Читальный зал -->  Солнечные элементы 

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 [ 15 ] 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91

Приближенный анализ рекомбинационно-генерационного процесса переноса носителей заряда в обедненном слое основан на предположении о том, что в этом слое положение кваэиуровней Ферми не меняется. Рассмотрение выражения для скорости рекомбинации носителей

и= (pn-nf)/[Tpo(n+n) +т о(р+р)],

полученного Шокли и Ридом, показывает, что максимальное значение U соответствует такому положению уровня химического потенциала Е( для собственного полупроводника, при котором он приблизительно одинаково удален от квазиуровней Ферми для электронов и дырок. Скорость рекомбинации резко снижается, если существенно отличается от значения (£? + Ерр)/2, и поэтому при прямом смещении интенсивная рекомбинация носителей заряда происходит в пределах ограниченной области обедненного слоя. Таким образом, в выражении интеграла (2.1) скорость рекомбинации U(х, V) можно заменить ее максимальным значением. Если предположить, что энергетическое положение Е уровня рекомбинационного центра совпадает с £,- и что г о = Тро*, то

r,j{expl(Ep -Epp)Km]-l}

Tponi{exp[(Ep -Ei)KkT)]+}+T oni{exp[(Ef-Epp)l(kT)] +l}

2т о[ехр(?К/(2ЛГ)) + 11 2т о L

\2кТ I

(2.25)

По обе стороны максимума скорость рекомбинации уменьшается экспоненциально, причем характеристическая длина этого спада равна кТ1(с1 ё ), где Ь - напряженность электрического поля в области перехода, определяемая с помощью соотношения = 2{У - Ю/- Эффективную толщину области рекомбинации приближенно можно представить в виде

2{kT/(q&))=kTWd/[q(Vd- V)]. (2.26)

Плотность рекомбинационно-генерационного тока в области перехода при прямом напряжении смещения

хп HjWjkT

Это приближение для Jrg вполне приемлемо, хотя из более точного соотношения для Jr*g следует, что при пространственноюднородном распределении рекомбинационных центров в симметрично легированном переходе коэффициент А всегда меньше двух.

При обратном смещении происходит генерация носителей заряда ре-комбинационными центрами, причем максимальная скорость этого про-

* Если т о Ф Тро при Еу фЕ, то положение максимума на кривой зависимости скорости рекомбинации в обедненном слое от координаты изменяется.

цесса

Umax=- nil (г о + гро). (2.28)

В отличие от режима прямого смещения, когда ширина области наиболее интенсивной рекомбинации носителей заряда мана по сравнению с а скорость рекомбинации в этой области почти постоянна, в режиме обратного смещения при повышении напряжения область наиболее интенсивной рекомбинации расширяется, и в конечном счете скорость рекомбинации становится постоянной почти во всем слое. При этом плотность генерационно-рекомбинационного тока

Jfg-q Wriil (г о + Гро). (2.29)

Так как прямо пропорционаньна (V + V), плотность тока медленно возрастает при повышении обратного напряжения. Несмотря на то что при больших обратных напряжениях смещения положение квазиуровней Ферми для электронов и дырок в обедненном слое существенно отличается от обычно занимаемых ими, это незначительно влияет на ток, поскольку при повышении напряжения в условиях, когда Ерр > > Ej > Ер , и быстро насыщается, приближаясь к значению, определяемому (2.28).

Са и другие [Sah е. а., 1957] более тщательно проананизировали этот вопрос. В первую очередь определили положение уровней £г и Ерр (которые оказапись почти постоянными во всем объеме обедненного слоя симметричного гомогенного перехода), а затем с использованием теории Шокли-Рида вычислили U{x, V) внутри обедненного слоя. Интегрированием и (дс, V) по толщине области перехода был найден полный ток. Полученные результаты не могут быть представлены в компактной форме, однако при относительно невысоких значениях прямого напряжения смещения выражение для плотности рекомбинационно-генера-ционного тока имеет вид

2MqVl(2kT))

Здесь

т. (2.30)

г, z+2ft? + l

b = exp{-qVlikT))ch{{{Er-Ei)l{kT)] + 1п(гро/г о) }; (2.31)

г 2 = (r o/W exp[+(Frf -£. +ЕррЖ2кТ)].

Для симметричных переходов при значениях V, по меньшей мере на несколько кТ более низких, чем V, расширение области интегрирования при замене пределов интегрирования Zi и zj соответственно на О и °° приводит к незначительной погрешности. Функция f(b), изображенная на рис. 2.8, стремится к ir/2 при малых Ъ, которые отвечают большим V. Диодный коэффициент А является функцией Е, Т я V (см. рис. 2.9, на котором изображена зависимость А от V). Следует отметить,

0 2 В 8 10 1Z 1<* qV/(kT)

Рис. 2.8. Кривая зависимости f(b) [Sah е. а., 1957] и соответствующие значения прямого напряжения смещения К, рассчитанные при Еу = Е; Тр(,/Т о = 10 и Г = 300 К

Рис, 2.9. Зависимость диодного коэффшщента Л от нормированного прямого напряжения смещения qV/(kT) для симметричного гомогенного перехода при рекомбина-ционно-гвиеращюнном механизме протекания тока [Sah е. а., 1957]; = (Ej,--Ej)/(kT) - параметр, характеризующий энергетический уровень рекомбинационного центра; Тро/Т о 20; нормированный диффузионный потенциал (кТ) = 20

ЧТО А принимает максимальное значение около 1,8 при наличии глубоких рекомбинационных центров [е = (Ег - Ei)l(kT)< 0] и приближается к единице при наличии мелкозалегающих центров (е 10). Теоретические выводы Нойса и Шокли очень хорошо согласуются с результатами выполненных ими экспериментальных исследований по измерению параметров кремниевых диодов с гомогенным переходом.

В условиях обратного смещения, когда уровни Ер и Ерр не постоянны, уравнение (2.30) дает недостаточно точные результаты, однако его можно преобразовать к виду

Jrg = -(Пп,{2(г оро) chK-,-Ei)l(kT) + 1п(г о/гро)

(2.32)

Чу [Choo, 1968] усовершенствовал теорию СНШ, что позволило применить ее для анализа асимметричных переходов, в которых t q и Гро могут изменяться в более широком диапазоне. Эти переходы, как и симметричные, характеризуются однородным распределением рекомбинационных центров (имеющих единственный энергетический уровень) в обедненном слое; объемные свойства квазинейтральных областей также одинаковы. Отличительная особенность теории Чу состоит в том, что он использовал более точные значения пределов интегрирования при определении f(b), а также учел зависимость f(b) от Nj) и . Чу установил, что при наличии в области асимметричного л*-р-перехода активных центров донорного типа значения функции f(b) значительно уменьшаются по мере повышения прямого напряжения смещения, как это показано на рис. 2.10. Степень уменьшения/(Ь) возрастает при увеличении отношения Тро/т о. Центры акцепторного типа, сосредоточенные в области п* - р-перехода, почти не влияют на значения f(b). Для р* - л-переходов справедливы соотношения противоположного характера. Следствием асиммегричности зависимости f(b) является уменьшение рекомбина-

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 [ 15 ] 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91

ООО «Мягкий Дом» - это Отечественный производитель мебели. Наша профильная продукция - это диваны еврокнижка. Каждый диван можем изготовить в соответствии с Вашими пожеланияи (размер, ткань и материал). Осуществляем бесплатную доставку и сборку.



Звоните! Ежедневно!
 (926)274-88-54 
Продажа и изготовление мебели.

Копирование контента сайта запрещено.
Авторские права защищаются адвокатской коллегией г. Москвы.