|
| |
|
Слаботочка Книги 2.2. АКТИВНЫЕ СТРУКТУРЫ ОПТОЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ Особенность большинства оптоэлектронных приборов (как и приборов микроэлектроники) заключ-ается в том, что они используют не однородные полупроводники, а полупроводниковые структуры с резкими, ступенчатыми пространственными изменениями свойств, сопровождающимися скачками электрического потенциала. Поэтому рассмотрим зонную диаграмму и вытекающие из нее свойства таких структур, ограничившись одномерным плоскостным случаем (изменение свойств лишь вдоль оси х). Важнейшей «классической» структурой является р-п-переход (рис. 2.5,а) - граница внутри единого монокристалла полупроводника, на которой благодаря изменению типа легирующей примеси (донорной на акцепторную) тип проводимости также изменяется (с электронной на дырочную). Из энергетической диаграммы р-и-перехода видно, что имеет место скачок потенциала; под действием электрического поля свободные носители вытесняются в глубь р- и п-областей и образуется тонкая обедненная область (область объемного заряда). В
I Т  ---f,
Рис. 2.5. Структура р-п-перехода (a) и его энергетические диаграммы в нейтральном состоянии (б), при прямом (е) и обратном (г) смещениях Рис. 2.6. Распределение избыточных носителей заряда при их ии-жекции р-и-переходом (а), при двойной иижекции в р-г-и-структу-ре (б) и суперинжекции в двойной гетероструктуре (в) равновесном состоянии (рис. 2.5,6) контактная разность потенциалов фк и ширина обедненной области /об определяются следующими формулами: Ф„ = (т9)1п(р„п„„/п2); (2.17) /об = (2е8оФ„/«/- (2-18) При выводе этих формул принималось, что переход ступенчатый (при х<.0 N=Na=consi, при л:>0 Л/=Л?д=const) и асимметричный (NaN и соответственно Рро>«ро). При подаче прямого смещения U„p (рис. 2.5,б) высота потенциального барьера уменьшается, начинается инжекция дырок из р-области и их накопление в п-области; через время txp устанавливается стационарное распределение избыточных дырок (рис. 2.6,а): p(x) = pyexp{~xlLp); PiJj,pLpl{qDp), (2.19) где /пр - плотность прямого тока, которая связана с приложенным напряжением соотношением Лр-ехр, (2.20) где т - «фактор неидеальности» р-п-перехода, обычно 1т2. Область полупроводника, из которой идет инжекция (в данном случае р-область), называется эмиттером, а та, в которой происходит накопление носителей, - базой. Формулы (2.19) и (2.20) справедливы при не слишком малых прямых смещениях, когда концентрация инжектированных дырок превышает равновесную (pi>po), и не слишком больших, когда пренебрежимо малы омические падения напряжения на п- и р-об-ластях. В них учитывается лишь дырочная составляющая прямого тока; в то же время имеется и электронная составляющая, обусловленная переходом электронов из п- в р-область. Это обстоятельство учитывается введением коэффициента инжекции У пр I Яро Ln (2 21) где символы р и п относятся к дырочной и электронной составляющим тока. Как видно, при рро2>Ппо коэффициент yil. Это положение, однако, нарушается при возрастании плотности прямого тока, и когда значение pi становится соизмеримым с рро, коэффициент инжекции начинает резко уменьшаться. При приложении к р-п-переходу обратного смещения f7o6p (рис. 2.5,г) высота потенциального барьера возрастает и через него беспрепятственно протекают лишь дырки, генерируемые в п-области в непосредственней близости от р-п-перехода. Для плотности обратного тока (или тока насыщения) имеем /„,,/,:+, (2.22) где 1/тоб - вероятность генерации электронно-дырочной пары в области объемного заряда. Ширина области объемного заряда при этом возрастает в сравнении с (2.18), так как в эту формулу вместо фк надо подставить cf)K+f7o6p. Первый член в (2.22) обусловлен тепловой генерапией дырок в базовой области, а второй - в обедненной области. Исторически сложилось так, что их называют диффузионной и генерационной составляющими обратного тока соответственно. Численные оценки показывают, что во всех реальных режимах работы /пр>/обр, причем /пр экспоненциально увеличивается с ростом напряжения, а /обр зависит от напряжения очень слабо (определяется ростом /об). Иными словами, вольт-амперная характеристика р-п-перехода асимметрична: ее вид зависит от знака приложенного напряжения. При достаточно большом обратном напряжении наступает пробой р-п-перехода, проявляющийся в резком возрастании обратного тока. Наблюдаются два основных механизма пробоя (третий - тепловой пробой - в оптоэлектронике не встречается). Пробой, обусловленный механизмом лавинного умножения, связан с тем, что при высокой напряженности электрического поля в области объемного заряда носители разгоняются до таких энергий, что при соударении с атомами кристаллической решетки ионизируют их. Происходит размножение носителей: этот эффект описывается следующим выражением: 1 - j aidx (2.23) где М - коэффициент умножения носителей; щ - коэффициент ионизации, равный числу электронно-дырочных пар, образуемых быстрым носителем на единичной длине пробега. Эмпирически получено, что при U f/проб M«[l-(f;,0p/f/npo6)"]-. (2.24) где т=2...8 для различных полупроводников. Другой вид пробоя связан с туннельным механизмом перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости. Этот эффект называют также автоэлектронной эмиссией - под действием поля электроны отрываются и становятся свободными. Туннельный механизм пробоя характеризуется еще более резким нарастанием обратного тока при увеличении напряжения /,,рЛехр(-ад, (2.25) где Ж - напряженность электрического поля в области объемного заряда, А -R В - константы, причем B-Egt". Характерное качественное различие двух механизмов пробоя состоит в разной температурной зависимости Unpo6 = f{T): при лавинном умножении Lnpoe увеличивается с ростом Т, при туннельном механизме - уменьшается. 0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 [20] 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91 92 93 94 95 96 97 98 99 100 101 102 103 104 105 106 107 108 109 110 111 112 113 114 115 116 117 118 119 |
|||||||||||||||||||||||||||||||