Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Зи С.М. -> "Физика полупроводниковых приборов" -> 18

Физика полупроводниковых приборов - Зи С.М.

Зи С.М. Физика полупроводниковых приборов — М.: Энергия, 1973. — 656 c.
Скачать (прямая ссылка): fizikapoluprovodnikovihpriborov1973.djvu
Предыдущая << 1 .. 12 13 14 15 16 17 < 18 > 19 20 21 22 23 24 .. 228 >> Следующая

ограниченной рассеянием
v.i = /•
8 Еъ
107 см/сек.
(79а)
где Ер -энергия оптических фононов (см. табл. 2-3).
Для арсенида галлия зависимость между скоростью и полем является более
сложной. Рассмотрим зонную структуру GaAs, показанную на рис. 5. Здесь
имеется долина с высокой подвижностью [р. я* 4 0004-8 ООО см2/в ¦ сек],
локализованная в центре зоны Бриллюэна, и сопутствующие долины с низкой
подвижностью 1р. ж "100 см2/в-сек] вдоль осей <100>, энергия которых выше
на 0,36 эв. Эффективная масса электронов равна 0,068 т" в нижней долине и
около 1,2/По в верхней долине. Таким образом, в соответствии с уравнением
(12) плотность состояний в верхней долине примерно в 70 раз выше, чем в
нижней долине. При возрастании ''поля электроны нижней долины могут
возбуждаться полем и заполнять незаполненную при равновесных условиях
верхнюю долину, что приводит к отрицательному дифференциальному
сопротивлению в арсениде галлия. Междолинный механизм переходов и
определяет
Электрическое пале, 6/см
Рис. 29. Измеренная зависимость скорости носителей от электрического поля
для чистых Ge, Si и GaAs.
зависимость скорости от поля, которую мы обсудим более детально в гл 14.
!,
На рис. 29 приведены экспериментальные значения дрейфовой скорости в
зависимости от поля, полученные для Ge, Si и GaAs. Для сильнолегированных
образцов начальные значения скорости ниже, чем указано на рисунке, однако
в области высоких полей скорость не зависит существенно от концентрации
легирующих . примесей [Л. 62а, 626, 63]. Заметим, что предельная
дрейфовая скорость для всех трех полупроводников примерно 107 см/сек.
Для GaAs имеется область с отрицательной дифференциальной подвижностью в
диапазоне полей 3 • 103-2 ¦ 104 в/см.
Рассмотрим теперь ударную ионизацию. Если электрическое поле превышает
некоторые значения, носители приобретают такую энергию, которая способна
возбуждать электронно-дырочные пары посредством ударной ионизации.
Скорость генерации электронно-дырочных пар G вследствие ударной ионизации
дается в виде
G=annp,n + apPM.r., (80)
где ап - коэффициент ударной ионизации электронов, определяемый как число
электронно-дырочных пар, генерируемых электроном на единице пути
перемещения. Величина ар для дырок определяется аналогичным образом. Как
ап, так и аР сильно зависят от величины электрического поля. На рис. 30
приведены экспериментально измеренные значения коэффициентов ионизации
для Ge, Si, GaAs и GaP -[Л. 64-67]. Все эти результаты получены при
использовании измерений фотоумножения в р-п переходах Из приведенных
зависимостей следует, что выше определенной области полей можно получить
аппроксимированное выражение зависимости а" или ар от поля:
Рис. 30. Зависимость измеренных коэффициентов ионизации при лавинном
умножении от электрического поля для Ge, Si и GaP.
где а0 и ?0 являются постоянными величинами, а значение п лежит в
пределах от 3 до 9. Более точным для коэффициента ударной ионизации в
широком диапазоне полей может быть следующее соотношение:
а = А ехр [- (Ь/?)т1, (82)
Значения А, Ь и т приведены в табл. 2-4. Можно показать, что зависимость
коэффициента ударной ионизации от электрического поля и температуры
решетки может быть выражена в понятиях трех-параметровой теории 1[Л. 68,
69]. Параметрами являются: ?/ - порог энергии ионизации, Я- средняя длина
пробега при рассеянии на
Рис. 31. Зависимость произведения коэффициента ионизации на среднюю длину
свободного пробега, связанную с оптическими фононами
от Ej /qe\, где Ej - -^-Eg,
6 - электрическое поле Варьируемый параметр - от ношение Ер/Ег, где Ер -
средняя энергия оптических фононов. Сплошные кривые- теоретические {Л.
68]. Экспериментальные данные получены для германиевых
О
р-п переходов с Я=64 А
О
для электронов и Я=69А для дырок 1Л. 66].
оптических фононах и Ev - средняя энергия потерь при фононном рассеянии.
Значение ?/ для лучшего соответствия аппроксимируется энергией, равной
3/з ширины запрещенной зоны, а Я и Ер даются в виде [Л. 69]
Я][= Яр tti ^ 2kT j '
EP = Epth (-§?,-) (84)
И
где ЕР - энергия оптических фононов (табл. 2-4) и Яо - асимптотическое
значение средней длины пробега при низких температурах и высокой энергии.
Результаты показаны на рис. 31, где величина ah отложена в зависимости от
Ej/qEh, а отношение средней энергии оптических фононов
к порогу энергии ионизации Ep/Ej является параметром. Так как для
определенной серии измерений значения ?*= (3hEe), а и зависимость а от
поля являются фиксированными величинами, то можно найти среднюю длину
свободного пробега, связанную с оптическими фононами Я, согласуя
результаты измерения коэффициента ионизации с теоретическими кривыми.
Типичный пример для германия при 300 °К показан на рис. 31: величина
Ер/Ег равна 0,022, что соответствует следующим средним длинам свободного
пробега при рассеянии на фононах при комнатной температуре: для
электронов - 64 А и для дырок - 69 А. Аналогичные результаты можно
Предыдущая << 1 .. 12 13 14 15 16 17 < 18 > 19 20 21 22 23 24 .. 228 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

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

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed