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 U_х ). При замкнутом накоротко фотоэлементе через p – n переход в запирающем направлении потечёт максимальный фототок ( ток короткого замыкания I_к ), 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.