в полупроводнике p-типа, где S - площадь полупроводника, прилегающая к p-n переходу, L_n - длина диффузии электронов - неосновных носителей заряда полупроводника p-типа; S×L_Р - объем диффузии неосновных носителей заряда -дырок в полупроводнике n-типа, где L_Р - длина диффузии дырок.  
          Вид обратной ветви вольтамперной характеристики (ВАХ) p-n перехода с тепловым пробоем представлен на рис. 2.   
 
 
 
 
Рис.2  
          В точке А обратное напряжение на p-n переходе достигает  значения напряжения теплового пробоя U_ПР1, при котором начинается быстрый рост I_ОБР. ВАХ p-n перехода с тепловым пробоем имеет участок АВ, на котором дифференциальное сопротивление отрицательно:  
 
                                                 r_ДИФ = dU_ОБР/dI_ОБР < 0,  
 
так как концентрация носителей заряда резко увеличивается и электрическое сопротивление перехода уменьшается относительно быстрее, чем растет ток перехода.  
          Зависимость 1 рис.2 приведена для температуры окружающей среды T₁=+20°С, тепловой пробой наступает при напряжении, равном U_ПРОБ1. Если температура окружающей среды возрастет до значения T₂=+40°C, то обратная ветвь ВАХ p-n перехода принимает вид зависимости 2 рис.2. Известно, что с увеличением температуры тепловой ток возрастает экспоненциально (т.к. резко возрастает количество неосновных носителей заряда):  
 
                                               I₀ = B×S×exp[-DWз /kT],  
 
где – Т – температура;  
S – площадь p-n перехода;  
DWз – ширина запрещенной зоны полупроводника;  
k = 1,38×10^-23 Дж/°С – постоянная Больцмана;  
В – коэффициент, зависящий от типа полупроводника и p-n перехода.  
          Поэтому при T = T₂ тепловой пробой наступает раньше - при меньшем напряжении пробоя, равном U_ПРОБ2. Пробивное напряжение уменьшается, во-первых, в связи с увеличением выделяющейся мощности при тех же обратных напряжениях и, во-вторых, из-за ухудшения теплоотвода от p-n перехода. Это означает, что температурный коэффициент напряжения для теплового пробоя имеет отрицательное значение:  
 
                                            ТКН_ТЕПЛ = DU_ПРОБ/DТ < 0, 

 
где DU_ПРОБ = U_ПРОБ2 – U_ПРОБ1 - изменение напряжения пробоя при изменении температуры на величину DТ = Т₂ – Т₁ при фиксированном значении обратного тока. Тепловой пробой - необратимый пробой, поскольку может привести к плавлению полупроводникового материала. Так как пробивное напряжение при тепловом пробое зависит от обратного тока через p-n переход, то в диодах с большими обратными токами даже при комнатных температурах создаются условия для теплового пробоя и он наступает раньше, чем лавинный пробой. Это справедливо для германиевых полупроводниковых диодов и мощных транзисторов. И наоборот, в кремниевых диодах из-за значительно меньших обратных токов напряжение теплового пробоя получается настолько большим, что раньше наступает лавинный пробой. Однако это не означает, что в кремниевых диодах не может быть теплового пробоя. Он может происходить при высоких температурах окружающей среды. Кроме того, пробой может начаться как лавинный, а затем, по мере увеличения обратного тока, перейти в тепловой пробой. 
          В связи с тем, что напряжение пробоя уменьшается с увеличением теплового сопротивления, следует обратить особое внимание на совершенство конструкции диода. Тепловой пробой наблюдается и тогда, когда имеет место плохой отвод тепла от корпуса полупроводникового прибора.  

 

 

 

 

 

 

 

Полевой пробой

 
          Полевой, или туннельный, пробой относится к электрическому виду пробоя и характерен для сравнительно узких p-n переходов (ширина p-n перехода в равновесном состоянии составляет сотые доли микрометра).  Это обеспечивается в том случае, когда обе области p-n перехода имеют высокую степень легирования примесями. При этом длина свободного пробега l электронов меньше ширины обратно-смещенного p-n перехода:  
 
                                                    l < l_ОБР.       

При напряженности электрического поля E = U_ОБР /l_ОБР в p-n переходе, равной критическому значению E_КР=(2¸4)×10⁵ В/см, происходит полевой, или туннельный, пробой. При такой большой напряженности электрического поля у атома полупроводника происходит отрыв валентных электронов и число носителей заряда растет. С точки зрения энергетической (зонной) диаграммы основу полевого пробоя составляет туннельный эффект - явление «просачивания» электронов сквозь узкий энергетический барьер p-n перехода, т.е. переход электронов с занятых энергетических уровней валентной зоны полупроводника p-типа на свободные энергетические уровни зоны проводимости полупроводника n-типа. Эти переходы происходят без изменения энергии электрона, а на энергетической диаграмме, изображенной для этого случая на рис.25, переходы происходят на одном энергетическом уровне, т.е. горизонтально.     Вероятность туннельных переходов при напряженности электрического поля E = 10⁵ В/см составляет один электрон в секунду, а при напряженности электрического поля E = 10⁶ В/см – 10¹² электронов в секунду. Поэтому при критическом значении напряженности электрического поля обратносмещенного p-n перехода количество туннельных переходов будет значительным, а это приводит к резкому увеличению обратного тока.  
 
 
 
 
 
Рис.3 
При дальнейшем увеличении обратного напряжения на p-n переходе   
U_ОБР > U_ПРОБ рост обратного тока происходит по экспоненциальному закону. Это объясняется увеличением напряженности электрического поля и степени перекрытия валентной зоны полупроводника p-типа и зоны проводимости полупроводника n-типа.Обратная ветвь ВАХ p-n перехода для случая полевого пробоя представлена на рис.4. Полевой пробой имеет место в p-n переходах с напряжением пробоя до 5 В.       Зависимость 1 рис.4 изображена для значения температуры окружающей среды T₁=+20°C. При увеличении температуры окружающей среды до значения T₂=+50°С ВАХ p-n перехода видоизменяется, и на рис.4 это изменение нашло отражение в зависимости 2. При увеличении температуры обратный ток p-n перехода возрастает в связи с ростом концентрации неосновных носителей заряда по экспоненциальному закону. Такое изменение обратного тока наблюдается при регулировании обратного напряжения в диапазоне от нуля до напряжения пробоя.    С увеличением температуры напряжение пробоя уменьшается и становится равным U_ПРОБ2 (зависимость 2 рис.4). Это обусловлено тем, что при увеличении температуры возрастает амплитуда тепловых колебаний атомов полупроводника в узлах кристаллической решетки, энергия электронов также растет, величина контактной разности потенциалов p-n перехода j_К снижается, ширина p-n перехода l_ОБР уменьшается, а напряженность электрического поля в p-n переходе Е увеличивается, критическое значение напряженности поля Е_КР достигается при меньшем значении U_ОБР, растет количество туннельных переходов и, следовательно, резко возрастает обратный ток. Следовательно, температурный коэффициент напряжения при полевом пробое имеет отрицательное значение:  
 
                                                 ТКН_ПОЛ = DU_ПРОБ/DТ < 0,  
 
где DU_ПРОБ = U_ПРОБ2 – U_ПРОБ1 - изменение напряжения пробоя при изменении температуры на величину DТ = Т₂ – Т₁ при фиксированном значении обратного тока.  
 
 
 
Рис.4 
При полевом пробое пробивное напряжение оказывается обратно пропорциональным концентрации примесей в областях, прилегающих к p-n переходу, или прямо пропорционально удельному сопротивлению этих областей. 
          Для кремниевых p-n переходов пробивное напряжение при полевом пробое определяется эмпирическим соотношением  
 
                                               U_ПР=200×r_n+73×r_Р;  
 
а для германиевых переходов:  
 
                                                 U_ПР=190×r_n+94×r_Р,  
 
где r_n и r_Р – удельные сопротивления n- и p-областей, прилегающих к переходу, Ом×см.           Следовательно, чем сильнее легированы области p-n перехода, тем меньше удельное сопротивление этих областей и тем меньше пробивное напряжение при полевом пробое.

 

 

 

 

 

 

Лавинный пробой

 
          Лавинный пробой относится к электрическому виду пробоя и проявляется в p-n переходах средней величины, то есть ширина p-n перехода достаточна большая. При увеличении значения обратного напряжения на p-n переходе напряженность электрического поля E = U_ОБР/l_ОБР (В/см) растет. Когда напряженность электрического поля достигает критического значения E_КР = (80¸120) кВ/см, то создаются условия для ударной ионизации нейтральных атомов полупроводника непосредственно в p-n переходе быстрыми электронами или дырками, которые получили достаточное ускорение за счет действия напряженности электрического поля p-n перехода. Механизм ударной ионизации нейтральных атомов p-n перехода иллюстрируется на рис.5. 
В результате ударной ионизации генерируются новые пары носителей заряда, которые, в свою очередь, ускоряясь под действием напряженности электрического поля, вновь при столкновении с нейтральными атомами полупроводника образуют новые электронно-дырочные пары. Ионизацию нейтральных атомов совершают только те электроны и дырки, которые на длине свободного пробега электрона набирают за счет напряженности электрического поля энергию, достаточную для ионизации. Поэтому ширина p-n перехода должна быть достаточна большая, а именно много больше длины свободного пробега электрона : 

 
                                                   l_ОБР >> l. 

 
 
 
 
Рис.5

 

 
          С ростом U_ОБР увеличивается ширина p-n перехода и напряженность электрического поля в нем, электроны разгоняются сильнее, резко возрастает число ионизаций, совершаемых каждым электроном, и ток p-n перехода лавинообразно растет.  
          Напряжение лавинного пробоя определяется из соотношения 
 
                                                  U_ПРОБ=А×r_б^В, 
 
где r_б - удельное электрическое сопротивление базы диода;   
А, В - коэффициенты, зависящие от материала и типа электропроводности полупроводника.  
          Так, например, для базы p-n перехода n-типа  
 
                                                    , 
 
где е – заряд электрона;  
m_n – подвижность электронов;  
n_n – концентрация электронов - основных носителей заряда полупроводника n-типа.   
 
          Чем меньше концентрация примесей в базе p-n перехода, тем выше ее удельное электрическое сопротивление, шире p-n переход, меньше в нем напряженность электрического поля и соответственно более высокое значение напряжения лавинного пробоя. Эмпирические коэффициенты А и В различны не только для p-n переходов из разных материалов, но и для переходов из одного и того же материала с разными типами электропроводности базы (p⁺-n и n⁺-p). Связано это различие в коэффициентах с тем, что подвижность электронов отличается от подвижности дырок в одном и том же материале. 
Обратная ветвь ВАХ p-n перехода с лавинным пробоем представлена на рис.6. Лавинный пробой характерен для p-n переходов с напряжением пробоя более 7 В.  
          Зависимость 1 рис.6 соответствует температуре окружающей среды T₁ = +20°С. С увеличением температуры окружающей среды лавиннный пробой наступает при большем напряжении (½U_ПРОБ2½ > ½U_ПРОБ1½). Это объясняется тем, что с ростом температуры увеличивается амплитуда колебаний атомов кристаллической решетки полупроводника и уменьшается длина свободного пробега носителей заряда l , а значит, и энергия, которую носитель заряда может приобрести на длине свободного пробега в электрическом поле. Поэтому для получения энергии, необходимой для  ударной ионизации нейтральных атомов, требуется бо¢льшая напряженность электрического поля в p-n переходе, и, следовательно, напряжение лавинного пробоя возрастает. С другой стороны, при увеличении температуры уменьшается подвижность носителей заряда полупроводника, растет удельное электрическое сопротивление базы p-n перехода, а в соответствии с соотношением   U_ПРОБ ~ r_б напряжение лавинного пробоя также возрастает.  
          На рис.6 зависимость 2 изображена для температуры окружающей среды T₂ = +50°С. Таким образом, температурный коэффициент напряжения при лавинном пробое имеет положительное значение:  
 
                                           ТКН_ЛАВ = DU_ПРОБ/DТ > 0,  
 
где DU_ПРОБ = U_ПРОБ2 – U_ПРОБ1 - изменение напряжения пробоя при изменении температуры на величину DТ при фиксированном значении обратного тока.

Рис. 6.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Диод Шоттки

 

Конструктивно диод Шоттки представляет собой выпрямляющий контакт металл-полупроводник.

P-области на рисунке - это охранное кольцо, которое служит для увеличения области обеднения и уменьшения напряженности поля в полупроводнике, т.е. соответственно, увеличения напряжения пробоя по переферии прибора. Величина тока насыщения j_s может быть рассчитана по диодной теории

      (2)

 
или в соответствии с диффузионной теорией:

 (3)

К преимущствам диодов Шоттки можно  отнести: малое время восстановления при работе в импульсном режиме т.к. максвелловское время релаксация для основных носителей заряда - мало и имеет порядок пикосекунд,его вольтамперная характеристика проходит выше, чем у p-n перхода, т.е. при одинаковых прямых смещениях диод Шоттки уже открыт, а p-n перход еще нет.

 

Геометрический  механизм катодного распыления поликристаллов в припороговой области энергии.

 

Экспериментальные исследование распыления монокристаллов при низких ионов показали, что коэффицент распыления разных граней растет линейно с ростом энергии ионов, причем, чем больше угловой коэффицент прямой, тем выше пороговая энергия для данной грани. При распылении поликристаллов тонами, энергия которих близка к  пороговой, установлена кубическая зависимость коэффицента распыления от энергии ионов, однако при более  высоких энергиях эта зависимость  также линейна. Теоретическое излучение энергетической зависимости коэффицента катодного распыления при низких энергиях выполнено в работах. В теории Зигмунтаю, где излучались различные закономерности в области выше 100 эВ. показано, что энергетическая зависимость коэффицента рапыления для аморфных и поликристаллических мишеней линейна. Квадратичная зависимость получена для припороговой области энергия в квантостатистической теории Вильхельма. Поскольку существующие теории катодного распыления не в состоянии объяснить причину столь высокого расхождения экспериментальных результатов для моно- и поликристаллов, то в настоящей работе предпринята попытка установить взаимосвязь между этими экспрементальными результатами, учитывая мозаичную микроструктуру поверхности бомбардируемой мишени. Ранее в аналогично случаю работы выхода неоднородных эмиттеров было высказано предположение о том, что различные участки поверхности поликристалла по параметрам распыления неоднородны, т.е. полагалось, что пороговая энергия, и коэффициент распыление зависят от координаты поверхности. Очевидно, что интегральный коэффициент распыления таких неоднородных поверхностей должен зависеть как от площади, так и от коэффициента распыления локальных участков. Если, например, бомбардируемая поверхность мишени состоит из нескольких участков  с относительной  площадью каждого (отношение к общей площади мишени)           и коэффициентом распыление  , то нетрудно понять , что интегральный коэффициент распыления поликристалла определяется формулой  : 

 

(1)

 

где     - участок поверхности, имеющий энергетическую зависимость коэффициента распыления    Yi(E) ; S  - общая поверхность, подвергаемая бомбардировке;   Wi  - вероятность наличия на поверхности участка         , пороговая энергия которого находится в интервале от   Eo      до      Eo + . В действительности, поскольку поверхность поликристалла состоит из многочисленных хаотически ориентированных граней, то можно считать , что как угловые коэффициенты K зависимостей   Yi(E) , так и пороговые энергии меняются непрерывно. В данной случае рост энергии ионов на величину     приводит к увеличению площади, участвующей в процессе распыления, в результате чего растет угловой коэффициент    K   зависимости   Y(  :

 

dk = kdW  (2)

 

где  dW  - относительная площадь, пороговая энергия которой находится в интервале от  до  . Так как с ростом энергии ионов растет площадь, участвующая в процессе распыления, то :

 

dW =   (3)

 

где    -является функцией распределения поверхности по пороговым энергиям :

 

 

Можно полагать, что поверхность  по пороговым энергиям распределена равномерно. Это означает, что с  ростом энергии ионов площадь, участвующая  в процессе распыление, возрастает линейно, и      - является константой. Формулу  (2)  можно переписать в виде :

 

dk = k   (4)

 

В соответствии с экспериментом, можно полагать, что коэффициент  К  является линейной функцией энергии ионов:

 

K = Ko +    (5)

 

Где  Ko   и   - постоянные.

Учитывая  (5) в (4) , после  интерирования получим:

 

K – Ko = Ko

 

 

 

Y = Ko+ +

 

Поскольку     , то для    Y(E)   получим:

 

Y = Ko ( E – Eo ) + … (6) 
  

Если предположить, что  у границы распыления ,т.е. для  минимального порога распыления, наклон прямых   Y(E)   ничтожно мал, а следовательно Ко=0,то в уравнении остается только третий член, и мы получаем кубическую зависимость, которую наблюдаем экспериментально. При одинаковым наклоне У(Е) прямых ( = 0) получается квадратичная зависимость, а при однородной поверхности (= 0)  – линейная, наблюдаемая для монокристаллов. Таким образом, можно заключить, что экспериментально наблюдаемая кубическая зависимость интегрального коэффициента распыления от энергии ионов является лишь следствием мозаичной структуры поверхности поликристалла и не связана природой взаимодействий сталкивающихся частиц. Поэтому можно ожидать, что при необходимости с изменением микроструктуры поверхности, и соответственно, функции распределения порога и ход энергетической зависимости коэффициента распыления.