4.9. Генерация и рекомбинация в электронно-дырочных переходах

До сих пор при изучении свойств электронно-дырочного перехода мы допускали, что в области объемного заряда не происходит процессов генерации и рекомбинации носителей заряда. На первый взгляд может показаться, что количество носителей, рекомбинирующих или генерируемых в области объемного заряда, относительно невелико из-за малой толщины этой области. Однако детальное рассмотрение этого вопроса показывает, что время жизни носителей в области объемного заряда существенно меньше, чем в объеме полупроводника, так что вклад генерационно-рекомбинационных процессов в образовании токов через электронно-дырочный переход может оказаться существенным.

Возникающие в процессе генерации электрон и дырка быстро переносятся полем перехода в соответствующие области полупроводника, образуя дополнительную составляющую тока перехода, называемую током термогенерации I_G. В равновесном состоянии ток термогенерации компенсируется встречным и равным ему током рекомбинации I_R. Ток рекомбинации образуют те основные носители, которые проникают в область перехода, но из-за недостатка энергии не могут его преодолеть. В процессе торможения электрическим полем эти носители успевают рекомбинировать внутри перехода.

В неравновесном состоянии (то есть при приложении внешнего поля) взаимная компенсация нарушается. При прямом включении перехода это явление не играет заметной роли. При обратном включении ток термогенерации возрастает, так как его величина пропорциональна толщине перехода. Складываясь с током насыщения, этот ток может значительно увеличить обратный ток р-п перехода

I_обр = I₀ + I_G .

О братная ветвь вольт-амперной характеристики при этом будет иметь конечный наклон, а р-п переход – конечное сопротивление (рис. 4.18).

Пусть средняя концентрация носителей заряда в переходе равна n_i, а скорость термогенерации Р = n_i / τ_n, где τ_n – время жизни электронов. Ток термогенерации определится выражением:

.

Отношение тока термогенерации к току насыщения:

,

где L_n – диффузионная длина; l – толщина электронно-дырочного перехода.

Важным параметром электронно-дырочного перехода является его дифференциальное сопротивление для переменной составляющей тока малой амплитуды. Дифференциальное сопротивление прямой ветви определяется из равенства:

.

При условии, что I >> I₀, получим, что

.

С ростом прямого тока дифференциальное сопротивление р-п перехода быстро падает и при токах порядка 5 – 10 мА составляет величину несколько Ом. Дифференциальное сопротивление перехода в обратном направлении значительно больше, чем в прямом. При |U_обр| >> φ_Т его можно считать бесконечно большим.

4.10. Емкости p-n перехода

Изменение внешнего напряжения dU, приложенного к электронно-дырочному переходу приводит к изменению расположенного в нем заряда dQ. По­этому можно считать, что p-n переход ведет себя подобно конденсатору, ем­кость которого определяется отношением изменения заряда к изменению напряжения С = dQ / dU. В зависимости от физической природы изменяющегося заряда различают емкости барьерную (зарядную) и диф­фузионную.