Г.П. Яровой, П.В. Тяпухин, В.М. Трещев, В.В. Зайцев, В.И. Занин - Основы полупроводниковой электроники, страница 18

В области M-минимума∗mnM~ 1.2m0 и µ nM < µ nL . Если внешнее поле мало, то электроны будут находиться в термодинамическом равновесии срешеткой, имеющей температуру Т. Так как kT << ∆E c , тоэлектроны в основном будут занимать уровни в L-долине зоны проводимости. Под действием электрического поля средняя энергия электронов повышается, в результате чего частьэлектронов перейдет в M-долину, а в L минимуме останетсяn − n M электронов.

Результирующая электропроводностькристалла, очевидно, будет иметь вид:σ = e[µ L (n − n M ) + n M µ M ] = e[nµ L − n M (µ L − µ M )] .Так как µ L > µ M и исходная проводимость кристалларавна enµ L , то из (8.2) видно, что с ростом E и соответственно с увеличением n M электропроводность будет уменьшаться. Уменьшение σ с увеличением поля или приложенной разности потенциалов V дает падающий участок вольтамперной характеристики.

Этот эффект проявляется присильных электрических полях, начиная с некоторой критической напряженности E кр . При E < E кр вольт-амперная характеристика описывается прямой OB (рис. 8.3) иtgα 1 = σ 1 (n M = 0) . По мере роста E появляется больше электронов в M-долине и из-за уменьшения подвижности ток начинает падать. Поэтому, начиная с некоторой напряженностиE1 , нарастание тока с ростом E сначала замедляется, а приE = E кр полностью останавливается. При E > E кр из-за интенсивного подхода электронов в М-долину ток начинает падать, и, следовательно, дифференциальная проводимость полупроводника на этом участке равнаσd =(8.2)di< 0.dEПри E = E пор электроны в основном сосредоточиваются вРис.

8.3. Зависимость тока от напряженности поля полупроводника с двумя минимумами133верхнем минимуме, зависимость i (E ) приобретает линейныйхарактер по прямой ОС, в предположении, что все электронынаходятся в М-долине tgα 2 = σ 2 (n − n M = n L = 0 ) . Вольтамперная характеристика (ВАХ), содержащая участок сσ < 0 , представленная на рис. 8.3, является N-образной характеристикой.

Кристаллы, имеющие ВАХ такого типа, представляют большой интерес для использования их в усилительных и генераторных схемах.Рассмотрим одно общее свойство – возникновение электростатических доменов, возникающих в однородных полу134проводниках, обладающих в сильных полях N-образнойвольт-амперной характеристикой.Пусть через однородный и достаточно длинный кристаллтечет ток от источника питания, создающего в полупроводнике поле E 0 , причем E кр < E 0 < E пор (рис.8.3). Пусть это поле является однородным, так что его напряженность во всехточках кристалла одинаковая, как показано на рис. 8.4, а.провождается падением среднего поля в остальной части кристалла.Описанный процесс формирования домена происходит вколлективе электронов, дрейфующих от электрода, находящегося под отрицательным потенциалом (катода), к противоположному (аноду).

Поэтому домен перемещается от катода каноду со скоростью vдр , равной vдр = µ n E .Рис. 8.4. Образование электростатического домена с Nобразной характеристикой в месте флуктуацииэлектрического поляКритической напряженности поле достигает прежде всегов тех областях кристалла, где в силу особенностей их выращивания удельное сопротивление имеет наиболее высокоезначение. Практически такие области всегда располагаются уэлектродов, так как в результате вплавления контактов этиобласти полупроводника оказываются наиболее неоднородными.Зарождаясь вблизи катода, домен перемещается к аноду итам распадается. С распадом одного домена на катоде формируется другой домен, и процесс приобретает периодическийхарактер с частотойν = vдр / L ,(8.3)Предположим далее, что на небольшом отрезке кристалла,заключенном между x1 и x 2 , поле случайно возросло на небольшую величину δE .

Как следует из ВАХ (рис. 8.4, б)), вобласти x1 < x < x 2 плотность тока окажется меньшей, чем вобластях x < x1 и x > x 2 . Вследствие этого электроны начнутскапливаться вблизи x1 , создавая здесь отрицательный заряд,и отрываться от x 2 , оставляя нескомпенсированный положительный заряд. Между точками x1 и x 2 образуется дипольный слой, обедненный свободными носителями. Этот слойназывают электростатическим доменом. Внутри доменавозникает внутреннее поле E вн , которое может значительнопревосходить среднее поле в кристалле E 0 .

У образца, питаемого от генератора напряжения, образование домена со135где L − длина кристалла. Так как в области домена концентрация свободных электронов понижена, то возникновениеего в кристалле сопровождается повышением сопротивленияобразца и уменьшением силы тока в цепи.На рис. 8.5 показан характер изменения тока в цепи образца с течением времени. В момент t 0 зарождения домена вцепи течет ток I 0 . По мере формирования домена (область 1)ток в цепи уменьшается и достигает минимального значенияI min в момент t1 , отмечающий завершение процесса формиLрования домена. В области 2 протяженностью t 2 − t1 =v дрдомен перемещается от катода к аноду, и сила тока в цепи сохраняется неизменной и равной I min .

В момент t 2 домен подходит к аноду и начинает распадаться (область 3). Распад за136вершается к моменту времени t 3 и сопровождается увеличением тока от I min до первоначального значения I 0 .9. ОСНОВНЫЕ КОМПОНЕНТЫОПТОЭЛЕКТРОНИКИ9.1. Преобразование световых сигналов в электрическиеРис. 8.5. Характер изменения силы тока в цепи с полупроводни-ком при образовании и распаде электростатического доменаЭффект возникновения колебаний тока в цепи полупроводника, связанный с прохождением домена, впервые экспериментально наблюдался на n − GaAs Дж.Ганном.

Он получил название эффект Ганна. Приборы, основанные на этомэффекте, называют генераторами Ганна или диодами Ганна.Эффект Ганна был открыт в 1963 году. В 1966 году былсоздан промышленный образец генератора СВЧ-колебаний срабочей частотой порядка 3 Ггц и выходной мощностью 100вт в импульсном режиме.9.1.1. Однородный полупроводникПри освещении полупроводника светом в нем происходитгенерация электронно-дырочных пар, что приводит к увеличению концентрации подвижных носителей заряда, т.е.

проводимости полупроводника. Генерация носителей под действием света возникает за счет того, что электроны переходятлибо из валентной зоны в зону проводимости (рис.9.1, переход 1), либо с примесных уровней в ту же зону проводимости(переход 2).Рис. 9.1.

Переходы, приводящие к появлению свободных носителей в зоне проводимости под действием света: 1 – переход зона-зона, 2 – переход примесный уровень-зона проводимости, 3 – переход валентная зонапримесный уровеньВозможны также переходы электронов из валентной зонына примесные уровни (переход 3). В первом случае в равнойстепени генерируются электроны в зону проводимости и137138дырки в валентной зоне, во втором и третьем – только электроны или только дырки.Предположим, что образующиеся под действиемсвета дополнительные (неравновесные) носители заряда, концентрация которых равна ∆n и ∆p , обладают такой же подвижностью, что и электроны и дырки, находящиеся в равновесии с решеткой.

Тогда увеличение проводимости можноопределить так:∆σ = e(bn ∆n + b p ∆p ) .(9.1)Величина ∆σ получила название фотопроводимости.Концентрация генерируемых светом неравновесных носителей равна:∆n = kηWτ n , ∆p = kηWτ p ,(9.2)где W − интенсивность света, k − коэффициент поглощения,η − квантовый выход, т.е. отношение числа свободных носителей заряда, возникающих при поглощении света, к числуквантов. Коэффициент поглощения k можно определить следующим образом. Пусть свет падает перпендикулярно поверхности кристалла. Если dW − количество световой энергии, поглощаемой слоем толщиной dx с единичной площадью за единицу времени, то можно записать:Таким образом, ослабление света в среде описывается коэффициентом поглощения, который зависит от длины волнысвета.

Число фотонов, поглощаемых в 1 см3 за секунду, равноkW (x )(если свет монохроматический). Тогда для скоростиhωгенерации светом неравновесных носителей g ( x ) имеем:kW ( x )g (x ) = η= ηkQ( x ) ,(9.3)hωгдеW (x )Q( x ) =.hωЕсли все процессы поглощения света фотоактивны, т.е.приводят к появлению свободных носителей заряда, т.е.η ≥ 1 . Если полупроводник донорного или акцепторного типа, то η > 1 , когда hω > 2∆Eg или hω > 2 Ea .На рис. 9.2, а представлена типичная кривая зависимостиk от частоты падающего излучения (спектральная характеристика).

Участок 1 кривой поглощения соответствует электронным переходам между валентной зоной и зоной проводимости (полоса собственного или фундаментального поглощения).− dW = kW ( x )dxилиdW= kW ( x ) ,dxгде коэффициент пропорциональности k есть коэффициентпоглощения света. После интегрирования получаем:−Рис. 9.2. Типичная зависимость коэффициента поглощения света k (а) и фототока jф (б) от частоты падающего излученияW = W0 exp(− kx ) .139140Зависимость k (ν ) для длинноволновой границы связана стипом полупроводника.

По мере увеличения длины волныпоявляется участок, соответствующий примесному (2), экситонному (3) поглощению и поглощению оптическими колебаниями решетки. Область 5 – поглощение свободными носителями заряда. На рис. 9.2, б дана спектральная зависимость фототока. Видно, что вклад в фототоке дают толькофотоактивные процессы. Наиболее ярко выраженная полосасобственного поглощения (участок 1, рис. 9.2, б) должнаиметь длинноволновую границу, когда hν = E g . Измерениеэтой границы в принципе дает возможность определить ширину запрещенной зоны полупроводника.Полупроводниковая пластина или пленка с двумя омическими контактами на концах может быть использована в качестве фоторезистора. Для спектрального диапазона, использующегося в оптоэлектронике (видимая и близкая инфракрасные области), фоторезисторы изготавливаются на основематериалов типа A II B IV (Zn S, ZnSe, CdS и др.) и кремния,легированного различными примесями.

Интегральная чувствительность таких фоторезисторов составляет 0.1-10 а/лмв.Основным недостатком материала A II B IV , используемого вкачестве приемников излучения, является сравнительнобольшая инерционность, ограничивающая их применение вмиллисекундном диапазоне. Инерционность связана со временем жизни возбужденных светом свободных носителей:чем больше время жизни, тем больше инерционность.9.1.2.

Фотоэффект в p−n-переходеПри освещении p–n-перехода или прилегающих к немуобластей светом, способным вызвать генерацию электроннодырочных пар, через переход протекает ток, называемый первичным фототоком. Этот эффект называют фотогальваническим. Рассмотрим его физическую природу. На рис. 9.3, апоказан p−n-переход, n-область которого освещается свето141вым потоком мощностью W p , вызывающим генерацию электронно-дырочных пар. Число g таких пар, ежесекундно появляющихся в полупроводнике, определяется выражениемkηg = Wp.hωРис. 9.3. Фотоприемник с p–n-переходом: а – структура и схема включения, б – энергетическаядиаграмма вентильного фотоэлементаВ зависимости от соотношения между глубиной проникновения света в полупроводнике, расстояния до слоя объемного заряда p–n-перехода и толщины этого слоя свет поглощается в основном в освещенной области p–n-перехода, вслое пространственного заряда.

Предположим для определенности, что свет поглощается в узком слое у поверхности,от которого носители диффундируют соответственно в глубьполупроводника.Если p–n-переход расположен на глубине a < L (где L −диффузионная длина), то значительная часть носителей дойдет до области объемного заряда перехода. Электроны, подошедшие к p–n-переходу, подхватываются контактным по142лем E k , направленным от n - к p -области, и перебрасываются в n -область, заряжая ее отрицательно (рис. 9.3, б)).Обусловленный ими первичный фототок(9.4)I ф = eβg ,где β − коэффициент собирания, равный относительной доленеравновесных носителей, доходящих до p–n-перехода, нерекомбинируя.