Что происходит с полупроводником при нагревании

1 Особенности нагрева полупроводников

Излучение, падающее на твердый образец конечной толщины, частично отражается от его поверхности, частично поглощается в нём и может проходить сквозь него. В соответствии с этим баланс включает соответствующие потоки энергии:

(1)

где W_I — мощность падающего излучения,

W_R — мощность отражённого излучения,

W_A — мощность поглощенного излучения,

W_T — мощность прошедшего излучений.

При известных коэффициентах отражения R и пропускания τ ∗ поглощённая часть:

, (2)

В случае интенсивного воздействия соотношение между компонентами изменяется со временем из-за нагрева образца и изменения его физико-химических свойств, поэтому смысл этого выражения (1) – мгновенный баланс энергии и записан он для мощностей падающего (W_I), отражённого (W_R), поглощенного (W_A) и прошедшего излучений (W_T).

При облучении электронами и фотонами поглощённое излучение термализуется по механизмам возбуждения и релаксации электронной подсистемы твердого тела. В случае ионной бомбардировки тепловой эффект возникает вследствие непосредственного возбуждения атомных колебаний в каскадах смещений и ионизации. Время релаксации возбужденного состояния электронной и атомной подсистем10 -10 – 10 -14 с и, следовательно можно считать его практически мгновенным.

Слой, в котором происходит поглощение, действует как мгновенный внутренний источник тепла. Параметры этого источника являются функцией спектр-энергетических характеристик, координаты, температуры, времени:

, (3)

Выделенная в слое поглощения энергия диффузионно перераспределяется в объеме образца. При этом в энергетический баланс включают энергию, отводимую термически испаренными и распыленными с поверхности образца атомами w_e, теряемую на тепловое излучение w_t, конвекцию w_c и потребляемую на химические реакции и фазовые переходы w_r. Энергия, связанная с испарением и распылением атомов, имеет две составляющие: потенциальная (разрыв межатомных связей) и кинетическая (движение атомов с определённой скоростью от поверхности образца). Потенциальная составляющая определяется по известным удельным энергиям сублимации E_S и пороговой энергии распыления E_th. Энергетические затраты на испарение определяются уравнением Герца – Кнудсена:

(4)

где a_V – коэффициент испарения,

P – давление паров испаряемого вещества,

M – масса испаряемых атомов,

k – постоянная Больцмана,

T – температура.

(5)

где S – коэффициент распыления,

j – плотность ионного тока,

q – заряд электрона.

Кинетическая энергия испарения и распыления атомов низкоэнергетичными ионами

0–3 эВ, E_S и E_th составляют 10–20 эВ. Отвод энергии вторичными электронами пренебрежимо мал по сравнению с атомами.

Потери на тепловое излучение имеют место на поверхности образца и интегрально описываются законами Стефана-Больцмана:

(6)

где σ – постоянная Стефана-Больцмана,

ε_e – приведённая излучательная способность,

T_s – температура окружающих поверхностей, с которыми осуществляется радиационный обмен.

Конвекционные потери тепла пропорциональны разности температур поверхности образца T и окружающей среды T_a :

(7)

Внутренние химические реакции и фазовые переходы могут, как потреблять, так и выделять энергию. Определяющими здесь являются физико-химическая природа, энергоёмкость, температура и количества вещества:

(8)

где v_r(T) – скорость реакции,

N – концентрация реагирующих компонентов,

E_r – удельная энергия образования новой фазы.

Эффективность влияния различных механизмов потерь на перераспределение поглощённой энергии и, следовательно, на режим термообработки в значительной степени зависит от продолжительности воздействия излучения. В качестве критерия для классификации режимов термообработки используют величину диффузионного смещения температурного профиля в образце Δx – за время воздействия t _p :

(9)

где D* – теплопроводность материала.

Согласно этому критерию, можно выделить три наиболее важных случая:

– перераспределение тепла по глубине меньше толщине слоя поглощения энергии, – адиабатический нагрев Δx < xA ;

– область перераспределения тепла больше толщины слоя поглощения, но не распространяется на всю толщину образца, Δ A x < x < d – режим теплового потока;

– тепловой фронт достигает необлучаемой стороны образца и выравнивает распределение температуры по толщине, Δx < d – режим теплового баланса.

1) Адиабатический режим – очень короткие импульсы. Поглощенная

энергия быстро термализуется, температура в слое поглощения мгновенно возрастает и он плавится. Глубина расплавленной области зависит от плотности поглощённой энергии. Все потери энергии, кроме затрат на испарение, фазовые переходы и химических реакций пренебрежимо малы.

2) Режим теплового потока – температурный профиль по толщине образца контролируется диффузией тепла из слоя поглощения и характеризуется определённым градиентом. В балансе поглощённой энергии необходимо учитывать все потери, хотя радиационным и конвективным отводом тепла в ряде случаев можно пренебречь. Термообработка в этом режиме может проводиться как в твердой фазе, так и с расплавлением поверхностного слоя.

3) Режим теплового баланса – устанавливается равномерное (квазиравномерное на практике) распределение температуры по толщине образца. В балансе поглощённой энергии учитываются все потери, но доминируют радиационный теплоотвод. Различают две стадии: нестационарный и стационарный тепловой баланс. Стационарный тепловой баланс – это изотермический режим. Нестационарный – это начальная стадия, которая характеризуется тем, что суммарная мощность тепловых потерь меньше поглощённой мощности излучения. Как следствие накопления тепловой энергии температура образца непрерывно возрастает с увеличением длительности экспозиции. Увеличиваются и радиационные потери, которые пропорциональны Т4. В некоторый момент времени по достижении определённой температуры поглощаемая мощность полностью уравновешивается потерями и наступает стадия, характеризующаяся неизменной во времени температурой образца.

Рисунок 1 – Режимы нагрева полупроводников

Моделирование тепловых полей в полупроводниковых пластинах

Диффузионное перераспределение тепла из слоя поглощения энергии начинает проявляться в полупроводниковых материалах при нагреве импульсами излучения длительностью более 10 -6 с. В нестационарных тепловых процессах перенос тепла описывается обобщённым уравнением Фурье, которое для одномерного случая имеет вид:

(10)

где с(Т) – удельная теплоёмкость,

ρ – объёмная плотность материала,

К(Т) –коэффициент теплопроводности.

Тепловые потери учитываются в граничных условиях:

, (11)

Решение данного уравнения с записанными граничными условиями возможно только численными методами, для упрощения которых обычно ис-

пользуют преобразование Кирхгофа. Наиболее распространенные – конечно-

– метод Кранка-Никольсона (нелинейность исходного уравнения устраняется в процессе счета итерациями);

– метод численного преобразования Лапласа-Карсона;

– метод интегральных преобразований.

Аналитическое решение уравнения теплопроводности (10) возможно при незначительных упрощениях, предполагающих адиабатические граничные условия, и при пренебрежении температурными и спектральными зависимостями параметров полупроводникового материала. Одно из них для импульса длительностью t_p имеет вид:

(12)

где χ = К/(ρс), ω = π/t_p, 0 < ωt < π.

Аналитические решения, справедливые, как правило, в приповерхностной области полупроводниковой пластины для коротких длительностей воздействия (t_p<10 -4 с), по точности не удовлетворяют требованиям описания многих практически важных случаев, поэтому наибольшее распространение получили численные решения уравнения теплопроводности.

Результаты численных расчётов для различных источников излучения (лазер, электронный луч, некогерентный свет) показывают, что существенное влияние на тепловое поле оказывают начальная температура образца и его толщина. При этом индуцированная температура тем выше, чем выше начальная температура и меньше начальная толщина пластины.

Однако определяющее влияние на величину температурного градиента по толщине пластины оказывают мощность энергии излучения в импульсе и его длительность. На рисунке 2 представлена относительная температура как функция координаты кремниевой пластины толщиной 380 мкм, подвергаемой излучением рубинового лазера (λ = 0,69мкм) и ксеноновой газоразрядной лампы.

Рисунок 2 — Профили относительного изменения температуры по глубине пластины кремния (380 мкм), нагреваемой импульсами излучения рубинового лазера (сплошные линии), ксеноновой лампы (штриховые) различной длительности с экспозиционной энергией 5 Дж/см 2

Полученные результаты позволяют сделать вывод о наличии значительных температурных градиентов по толщине пластины при длительностях импульса 10 -5 – 10 -4 с. С увеличением длительности до 10 -3 – 10 -2 с они быстро уменьшаются и при экспозиции более 10 -2 с температурное поле становится практически равномерным по толщине полупроводниковой пластины. При длительностях лучистого нагрева 10 -2 с и более в полупроводниковых пластинах устанавливается квазиравномерное распределение температуры по толщине и её тепловой режим определяется балансом проводимой мощности, в котором доминирующую роль играют потери на тепловое излучение. С учётом других потерь энергии уравнение теплового баланса имеет вид:

(13)

(14)

Традиционно полагали, что параметры в этом уравнении не зависят от температуры и все потери, кроме радиационных, пренебрежимо малы. С этими допущениями получено аналитическое выражение для оценки максимальной температуры и времени достижения температуры T:

(15)

(16)

Более корректное описание изменения полупроводниковой пластины (в режиме теплового баланса) требует учёта температурных и спектральных зависимостей параметров полупроводникового материала. При этом аналитическое решение невозможно и проводится численное интегрирование уравнения теплового баланса.

Расчёты тепловых полей при секундной термообработке излучением индуцируют незначительные градиенты температуры по толщине пластины, оцениваемые соотношением:

(17)

где K – значение коэффициента теплопроводности при температуре обработки.

Проведённые расчёты для кремниевых пластин толщиной 300 – 500 мкм дают даже вблизи температуры плавления разницу температур облучаемой и необлучаемой поверхности в пределах 7 – 10 градусов. Это значительно меньше возникающих при такой термообработке радиальных перепадов температуры.

Радиальные градиенты могут быть рассчитаны в приближении тонкой пластины (d << a, a – радиус пластины) с использованием стационарного уравнения теплопроводности:

(18)

где Q = 2σε_e – интегральная плоскость мощности, выделенная в объёме пластины, Т_е – установившееся значение температуры в центре пластины (r=0), r – радиальная координата. При этом предполагается однородность поверхностного облучения пластины и наличия лишь радиационного теплоотвода с её поверхностей.

С учётом дополнительной излучающей границы, которой является боковая поверхность пластины, граничные условия представляются в виде:

(19)

Решением уравнения теплопроводности с учётом этих граничных условий является:

(20)

(21)

I₀ и I₁ – функции Бесселя нулевого и первого порядка соответственно, которые для аргумента F >> 1 приближенно определяются как

(22)

Член со знаком минус в правой части решения учитывает наличие дополнительной излучающей границы.

Радиальный градиент температуры достигает максимального значения на краю пластины, а область его локализации в основном определяется её диаметром и распространяется на расстояние (0,2 – 0,3)a от края пластины.

Рассмотренное описание вертикальных и горизонтальных температурных градиентов в нагреваемых излучением полупроводниковых пластинах позволяет рассчитывать связанные с ними термоупругие напряжения.

Влияние температуры на сопротивление полупроводника

В отличие от металла, сопротивление которого с ростом температуры увеличивается, сопротивление других материалов, которые называются полупроводниками, уменьшается при нагреве этого материала. Почему уменьшается сопротивление полупроводника с ростом температуры? Дело в том, что электропроводность любого материала — а электропроводность и сопротивление — это взаимно обратные величины — так вот, электропроводность любого материала зависит от заряда носителей тока, от скорости их упорядоченного движения, направленного движения в электрическом поле, и от числа этих носителей в единице объема вещества, так называемой концентрации носителей. В полупроводниках с ростом температуры увеличивается концентрация носителей, увеличивается число переносчиков заряда, и это приводит к тому, что при нагреве возрастает электропроводность, то есть, иначе говоря, убывает сопротивление полупроводника.

Мы проиллюстрируем сказанное на следующем опыте. Собранная установка состоит из выпрямителя (источника постоянного тока) и последовательного соединенных с ним демонстрационного гальванометра и типичного полупроводника. Вот кусок германия, черный такой квадрат, который зажат в металлические зажимы.

Замкнем цепь выпрямителя. По цепи пошел ток. Величина этого тока определяется сопротивлением цепи.

Попробуем нагреть германий в пламени спиртовки. Мы видим, что при нагреве германия ток в цепи возрастает. И возрастание тока в цепи при нагреве германия свидетельствует об уменьшении сопротивления всей цепи. Но поскольку я нагреваю германий, то это уменьшение сопротивления обязано тем, что уменьшается сопротивление германия при его нагреве.

Если охладить германий в холодной воде, то при этом сопротивление германия возрастает, и ток в цепи уменьшается.

Попробуем вновь нагреть германий в пламени горящей спиртовки. И вновь при увеличении температуры происходит уменьшение сопротивления полупроводника, о чем свидетельствует возрастание тока в цепи.

Электрический ток в полупроводниках

Значение удельного электрического сопротивления полупроводников говорит о промежуточном положении между проводниками и диэлектриками. Диэлектриками считают германий, кремний, селен, мышьяк и так далее, а также некоторое количество химических соединений. Большая часть неорганических веществ относится к полупроводникам. Самым распространенным из них считают кремний.

Зависимость сопротивления от температуры

Полупроводники отличаются от металлов тем, что при понижении температуры у вторых падает удельное сопротивление, как показано на рисунке 1 . 12 . 4 . Полупроводники ведут себя иначе. У них сопротивление заметно возрастает, что приводит к становлению изоляторами.

Рисунок 1 . 12 . 4 . Зависимость удельного сопротивления ρ от абсолютной температуры T при низких температурах: a – нормальный металл; b – сверхпроводник.

Рисунок 1 . 13 . 1 . Зависимость удельного сопротивления ρ чистого полупроводника от абсолютной температуры T .

Выше приведенная зависимость ρ ( T ) говорит о наличии концентрации носителей свободного заряда у проводников, увеличивающегося с ростом температуры. Механизм электрического тока нельзя объяснить с помощью только модели газа свободных электронов.

Рассмотрим на примере германия ( Ge ) . Действие механизма в кристалле кремния ( Si ) такой же. Внешние оболочки атомов германия имеют 4 слабо выраженных электрона. Они получили название валентных. Каждый атом кристаллической решетки окружен 4 соседями. Атомы соединены посредствам ковалентной связи, то есть парами валентных электронов. Валентный электрон соответствует двум атомам, как изображено на рисунке 1 . 13 . 2 .

Связь валентных электронов в атоме германия больше, чем в обычных металлах. Отсюда и наличие сниженной концентрации электронов проводимости при комнатной температуре. Образование связей электронов германия происходит при температуре, приближенной к абсолютному нулю. Данный кристалл не обладает проводимостью.

Рисунок 1 . 13 . 2 . Парно-электронные связи в кристалле германия и образование электронно-дырочной пары.

Какие вещества относят к полупроводникам

Если температура повышается, тогда некоторые валентные электроны получают энергию, которой хватит для разрыва ковалентной связи. После чего в кристалле появляются свободные электроны (электроны проводимости).

Места разрыва связей характеризуются образованием вакансий, на которых электроны отсутствуют. Данные вакансии называют дырками.

Вакантное место может быть передано валентному электрону соседней пары, тогда дырка будет циклично перемещаться по всему кристаллу. Заданная температура полупроводника за 1 времени образует определенное количество электронно-дырочных пар.

Также имеется обратный процесс, который заключается в восстановлении электронной связи между атомами германия при встрече со свободным дырочным электроном. Его называют рекомбинацией.

Появление электронно-дырочных пар обусловлено освещением полупроводника за счет энергии электромагнитного излучения. При его отсутствии электроны и дырки принимают участие в хаотическом тепловом движении.

Перемещение полупроводника в электрическое поле подвергает электроны, дырки упорядоченному движению, причем ведут себя как положительно заряженные частицы. Отсюда вывод: ток I в полупроводнике записывается как сумма электронного I n и дырочного I p :

Концентрация электронов проводимости полупроводников равняется концентрации дырок n n = n p .

Полупроводник n -типа

Проявление электронно-дырочной проводимости присущ чистым полупроводникам. Их называют собственной электрической проводимостью полупроводников.

Если имеются примеси, тогда происходит ее изменение.

При добавлении в кристалл кремния примесь в виде фосфора количеством 0 , 001 % уменьшается удельное сопротивление более, чем на 5 порядков. Такое влияние примесей объясняется выше изложенным представлением о строении полупроводников.

Необходимое условие резкого уменьшения удельного сопротивления полупроводника при введении примесей – отличие валентности атомов примеси от валентности основных атомов кристалла.

Если проводники имеют примеси, то такая проводимость называется примесной. Различают два вида: электронная и дырочная. Первая появляется при введении в четырехвалентные атомы германия пятивалентных атомов мышьяка.

Рисунок 1 . 13 . 3 . Атом мышьяка в решетке германия. Полупроводник n -типа.

На рисунке 1 . 13 . 3 подробно показан пятивалентный атом мышьяка, который находится в узле кристаллической решетки германия. Валентные электроны в количестве 4 штук включены в образование ковалентных связей с 4 соседними атомами германия. Пятый из них получается лишним, так как не имеет пары. Он отрывается от атома мышьяка и становится свободным.

Атом, который теряет электрон, становится положительным ионом, располагаемым в узле кристаллической решетки.

Полупроводник p -типа

Если у примеси имеется валентность, превышающая валентность основных атомов полупроводникового кристалла, тогда ее называют донорной.

Когда примесь вводится в кристалл, то это провоцирует появление большого количества свободных электронов. Тогда происходит резкое уменьшение удельного сопротивления полупроводника в разы. После чего оно стремится по значению к удельному сопротивлению металлического проводника.

Кристалл германия с примесью мышьяка имеет электроны и дырки, которые отвечают за собственную проводимость кристалла. Основным типом носителей свободного заряда считаются электроны, которые оторвались от атомов мышьяка. Тогда такой кристалл имеет n n ≫ n p . Данная проводимость получила название электронной, а такой полупроводник, обладающий электронной проводимостью – полупроводник n -типа.

Рисунок 1 . 13 . 4 . Атом индия в решетке германия. Полупроводник p -типа.

Влияние примесей

Возникновение дырочной проводимости связано с введением трехвалентных атомов индия в кристалл германия. На рисунке 1 . 13 . 4 изображен атом индия, который создает ковалентные связи валентными электронами с помощью трех соседних атомов германия. Чтобы образовать связь с четвертым атомом германия у индия отсутствует электрон. Именно он захватывается атомом индия из ковалентной связи соседних атомов германия. Тогда получаем, что атом индия становится отрицательным ионом, располагаемым в узле кристаллической решетки. Отсюда ковалентная связь соседних атомов образует вакансию.

Примесь атомов, захватывающих электроны, называют акцепторной.

С ее наличием в кристалле происходит разрыв множества ковалентных связей, а на их местах образуются вакантные места, то есть дырки. Электроны движутся к ней из соседних ковалентных связей, что обуславливает хаотичное блуждание дырок по кристаллу.

Акцепторная примесь способна заметно снижать удельное сопротивление за счет появления дырок. Их концентрация в такой примеси значительно больше количества электронов, появившихся по причине собственной электропроводности полупроводника n p ≫ n n . Она получила название дырочной. Проводник с примесью и наличием дырочной проводимости – это полупроводник p -типа.

Основными носителями свободного заряда в таких полупроводниках являются дырки. Дырочная проводимость обуславливается эстафетным перемещением по вакансиям, начиная от атома германия к другому электрону, осуществляющему ковалентную связь.

Полупроводники n — и p — типов подвергаются действию закона Ома на интервалах силы тока и напряжений с условием концентрации свободных носителей.

Электрический ток в полупроводниках

В данный момент вы не можете посмотреть или раздать видеоурок ученикам

Чтобы получить доступ к этому и другим видеоурокам комплекта, вам нужно добавить его в личный кабинет.

Получите невероятные возможности

Конспект урока «Электрический ток в полупроводниках»

Совсем недавно мы говорили об электронной проводимости металлов и выяснили, что их сопротивление линейно растет с увеличением температуры.

Так вот, пожалуй, главное отличие полупроводников от проводников — это совсем иная зависимость сопротивления от температуры. Если в металлических проводниках, сопротивление линейно растет с увеличением температуры, то в полупроводниках, сопротивление с увеличением температуры резко падает.

Как видно из графика, при очень низких температурах, удельное сопротивление полупроводников настолько велико, что они ведут себя как диэлектрики. И, наоборот, при очень высоких температурах, сопротивление полупроводников очень резко уменьшается. К полупроводникам относятся такие вещества, как германий, кремний, селен, мышьяк, фосфор, сера и некоторые другие вещества. Для того, чтобы понять, от чего зависит проводимость полупроводников, нам нужно рассмотреть их строение. Мы рассмотрим наиболее распространенный элемент среди полупроводников — кремний. Обратившись к таблице Менделеева, можно убедиться, что кремний находится в четвертой группе. То есть, атом кремния обладает четырьмя валентными электронами. Если мы рассмотрим кристаллическую решетку кремния, то убедимся, что взаимодействие атомов осуществляется посредством ковалентной связи.

На нашем рисунке электроны обозначены черточками, поскольку именно они образуют связи между атомами. При такой структуре, каждый валентный электрон атома кремния участвует в связях между атомами, которые очень прочны при низких температурах. Это говорит нам о том, что при низких температурах в кристаллах кремния нет свободных электронов, которые могли бы обеспечить электронную проводимость. Следовательно, ток проходить через кремний не будет. Но, как вы знаете, высокие температуры способны разрушить химические связи. Именно это и происходит при нагревании полупроводников. Электроны покидают свои места и становятся свободными, точно так же, как электроны в металле.

Это обеспечивает электронную проводимость в полупроводниках при высоких температурах. Но, надо сказать, что проводимость в полупроводниках обусловлена не только электронной проводимостью. Дело в том, что на месте, которое покинул электрон, образуется избыточный положительный заряд. Такое место называется дыркой.

Поскольку дырка обладает избыточным положительным зарядом, электроны, обеспечивающие связь с соседними атомами, могут покинуть свое место и занять место дырки. Таким образом, получается, что положение дырок не является постоянным, и можно с уверенностью сказать, что они двигаются. Это явление называется дырочной проводимостью. Итак, полупроводники обладают электронно-дырочной проводимостью, то есть ток проводят два типа зарядов. В чистых полупроводниках электронно-дырочную проводимость называют собственной проводимостью полупроводника.

Существует также понятие примесной проводимости. То есть, при наличии различных примесей в полупроводниках возникает дополнительная проводимость. Если мы будем изменять концентрацию примесей, то это может существенно изменить число носителей заряда. Примесная проводимость разделяется на два вида: донорная и акцепторная. Донорные примеси легко отдают электроны, тем самым увеличивая электронную проводимость. Акцепторные примеси — наоборот образуют дырки, тем самым увеличивая дырочную проводимость.

Примером донорной примеси является мышьяк. Атомы мышьяка имеют пять валентных электронов, а для образования ковалентных связей с атомами кремния нужно только четыре электрона. В результате, оставшийся электрон очень слабо связан с атомом мышьяка и легко покидает его, то есть становится свободным.

Полупроводники с донорными примесями называются проводниками n-типа. В таких полупроводниках электроны являются основными носителями заряда.

В качестве примера акцепторной примеси, рассмотрим примесь индия.

Атомы индия имеют три валентных электрона, а для образования ковалентных связей с атомами кремния нужно четыре электрона. В результате, атому индия не хватает одного электрона, и на месте этого электрона образуется дырка. В этом случае, дырочная проводимость преобладает над электронной, то есть дырки становятся основными носителями заряда. Полупроводники с акцепторными примесями называются полупроводниками р-типа.

А теперь давайте рассмотрим, что будет при контакте полупроводников обоих типов.

При образовании контакта этих полупроводников, между полупроводниками разных типов образуется так называемая зона перехода. Такой контакт полупроводников называется р—п или п-р переходом. При таком контакте электроны и дырки начинают диффундировать, то есть часть электронов переходят в полупроводник р-типа, а дырки — наоборот переходят в полупроводник п-типа. Таким образом, полупроводник п-типа заряжается положительно, а полупроводник р-типа — отрицательно.

Однако, диффузия со временем прекращается. Дело в том, что в зоне перехода возникает электрическое поле, которое становится достаточно сильным, чтобы помешать перемещению дырок и электронов.

Ну а теперь, давайте рассмотрим, как это все можно использовать. Подключим полупроводник с р-п переходом к источнику тока таким образом, что бы положительный полюс источника тока соединяется с полупроводником р-типа, а отрицательный полюс источника тока — с полупроводником п-типа.

Как вы понимаете, в этом случае ток будет обусловлен движением основных носителей. То есть из области п в область р будут перемещаться электроны, а из области р в область п — дырки. Этот переход называется прямым переходом. Надо сказать, что проводимость при прямом переходе довольно велика, а вот, сопротивление — наоборот, мало.

Если же теперь мы подключим батарею наоборот (то есть сменим полярность), то будет наблюдаться другая картина. Теперь электроны, наоборот идут из области р в область п, а дырки — из области п в область р. Вы, наверное, догадались, что в этом случае, ток будет значительно меньше. Действительно, ведь теперь ток обусловлен значительно меньшим количеством носителей заряда. Этот вид перехода называется обратным переходом.

Мы можем изобразить графически вольт-амперные характеристики прямого и обратного перехода.

На графике синей кривой обозначена вольт-амперная характеристика прямого перехода. Конечно, нужно понимать, что на графике изображена вольт-амперная характеристика одного и того же полупроводника, и мы условно разделили ее на две кривые только для наглядности. Как вы видите, сила тока очень быстро растет с увеличением напряжения из-за маленького сопротивления. Если же мы рассмотрим красную кривую, которой обозначена вольт-амперная характеристика обратного перехода, то убедимся, что такой переход обладает незначительной проводимостью. Действительно, сопротивление при этом достаточно велико, и даже при высоком напряжении ток остается слабым. На графике сила тока и напряжение при обратном переходе обозначены за отрицательные, поскольку мы сменили полярность батареи, и, тем самым, изменили направление тока на противоположное.

Итак, используя р-п переход, можно выпрямлять переменный ток. Устройство для подобных целей называется полупроводниковым диодом. Полупроводниковый диод проводит ток только в одном направлении, при этом, не давая протекать току в обратном направлении. Это и есть процесс выпрямления тока, то есть преобразование переменного тока в постоянный.