Физические процессы на электронно – дырочных переходах


Лавинно – пролётные явления возникают в режиме лавинного размножения носителей заряда при обратном смещении электрического перехода. Используются эти явления в приборах для генерации сверхвысокочастотных колебаний ( ЛПД – лавинно – пролётные диоды ).

Лавинно – пролётный диод обладает отрицательным дифференциальным сопротивлением только в том случае, если его помещают в высокочастотный резонатор, настроенный на определённую частоту, и задают ему режим лавинного пробоя. В таком режиме ЛПД является генератором СВЧ-колебаний с частотами до нескольких ГГц. Проявление отрицательного сопротивления у ЛПД возможно лишь в сравнительно узком диапазоне СВЧ и объясняется сдвигом фаз между СВЧ-напряжением, приложенным к диоду, и током, наведённым во внешней цепи. На других частотах дифференциальное сопротивление положительно и поэтому на статической ВАХ нет участков с отрицательным дифференциальным сопротивлением.

Инерционность процесса ударной ионизации и конечное значение времени пролёта носителей через область пространственного заряда являются причиной запаздывания СВЧ тока диода от напряжения.

На рис. 4.18 показана схема плавного p – n перехода и распределение электрического поля в нём. На переход подаётся обратное напряжение такой величины, что рабочая точка перемещается в область лавинного умножения. В p – n переходе начинается процесс ударной ионизации атомов кристаллической решётки подвижными носителями заряда и образование новых пар электронов и дырок. Напряжённость электрического поля максимальна на границе между

Рисунок 4.18. Работа перехода в лавинно-пролётном режиме. р и n-областями, поэтому ударная ионизация происходит не во всём переходе шириной Lp-n, а лишь в узком слое умножения d, прилежащим к плоскости границы. Вновь созданные дырки и электроны под действием сильного поля дрейфуют через р и n пролётные участки запирающего слоя, расположенные по обе стороны от слоя умножения. Дырки дрейфуют через р-слой, а электроны

через n-слой (на рисунке направления дрейфа показаны стрелками). При возрастании электрического поля скорость носителей растёт линейно. Но при напряжённости Е > 10 5 В/м, вызывающей лавинное умножение носителей, скорость их дрейфа становится практически постоянной (примерно 10 5 м/сек для кремния и 5 · 10 4 м/сек для германия).

Происходит так называемое насыщение дрейфовой скорости носителей. Следовательно, носители заряда дрейфуют с постоянной скорость за конечный промежуток времени. Пролётное время носителей заряда пропорционально ширине области пролёта Lp-n и это объясняет запаздывание лавинного тока от напряжения в переходе. Сдвиг фазы между изменением напряжённости поля изменением тока при определённой частоте составит π/2. Дрейфуя через пролётные участки, электроны и дырки частично компенсируют объёмный заряд ионов примеси и снижают напряжённость в поле умножения. В результате уменьшения напряжённости, поля лавинный ток уменьшается. Это является одной из причин самовозбуждения лавинно – пролётного диода в резонаторе.

Следовательно, в режиме генерации напряжение ЛПД достигает максимума, когда происходит ионизация атомов, и минимума, когда ионизация прекращается. Поэтому слой умножения инжектирует пакеты (пачки, лавины, сгустки ) носителей – отсюда и название: лавинно – пролётные явления ( и диоды).

На всю структуру подаётся переменное напряжение такой амплитуды, чтобы рабочая точка не выходила из области лавинного пробоя, а следовательно, сохранялась постоянной дрейфовая скорость носителей заряда. Частота сигнала такова, что ток запаздывает от приложенного напряжения ровно на половину периода (рис. 4.19 – а). В этом случае рост напряжения сопровождается

Рисунок 4.19. Временные диаграммы изменения напряжения и тока в ЛПД. уменьшением тока, что соответствует отрицательному сопротивлению. Таким образом, если на переход подать переменное напряжение полупериод которого равен времени протекания лавинного процесса и пролёта носителей через p – n переход, то структура будет обладать отрицательным дифференциальным сопротивлением и обеспечивать генерацию мощности. Снижение или увеличение частоты

сигнала приводит к тому, что ток будет запаздывать на угол, соответственно, меньший или больший 1800 ( рис. 4.19 – б и – в). Заштрихованные области соответствуют отрицательному сопротивлению.

Как видно из рисунка изменение сдвига фаз между лавинным током и приложенным напряжением в пределах от 900 до 2700 обеспечивает режим отрицательного сопротивления ( на рисунке это закрашенные области ). В остальных случаях среднее за период дифференциальное сопротивление будет положительным и генерация прекратится.

Лавинно – пролётные явления возможны и в других полупроводниковых структурах. Так на рис. 4.20 приведена схема ЛПД типа р+ - n – i – n+ и распределение напряжённости поля по структуре. Как видно из рисунка, при напряжённости лавинного пробоя поле перехода перекрывает высокоомную область

Рисунок 4.20. Схема р+-n- i-n+ диода и распределение напряжённости поля по структуре. n- и область собственной электропроводности i. Напряжённость электрического поля резко изменяется в пределах запирающего слоя. Участок интенсивного умножения занимает лишь часть запирающего слоя – узкий слой умножения d. В остальной части запирающего слоя напряжённость поля ниже критической, при которой происходит ионизация атомов решётки, но несколько выше значения, при котором насту -

пает насыщение дрейфовой скорости. Время дрейфа дырок в р+ - область очень мало, а электронов в n+ - область через i-область значительно больше. Время движения электронов через область собственной проводимости ( i-область ) будет определять диапазон частот, в котором фазовый сдвиг между напряжением и током равен 180 и прибор имеет отрицательное дифференциальное сопротивление.

СВЧ диоды рассмотренной структуры называют диодами Рида по имени учёного, предложившего их в 1958 году.

 

Оптические явления на электронно – дырочных переходахсвязаны с генерацией и рекомбинацией носителей заряда, сопровождающихся поглощением и излучением света. Эти явления в полупроводниковых материалах уже были рассмотрены ранее. Очевидно, что, оставаясь по природе такими же, оптические явления в переходах количественно отличаются, прежде всего из – за наличия собственного электрического поля в переходе. Влияние перехода на генерацию и рекомбинацию носителей столь велико, что реальные приборы, работающие на принципе поглощения и излучения света, практически все строятся на основе полупроводниковых структур с электронно – дырочными переходами. Рассмотрим некоторые типы реальных оптических приборов.

К таковым, прежде всего, следует отнести светоизлучающие диоды (светодиоды) – полупроводниковые приборы с одним переходом, в котором осуществляется непосредственное преобразование электрической энергии в энергию светового излучения за счёт рекомбинации электронов и дырок, предназначенный для использования в устройствах визуального представления информации и автоматики.

Действие светодиодов основано на инжекции неосновных носителей p – n переходом и последующей излучательной рекомбинации избыточных электронов и дырок в р- и n- областях, поэтому их рабочее смещение – прямое. Попавшие в р-область электроны рекомбинируют с основными носителями заряда – дырками. Аналогично ведут себя дырки, инжектированные в n-область. Выделяемая при этом энергия излучается в виде света или передаётся кристаллической решётке.

Свет в p- и n-областях возникает во всех участках, а направление его распространения случайно. Используют обычно свет, выходящий перпендикулярно переходу из более тонкой р-области.

Одним из основных параметров светодиода является длина волны излучаемого света, определяющая цвет свечения. Длина волны излучаемого света определяется разностью энергетических уровней, между которыми происходит излучательный переход электронов (см формулу 3.9). В реальных приборах

излучательный переход носителей заряда обычно происходит не между двумя уровнями, а между двумя группами тесно расположенных энергетических уровней. Это приводит к тому, что спектр излучения оказывается размытым, т.е. излучение квазимоно хроматическое. На рис. 4.21 приведено спектральное распределение интенсивности излучения светодиода из фосфида галлия. При прямом смещении спектр излучения содержит два максимума коротковолновый с длиной волны 0,570 мкм ( зелёная полоса ) и длинноволновый ( 0,660 мкм

 

Рисунок 4.21.Спектральная характеристика светодиода из фосфида галлия. – красная полоса ). Так как чувствительность человеческого глаза выше к зелёному цвету, то при указанном соотношении интенсивности излучения глаз воспринимает цвет данного диода как жёлтый. Подбирая полупроводники с определённой шири -

ной запрещённой зоны, создают светодиоды необходимого цвета свечения ( в том числе и ИК – инфракрасного диапазона ). Существуют светодиоды переменного цвета свечения с двумя светоизлучающими переходами; цвет свечения такого светодиода зависит от соотношения токов через переходы.

Кроме точечных светодиодов существуют светодиодные индикаторы разной сложность – от сегментных знаковых индикаторов до телевизионных мониторов, содержащих сотни тысяч светодиодов и позволяющих получить полную цветную картинку высокого качества.

Что касается электрических параметров светодиода, то формально они аналогичны параметрам обычного диода – отличие в численном значении. Так, прямое падение напряжения у светодиодов больше, потому что применяют полупроводники с широкой запрещённой зоной ( по этой же причине, например, применяются в устройствах автоматики ИК, а не УФ диоды – у последних большое падение напряжения в прямом направлении ). Обратное напряжение невелико и составляет несколько вольт, поэтому при необходимости работы на относительно высоких переменных напряжениях светодиод включают последовательно с обычным диодом, имеющим высокое обратное сопротивление.

Другое проявление взаимодействия электронно – дырочного перехода со световым излучением – фотогальванический эффект, который используют фотогальванические приёмники излучения. Фотогальванические приёмники являются прямыми преобразователями световой энергии в электрическую. Иногда их называют фотоэлементами, а приёмники, предназначенные для преобразования солнечной энергии, - солнечными фотоэлементами или солнечными батареями.

Рисунок 4.22. Структура фотоэлемента. На рис. 4.22 приведена структура фотогальванического приёмника. При освещении фотоприёмника поглощённые фотоны возбуждают атомы полупроводника и генерируют пары электрон – дырка. Возбуждённые носители диффундируют к p – n переходу и разделяются его электричес –

ким полем в зависимости от знака заряда. В n-области накапливаются избыточные электроны, а в р-области – избыточные дырки. В результате обе области заряжаются: n-область становится отрицательной, а p-область – положительной. Это приводит к снижению контактной разности потенциалов и появлению на выводах p- и n-областей фото-э.д.с.

Если к выводам фотоэлемента не подключена внешняя нагрузка, то напряжение на выводах будет соответствовать максимальной величине фото-э.д.с. ( напряжение холостого хода Uх ). При замкнутом накоротко фотоэлементе через p – n переход в запирающем направлении потечёт максимальный фототок ( ток короткого замыкания Iк ), а фото-э.д.с. будет равна нулю.

Эффективность генерации фототока зависит от близости p – n перехода к освещённой поверхности полупроводника. Если поглощение фотонов и генерация пар электрон – дырка будет происходить на небольшом расстоянии от перехода, то большинство носителей успеет продиффундировать от места генерации к переходу и лишь небольшая их часть по пути рекомбинирует.

На рис. 4.23 слева представлено семейство ВАХ кремниевого фотоэлемента при различных плотностях мощности светового облучения. С увеличением плотности потока кривая отстоит дальше от начала координат. Зная динамическую линию нагрузки, с помощью вольт – амперной характеристики можно выбрать оптимальный режим для получения максимальной мощности в нагрузке.

Рисунок 4.23. ВАХ (слева) и световые характеристики (справа) кремниевого фотогальванического приёмника.

 

Световые характеристики (рис. 4.23 справа) показывают зависимость напряжения холостого хода и тока короткого замыкания от светового потока (Ф). При малых освещённостях ток и напряжение фотоэлемента линейно связаны со световым потоком. С увеличением освещённости линейность нарушается и кривые стремятся к насыщению. Существенно влияет величина сопротивления нагрузки. При больших значениях Rн выходные напряжение и ток фотоэлемента уменьшаются (на рисунке R3 > R2 > R1). Из кривых на рис. 4.23 видно, что токи фотоэлемента составляют десятки миллиампер, а величина фото-э.д.с. – десятые доли вольта. Наклон линейного участка световой характеристики при коротком замыкании (Rн = 0) определяет интегральную чувствительность (т.е. чувствительность к белому свету) фотоэлемента К = I Ф [А/лм ].

На рис. 4.24 приведены спектральные характеристики фотоэлементов – зависимость величины фототока от длины волны падающего света. Отсюда наглядно видно, что фотоэлементы обладают избирательностью к цвету облучающего света. Так, для кремниевых фотоэлементов (кривая1) максимум спектральной характеристики почти совпадает с максимумом распределения энергии в солнеч ном спектре и находится в интервале длин волн 0,7 – 0,8 мкм (

Рисунок 4.24. Спектральные характеристики фотоэлементов. красная и инфракрасная области). Спектральная характеристика селенового элемента ( кривая 2) имеет максимум в области 0,5 – 0,6 мкм и охватывает практически весь диапазон видимого света. Форма спектральной характеристики селенового фотоэлемента близка к кривой, отражающей чувствительность человеческого глаза. Ещё один прибор, использующий фотогальванический эффект, это фотодиод. Фото

диодом называют фотогальванический приёмник излучения безвнутреннего усиления, фоточувствительный элемент которого содержит структуру полупроводникового диода. Структура фотодиода показана на рис. 4.25. Фотодиоды отличаются от фотоэлементов тем, что могут работать как в фотогальваническом режиме – рабочем режиме фотоэлементов так и в фотодиодном с внешнем источником постоянного напряжения, который включается в обратном

 

Рисунок 4.25. Структура и ВАХ фотодиода.

 

( запирающем ) направлении. В фотогальваническом режиме, называемом вентильным, внешнее напряжение в цепи фотодиода отсутствует и при освещении на его выводах появляется фото-э.д.с., а через нагрузку протекает ток, зависящий и от сопротивления нагрузки, и от величины этой э.д.с. Если последовательно с нагрузкой подключить в обратном направлении источник напряжения, то высота потенциального барьера возрастает, и через переход будет течь ток неосновных носителей. При постоянном внешнем напряжении величина этого тока зависит от величины светового потока, а при отсутствии освещения через фотодиод протекает так называемый темновой ток.

На рис. 4.25 представлено семейство вольт – амперных характеристик фотодиода. Характеристики в первом квадранте соответствуют подключению фотодиода к источнику напряжения в прямом направлении. Во втором квадранте изображены характеристики работы фотодиода в фотогальваническом режиме. Пересечение кривых с осью тока соответствует режиму короткого замыкания, а пересечение кривых с осью напряжения – режиму холостого хода. В третьем квадранте показано семейство ВАХ фотодиода в фотодиодном режиме. Рабочим участком характеристик является область насыщения, в которой ток и напряжение фотодиода определяются величиной светового потока Ф. Участок насыщения ВАХ соответствует напряжениям от десятых долей до единиц вольт.

Кривая, проходящая через начало координат, соответствует вольт – амперной характеристике фотодиода при отсутствии освещения ( Ф = 0 ) и ничем не отличается от ВАХ обычного полупроводникового диода. Эту характеристику называют темновой вольт – амперной характеристикой.

Величина темнового тока составляет для разных приборов от единиц до десятков мкА. При этом почти всё напряжение источника питания приложено к фотодиоду. При освещении ток, текущий через фотодиод увеличивается и характеристика смещается по оси токов, напряжение на нагрузке растёт и при величине светового потока Ф4 почти достигает величины напряжения источника питания – это обеспечивает большую чувствительность фотодиода по напряжению ( существенно большую, чем в фотогальваническом режиме ).

Рисунок 4.26. Структура p+ - i – n фотодиода. На рис. 4.26 приведена структура p+ - i – n фотодиода, которые отличаются высоким быстродействием. Здесь электронно – дырочные пары создаются непосредственно в области собственной проводимости. Сильное электрическое поле в i-области разделяет носители за время около 10 – 9 сек. Большая скорость пролёта носителей и малая толщина базы позволяют использовать фотодиоды с такой структурой на час-

тотах до 10 ГГц.

 

 



Дата добавления: 2016-11-26; просмотров: 3018;


Поиск по сайту:

Воспользовавшись поиском можно найти нужную информацию на сайте.

Поделитесь с друзьями:

Считаете данную информацию полезной, тогда расскажите друзьям в соц. сетях.
Poznayka.org - Познайка.Орг - 2016-2024 год. Материал предоставляется для ознакомительных и учебных целей.
Генерация страницы за: 0.016 сек.