Генерация и рекомбинация носителей в ОПЗ р-n-переходов

Обедненные области 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 которыми он может рекомбинировать. Поэтому возникает вероятность теплового возбуждения электрона в зону проводимости ОПЗ, откуда он переносится в n-область (рис.1.9).

Рисунок 1.9 – Генерация носителей в ОПЗ р-n-перехода

В результате генерации пар носителей заряда образуется обратный ток генерации в ОПЗ р-n-перехода I_G. Этот ток пропор­ционален объему ОПЗ (A×x_d) и скорости генерации в нем носителей

(1.41)

где t₀= 1/N_tsU_диф — время жизни, связанное с рекомбинацией избыточных носителей в области, где концентрация центров реком­бинации равна Nt/(E_t» E_i); аs — поперечное сечение захвата дырок и электронов (полагаем s_n»s_p»s); U_диф — скорость диффузии

На рис.1.5 и рис.1.9 видно, что ток генерации совпадает по направлению с током насыщения, следовательно, суммарный ток реального р-n-перехода

где I_ут — ток утечки р-n-перехода, величина которого определя­ется опытным путем, и в дальнейших рассуждениях он не рассма­тривается.

Предположим, что в р-n-переходе I_sp>> I_sn и I_s» I_sp, тогда

Считая, что t₀»t_р, запишем отношение тока генера­ции к току насыщения

.

(1.45)

Следовательно:

– с увеличением ширины запрещенной зоны E_g в обратном токе р-n-перехода преобладает ток генерации (в кремниевых р-n-переходах, в отличие от германиевых I_G>> I_s);

– если величина I_G преобладает в обратном токе р-n-перехода, то c возрастанием обратного напряжения обратный ток не имеет насыщения, т.к. при увеличении U_oбp ток генерации в ОПЗ растет так же, как и ширина ОПЗ,

,

(1.46)

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 рассмотреть этот случай в ОПЗ при напряжении смещения, то легко показать, что скорость рекомбинации максимальна, когда

и ток рекомбинации может быть выражен как

.

(1.47)

Таким образом, в отличие от тока инжекции ток, возникающий в результате рекомбинации в ОПЗ, изменяется с приложением напряжения как exp(qU/2kT). Эта экспоненциальная зависимость мо­жет наблюдаться в реальных диодах при малых плотностях тока.

Запишем отношение тока идеального диода I_ИН (учитывающего только ток инжекции в результате диффузии) к току рекомбинации I_R

.

(1.48)

Таким образом, ток рекомбинации в OПЗ становится менее значительным по отношению к току идеального диода по мере увеличения смещения. Кроме того, чем меньше содержание дефектов, тем больше значение диффузионной длины и тем больше отношение (1.48).

При типичных значениях L, x_d и N рекомбинационный ток в кремниевых диодах необходимо учитывать для значений U £ 0.35 В.

Таким образом, в отличие от идеального диода в реальном диоде полный ток, протекающий через р-n-переход, будет равен сумме токов инжекции и рекомбинации I_пр = I_ин + I_R