Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Бонч-Бруевич В.Л. -> "Физика полупроводников " -> 119

Физика полупроводников - Бонч-Бруевич В.Л.

Бонч-Бруевич В.Л. , Калашников С.Г. Физика полупроводников — Москва, 1977. — 678 c.
Скачать (прямая ссылка): fizikapoluprovodnikov1977.djvu
Предыдущая << 1 .. 113 114 115 116 117 118 < 119 > 120 121 122 123 124 125 .. 295 >> Следующая


бр = [р (х2) - рп] ехр (- ^-2),
276 ВЫПРЯМЛ. И УСИЛЕН. С ПОМОЩЬЮ р — л-ПЕРЕХОДОВ [ГЛ. VIII

где /р есть длина затягивания дырок, определяемая формулой (VII.9.4). Поэтому для тока диффузии дырок в плоскости х2 имеем

= 7Р[Р (*2)-ря]. (1-2)

7диф fe) “ &Dp

Х — Х2 Ip

Ток дрейфа в той же плоскости равен

/дР (хд = ер (х2) Upg.

Если р (х2) значительно превышает равновесное значение р„ то отношение обоих токов есть

/диф Dp 1 %

/др 1рН-рЗ 2

Отсюда видно, что /диф >/др, если Xp/Lp > 1. При этом 1Р ~ 1р. Отсюда получаем условие для поля:

*<wrx;- с-a)

Для тонких р—я-переходов концентрация р (х,) связана с напряжением на переходе и соотношением (VII.6.1):

Р (х2) - Рп = РлХехр аи - 1),

где а = е/kT. Поэтому из формулы (1.2) имеем

ip = ip (*2) = (ехр аи - 1).

Ьр

Для тока /„ (—хг) получается аналогичное выражение:

eDntip

in (— ху) ^ — (ехр аи - 1).

Полная плотность тока через переход равна

/ = Л (ехр осы — 1), (1.4)

где

. eDpPn eD„np

Js=—j------1---7—• (1.5)

*->0 иП

Формула (1.4) выражает вольтамперную характеристику тонкого р—я-перехода при малых напряжениях. Зависимость j от и оказывается такой же самой, как и для случая контактов металл—полупроводник (ср. формулу (VI. 12.12)), и не содержит вовсе параметров р- и я-областей. Однако свойства этих областей существенно влияют на величину тока насыщения js.

Происхождение тока насыщения в р—/г-переходах имеет простой физический смысл. При отрицательном напряжении в р—я-переходе имеется потенциальный барьер для основных носителей,
р — «-ПЕРЕХОД ПРИ ПЕРЕМЕННОМ НАПРЯЖЕНИИ

277

так что дырки из p-области не могут переходить в /г-область, а электроны из «-области не могут переходить в p-область (рис. 8.2). Напротив, для неосновных носителей барьера нет, и поэтому все электроны, генерируемые в p-области и доходящие без рекомбинации до плоскости —хъ будут затянуты в «-область, а дырки из «-области, достигающие плоскости хъ будут затянуты в p-область. Так как длина диффузии есть среднее расстояние, проходимое носителем заряда без рекомбинации, то число электронов, переходящих через единицу поверхности перехода в единицу времени, равно числу электронов, генерируемых в единицу времени в объеме цилиндра с единичной площадью основания и длиной образующей L„.

То же относится и к дыркам в «-области. Плотность образованного

ими тока есть

js = е (LngnT + Lpgpr),

где g„T и gpT— темпы тепловой генерации электронов в р-области и, соответственно, дырок в «-области. Подставляя сюда

пр Рп

ёпТ — I §рТ ¦ ~

1л 1р

(ср. (VII.2.4)) и учитывая, что Ln = ]/'D„r„, LP = YDpxp, мы получаем формулу (1.5). Мы видим, что ток насыщения в тонком р—«-переходе есть ток, обусловленный тепловой генерацией неосновных носителей заряда в р- и «-областях.

Если уровень инжекции нельзя считать малым или если ток от рекомбинации внутри перехода jr не мал по сравнению с током насыщения /.„ то приведенные выше формулы становятся неприменимыми и должны быть заменены другими [1].

§ 2. р — л-переход при переменном напряжении

Положим, что к р—«-переходу приложено переменное напряжение и (0, и найдем плотность тока, текущего через переход. Расчет проведем в тех же предположениях, что и в § 1. Для упрощения будем еще считать, что p-область сильно легирована (рр «„), так что полный ток определяется только инжекцией дырок в «-область.

ч

л

Рис. 8.2. р — n-переход при обратном напряжении.
278 ВЫПРЯМЛ. И УСИЛЕН. С ПОМОЩЬЮ р — n-ПЕРЕХОДОВ [ГЛ. VIII

Концентрация избыточных дырок на границе л-облаети х = хг устанавливается за время порядка времени пролета дырок через переходный слой /пр = dlv, которое мало. Так, если 10~4 см и v — 107 см/с (тепловая скорость при 300 К), то /пр — Ю-11 с. Поэтому, если частота переменного напряжения со < 1//пр, то можно считать, что концентрация дырок на границе следит за изменением напряжения и по-прежнему выражается формулой (VII.6.1). Следовательно,

при х — х2: Sp = p„(expau(0 — l) = f(t). (2.1)

Это соотношение дает первое граничное условие задачи. Второе граничное условие есть

л;-»-оо: 6р-> 0. (2.2)

Однако концентрация в глубине n-области устанавливается посредством гораздо более медленного процесса диффузии, и поэтому колебания концентрации бр, а следовательно, и плотности тока jp отличаются от колебаний напряжения и (t). Если даже и (/) изменяется по чисто синусоидальному закону, то плотность тока, вообще говоря, содержит высшие гармоники.
Предыдущая << 1 .. 113 114 115 116 117 118 < 119 > 120 121 122 123 124 125 .. 295 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed