Помощничек
Главная | Обратная связь


Археология
Архитектура
Астрономия
Аудит
Биология
Ботаника
Бухгалтерский учёт
Войное дело
Генетика
География
Геология
Дизайн
Искусство
История
Кино
Кулинария
Культура
Литература
Математика
Медицина
Металлургия
Мифология
Музыка
Психология
Религия
Спорт
Строительство
Техника
Транспорт
Туризм
Усадьба
Физика
Фотография
Химия
Экология
Электричество
Электроника
Энергетика

Генерация и рекомбинация носителей в ОПЗ р-n-переходов



В отличие от идеальных диодов (1.6) и (1.7) ОПЗ реальных р-n-переходов

не могут быть бесконечно тонкими, а следовательно, необходимо учитывать

результаты некоторых физических эффектов, которые могут происходить в

ОПЗ при подаче на р-n-переход прямого или обратного напряжений.

При обратном смещении р-n-перехода суммарное электрическое поле в

ОПЗ увеличивается и равновесие между процессами генерации и рекомбинации

нарушается в пользу генерации носителей заряда. Генерация носителей заряда

происходит через ловушки, имеющие энергетические уровни вблизи середины

запрещенной зоны. Если тепловое возбуждение приведет к забросу электрона

из валентной зоны на уровень ловушки, то дырка, возникшая в валентной зоне,

переносится электрическим полем ОПЗ в р-облаcть. Электрон, локализованный

на ловушке, вернуться в валентную зону не может, так как там нет дырок, с ко-торыми он может рекомбинировать. Поэтому возникает вероятность теплового

возбуждения

электрона в зону проводимости ОПЗ, откуда он переносится в n-область

(рис.1.10).


Считая, что τ0 ≈ τр, запишем отношение тока генерации к току насыщения:

 

 
 

где n = 1/2 для резкого р-n-перехода и n = 1/3 для перехода с линейным

распределением

примеси;

– с ростом температуры значительно медленнее возрастает обратный ток

р-n-перехода, в котором основной составляющей является ток генерации.

При прямом смещении баланс между процессами генерации и рекомбинации склоняется в сторону рекомбинации.

Если воспользоваться теорией Шокли-Холла-Рида, для простоты взять

случай равных поперечных сечений захвата для дырок и электронов и рассмот-

реть этот случай в ОПЗ при напряжении смещения, то легко показать, что ско-

рость рекомбинации максимальна, когда:

 

Напомним, что в объемном полупроводнике с идеально периодической кристаллической решеткой прямые внутризонные оптические переходы невозможны. Закон сохранения импульса для системы двух частиц (электрон и фотон) требует, чтобы волновые векторы электрона в начальном (k ) и конечном (к' ) состояниях были близки: k' = k + q≈k, так как волновойвектор света q пренебрежимо мал по сравнению со средним значением волнового вектора электрона. При этом не может быть одновременно выполнен закон сохранения энергии

18.1

 

 

так как дисперсия энергии трехмерного электрона в с -зоне описывается параболой Ес (k) = ħ 2 k 2 т, а дисперсия энергии фотона линейной зависимостью hω = ħqc/n.

 

Поглощение фотона свободным электроном возможно только при обязательном участии какой-либо третьей частицы (квазичастицы), в качестве которой могут выступать различные несовершенства кристаллической решетки: фононы, примесные атомы, вакансии и т. д. Вклад импульса третьей частицы позволяет выполнить закон сохранения импульса. Такой оптический переход называют непрямым. Коэффициент поглощения при непрямых переходах значительно меньше, чем при прямых, так как, вообще говоря, вероятность одновременного взаимодействия трех частиц меньше, чем вероятность двухчастичного взаимодействия.

 

В квантовых ямах ситуация качественно иная. Здесь возможны не только непрямые, но и прямые оптические переходы электронов в пределах одной зоны. Например, в зоне проводимости поглощение фотонов может приводить к прямым переходам двумерных электронов из какой-либо одной подзоны размерного квантования в другую подзону либо в континуум состояний над ямой. Внутри одной подзоны размерного квантования двумерные электроны могут совершать лишь непрямые оптические переходы.

 

 

 




Поиск по сайту:

©2015-2020 studopedya.ru Все права принадлежат авторам размещенных материалов.