Добавил:
Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:
shpora_v_2_kolony.docx
Скачиваний:
27
Добавлен:
06.06.2019
Размер:
5.18 Mб
Скачать

1 По степени электропроводности твердые тела делятся напроводники, полупроводники, диэлектрики

Виды полупроводников:

  1. твердые, жидкие

  2. Кристаллические,аморфные

  3. Магнитные, не магнитные

  4. Элементарные, бинарные соединения

Термогенерация — процесс дополнительного переброса электронов из валентной зоны (разрываковалентных связей) в зону проводимости вследствие повышения температуры. В результате появляютсядополнительные носители заряда — электроны и дырки.

Рекомбинация — исчезновение пары свободных носителей противоположного заряда в среде с выделением энергии.

В полупроводниках возможны следующие варианты рекомбинации:

Фонон- квант колебательного движения атомов кристалла.

2 Твердое тело представляет собой множество атомов, сильно взаимодействующих друг с другом благодаря малым межатомным расстояниям. Поэтому вместо совокупности дискретных энергетических уровней, свойственных отдельному атому» твердое тело характеризуется совокупностью энергетических зон.

Верхняя разрешенная зона называется зоной проводимости, нижняя - валентной зоной. В полупроводниках и диэлектриках они разделены запрещенной зоной. Отличие диэлектриков от полупроводников состоит главным образом в значительно большей ширине запрещенной зоны. При нулевой абсолютной температуре валентная зона всегда полностью заполнена электронами, тогда как зона проводимости либо заполнена только в нижней части, либо полностью пуста. Первый случай свойствен металлам, второй - полупроводникам и диэлектрикам.

При температуре, отличной от абсолютного нуля, ситуация несколько изменяется.

а - металл; б - диэлектрик; в - собственный полупроводник;

I - зона проводимости; II - валентная зона; III - запрещенная зона

1, 2, 3, 4 — разрешенные зоны; 5 — запрещенные зоны; 1,2 — свободные зоны; 2 — зона проводимости; 3 — валентная зона; ΔЭ — ширина запрещенной зоны

з.п.-зона не заполненая электронами при 0К

Р.з.-ближайшая к зоне проводимости, назыв валентной зоной

Соотношение неопределенностей Гейзенберга

Велечинны хар-е системы не могут принимать точное значение, чем точнее определим 1-о из величин, тем менее точное явл значение другой.

Равновесные носители заряда

Свободные н.з., возникшие в результате теплового возбуждения и находящихся в состоянии равновесия, назыв равновесными (тепловыми)

3 Квазиимпульс — векторная величина, характеризующая состояние квазичастицы (например, подвижного электрона в периодическом поле кристаллической решётки). Квазиимпульс частицы связан с её квазиволновым вектором соотношением P=hk

эффективные массы нз - масса е-на в кристале отличная от массы в е-не в вакууме

(3.7)

Различие м/уи m также и качества эф. Масса е-на, расположен в верхней части разрешенной зоны оказ-ся отрицательной

4  Собственный п/п - Химически чистые п/п, то есть п/п без примесей

При 0К все е находятся в связанном состоянии, а при помещении его в эл/магн поле ток не потечет. При Т>0К в результате разрыва ков связи обратное равноеколичество свободных е n и свободных p дырок

Примесный полупроводник - это полупроводник, элек­т­ро­­­фи­зи­­чес­кие свойства которого определяются, в основном, при­ме­ся­­ми дру­гих химических элементов. 

Донорнаяпримесь — примесь в полупроводнике, ионизация которой приводит к переходу электрона в зонупроводимости или на уровень акцепторной примеси. Типичный пример Д. п. примеси элементов V группы (Р, As, Sb, Bi) в элементарных полупроводниках IV группы Ge и Si.

Энергия ионизации донора

Число е в п/п с донорной примесью привышает число дырок, поэтому это электронные п/п (n-типа)

е - основного нз, а дырки - не основные нз

5 АКЦЕПТОРНАЯ ПРИМЕСЬ - примесь в полупроводнике, ионизация к-рой сопровождается захватом электронов из валентной зоны или с донорной примеси. Типичный пример А. п.- атомы элементов III группы (В, Al, Ga, In) в элементарных п/п IV группы - Ge и Si.

 

Энергия ионизации акцептора - это минимальная энергия, которую необходимо сообщить электрону валентной зоны, чтобы перевести его на акцепторный уровень. 

Принцип электрической квазинейтральности полупроводника

В состоянии равновесия суммарный заряд равен 0. Нет не компенсированных зарядов.

В течении времени, в >-м диэлектрическая релаксация.

Неравновесные носители в полупроводниках могут возникать под воздействием внешних электрических полей, неионизирующего электромагнитного излучения (включая оптический диапазон), ионизирующего излучения и других энергетических факторов. Указанные факторы вызывают переход электронов из валентной зоны в зону проводимости.

Наиболее распространенным механизмом создания неравновесных носителей является инжекция их из одной полупроводниковой области в другую под действием электрического поля.

7. Концентрации электронов в зоне проводимости. Концентрация дырок в валентной зоне. Собственная концентрация носителей заряда. 

Концентрация элекронов в зоне проводимости равна

Где Nc – эффективная плотность состояний в зоне проводимости. Она равна удвоенной ( так как на каждом уровне могут находится 2 электрона с разными спинами) концентрации разрешенных уровней в 1 см3 в полосе Ес до Ес+ kT.

Концентрация дырок в валентной зоне равна

Где Nv – эффективная плотность состояний в валентной зоне. Она равна удвоенной концентрации разрешенных уровней в 1 см3 в полосе энергии Еv до Еv-kT

Умножив формулы получим

Где Ез=-ширина запрещенной зоны

В собственном полупроводнике концентрации электронов и дырок одинаковы и называются собственными концентрациями n=ni=p. Для него выражение приобретает следующий вид

Собственная концентрация носителей заряда увеличивается при увеличении температуре и при уменьшении ширины запрещенной зоны, и не зависит от положения уровня Ферми.

Сопоставляя выражения получаем

Произведение концентраций основных и неосновных носителей заряда в невырожденных полупроводниках при Т=const не зависит от концентрации собственных носителей заряда при той же температуре.

Увеличение концентрации примесей ( например, доноров) приводит не только к увеличению концентрации электронов ( основных носителей), но и к уменьшению концентрации дырок(неосновных носителей). Это обьясняется увеличением вероятности их рекомбинации.

16. Инжекция носителей заряда в р-п переходе. Коэффициент и уровень инжекции.

Инжекцией называется процесс введения носителей заряда через электронно-дырочный переход при понижении высоты потенциального барьера в область, где эти носители являются неосновными. Вследствие рекомбинации инжектированных носителей с основными, для данной области, их концентрация убывает по мере удаления от p-n перехода (рис. 9), поэтому инжектированнные носители обладают ограниченным временем жизни t.

В тех местах, где находятся не успевшие рекомбинировать инжектированные носители, условие p n > n2i не выполняется. Возникает неравновесное состояние, а инжектирован-ные носители носят название неравновесных.

Распределение неравновесных носителей заряда: а – распределение концентрации неравновесных носителей; б – схема p-n перехода

, распределение определяется формулой

 ,(1.16)

где  – концентрация дырок в n-области на границе с p-областью при инжекции;

 – концентрация неравновесных носителей на границе;

 – концентрация дырок в глубине n-области;

Lp – диффузионная длина пробега дырок в n-области. Она равна расстоянию, на котором концентрация дырок, инжектируемых в n-облaсть, убывает вследствие рекомбинации в e раз:

 , (1.17)

где  – коэффициент диффузии;

tp – время жизни.

Все сказанное относится и к инжекции электронов.

Уровень инжекции – отношение концентрации инжектированных носителей к концентрации основных носителей в базе.

Инжекция – повышение концентрации неосновных носителей заряда в p-n областях при прямом напряжении

Экстракция– при обратном напряжении.

Соотношение между равновесными концентрациями в n и p областях имеет вид:

Концентрация неравновесных носителей заряда на границе объединенных слоев:

Для определения концентрации сбыточных неосновных носителей заряда на границе объединенного слоя используют формулы:

Так как:

Отсюда следует, что в не симметричных p-n переходах  область будет инжектировать значительно больше заряженных частиц, чем n область, то есть инжекция носит односторонний характер и главную роль играют частицы.

Сильно инжектированный слой-эмиттер, слабо - база.

Коэффициент инжекции:

Где  .

Для не симметричного p-n перехода 

Другой критерий оценки качества p-nперехода – уровень инжекции:

Если δ<<1-низкий уровень инжекции

Если δ>>1-высокий уровень инжекции.

17. Зонная диаграмма при обратном смещении. Экстракция носителей заряда в р-п переходе.

Обратным называется такое включение р-n-перехода, при котором происходит повышение потенциального барьера. Для этого плюс источника подключают к n-области, а минус - к р-области (рис.6). Повышение потенциального барьера приводит к понижению тока диффузии (диффузия основных носителей через плоскость ММ затрудняется). В результате чего потоки дырок из p-области в n-область и электронов из n-области в p-область уменьшаются по сравнению с равновесным состоянием. Это приводит к снижению концентраций неосновных носителей заряда не только в запорном слое, но и в прилегающих к нему областях.

Явление обеднения n- и p-областей полупроводника, прилежащих к запорному слою, неосновными носителями при обратном смещении называется экстракцией неосновных носителей.

С приложением к p-n переходу обратного смещения n и p области объединяются неосновными носителями заряда - экстракция.

Это связано с тем, что p области находятся на расстоянии диффузионной длины, могут попадать в поле перехода и перебрасываться в n область. В результате концентрация неосновных носителей заряда в pобласти снижается.

Концентрация неосновных носителей заряда вблизи перехода:

18.ВАХ электронно-дырочного перехода. Вентильные свойства, тепловой ток идеализированного р-п перехода.

Вольт-амперная характеристика (ВАХ) p-n-перехода представляет собой зависимость тока от величины и полярности приложенного напряжения и описывается выражением:

где I0 – тепловой обратный ток p-n-перехода; Uд – напряжение на p-n-переходе; jт = k T/ q – тепловой по­тенциал, равный контактной разности потенциалов (jк) на границе p-n-перехода при отсутствии внешнего напряжения (при T = 300 К,  jт = 0,025 В); k – постоянная Больцмана; T – абсолютная темпе­ратура; q  –заряд электрона.

Рис. Вольт-амперная характе-ристика p-n-перехода и влияние температуры на прямой и обратный токи

При отрицательных напряжениях порядка 0,1…0,2 В экспонен­циальной составляющей, по сравнению с единицей, можно пренебречь  (е4 » 0,02), при положительных напряжениях, превышаю­щих 0,1 В, можно пренебречь единицей (е4 » 54,6).  Тогда вольт-амперная характеристика p-n-перехода, будет иметь вид, приведенный на рис 2.4.

По мере возрастания положительного напряжения на p-n-переходе прямой ток диода резко возрастает. Поэтому незначительное изменение прямого напряжения приводит к значительному изме­нению тока, что затрудняет задание требуемого значения прямого тока с помощью напряжения. Вот почему для p-n-перехода ха­рактерен режим заданного прямого тока.

Вольт-амперная характеристика (см. рис. 2.4) имеет две ветви: прямую, расположенную в первом квадранте графика, и обратную, расположенную в третьем квадранте. Обратный ток создается дрейфом через p-n-переход неосновных носителей заряда. Поскольку концентрация неосновных носителей заряда на несколько порядков ниже, чем основных, обратный ток несоизмеримо меньше прямого.

Тепловой ток:

Ток I0 называется тепловым током перехода или обратным током насыщения. Обусловлен термогенерацией неосновных носителей в нейтральных областях, прилегающих к переходу.

Тепловой ток резко уменьшается при увеличении ширины запрещенной зоны.

Вентильные свойства перехода тем лучше, чем меньше обратный ток (при заданном Uобр) и чем меньше прямой ток (при заданном Uпр).Изменение тока  в одном направлении сопровождается изменением U в другом направлении.

19. Вольт-амперная характеристика реального р-п перехода. (Прямая ветвь: влияние тока рекомбинации и сопротивления базы)

Реальный p-n переход

При выводе уравнения ВАХ идеального p-n перехода учитывались лишь самые главные физические эффекты: инжекция и экстракция неосновных носителей заряда и их диффузия в нейтральных областях, прилегающих к p-n переходу. В реальных p-n переходах наблюдаются и другие физические эффекты, влияющие на ход ВАХ.

Прямая ветвь вах реального p-n перехода

Под прямой ветвью ВАХ реального p-n перехода понимается зависимость прямого тока перехода от величины прямого напряжения: Iпр= f(Uпр), которая описывается выражением

и должна быть экспоненциальной, как показано на рис. 1 (кривая 1), прямая ветвь ВАХ реального p-n перехода изображена кривой 2.

На прямую ветвь ВАХ реального p-n перехода оказывают влияние: материал полупроводника, используемый для изготовления p-n перехода; объемное сопротивление базы p-n перехода; температура окружающей среды; процессы генерации и рекомбинации в самом p-n переходе; уровень инжекции; реальная ширина и конфигурация p-n перехода; характер изменения концентрации примесей; толщина прилегающих областей и т.д.

Характеристика близка к экспоненциальной только в начале зависимости - участок ОА ВАХ, а далее рост тока при увеличении прямого напряжения замедляется и характеристика становится более пологой - участок АВ ВАХ. Этот участок характеристики называют омическим, поскольку здесь оказывает влияние объемное сопротивление слаболегированной области перехода – базы – rБ.

Если сопротивление p-n перехода обозначить rпер, то кристалл полупроводника с p-n переходом можно представить в виде последовательного соединения резисторовrпериrБ.(рис. 1).

Рис. 1. Распределение внешнего напряжения

Ток, протекая через rБ, создает падение напряжения:

.

При этом внешнее напряжение не полностью падает на p-n переходе, а распределяется между ним и слоем базы. С учетом этого уравнение реальной ВАХ принимает вид

.

Объемное сопротивление базы находится по формуле

,

где Б – удельное электрическое сопротивление полупроводника области базы;WБ– ширина базы;S- площадь сечения базы.

Влияние объемного сопротивления базы на прямую ветвь ВАХ реального p-n перехода проявляется в виде смещения прямой ветви в сторону больших значений прямых напряжений. Поэтому, чем больше rБ, тем положе идет прямая ветвь ВАХ реального p-n перехода, как и отмечено на рис. 2. Как правило, p-n переходы с большими значениямиrБ выполняются для повышения «высоковольтности», то есть для увеличения допустимого рабочего обратного напряжения на p-n переходе.

Рис. 2. Прямая ветвь ВАХp-nперехода: 1 – идеальныйp-nпереход; 2 – реальныйp-nпереход

Даже при одинаковых условиях (одинаковая концентрация примесей; постоянная температура окружающей среды) ВАХ p-n переходов, выполненных из разных полупроводниковых материалов, различны. Главная причина этого отличия – различное значение ширины запрещенной зоны полупроводниковых материалов. Чтобы появился прямой ток, необходимо уменьшить величину потенциального барьера. Для этого на p-n переход нужно подать прямое напряжение, близкое к значению контактной разности потенциалов. В p-n переходе на основе германия К = 0,3…0,4 В, в p-n переходе на основе кремнияК = 0,6…0,8 В, а в p-n переходе на основе арсенида галлияК = 1,0…1,2 В, поэтому прямая ветвь ВАХ кремниевого p-n перехода относительно германиевого смещается вправо на (0,3…..0,5) В, а в p-n переходе на основе арсенида галлия это смещение ВАХ происходит еще больше, что и отражено на рис. 3.

Сдвиг вправо прямых ветвей ВАХ кремниевых и арсенидо-галлиевых p-n переходов объясняется из уравнения ВАХ тем, что

I0Si<<I0Ge, I0GaAs<<I0Si,

следовательно для протекания одинакового прямого тока должно выполняться соотношение

Uпр Si>Uпр Ge и Uпр GaAs>Uпр Si.

Рис. 4. Влияние температуры на прямую ветвь ВАХ p-n перехода: 1 –Т1 = +20С; 2 –Т2 = +50С

Как видно, значение ТКНпр меньше нуля. Физическое объяснение этого факта сводится к следующему. При увеличении температуры уменьшается контактная разность потенциалов (а значит, и потенциальный барьер), энергия основных носителей заряда возрастает, следовательно, возрастает количество основных носителей, энергия которых больше потенциального барьера, соответственно растет диффузионная составляющая тока и прямой ток увеличивается (рис. 4 при фиксированном значении Uпр =Uпр2прямой ток возрастает от значенияIпр2 доIпр1).

20. Вольт-амперная характеристика реального р-п перехода (Обратная ветвь ВАХ pеального р-п перехода, влияние тока генерации и тока утечки).

Обратная ветвь вах реального p-n перехода

Под обратной ветвью вольтамперной характеристики реального p-n перехода понимается зависимость обратного тока от значения обратного напряжения: Iобр = f(Uобр).

Данная зависимость приведена на рис. 5.

Отличие реальной обратной ветви ВАХ p-n перехода от идеальной состоит в следующем: обратный ток растет при увеличении обратного напряжения p-n перехода и имеет значение большее, чем I0. Это объясняется тем, что в реальном p-n переходе обратный ток содержит несколько составляющих:

Iобр =I0+Iт/г+Iу,

где I0– ток насыщения или тепловой ток;Iт/г – ток термогенерации;Iу – ток утечки.

Рис. 5. Обратная ветвь ВАХp-nперехода: 1 – идеальный переход; 2 – реальный переход

Поясним сущность основных составляющих обратного тока реального p-n перехода.

Ток насыщения

Тепловой ток или ток насыщения I0обусловлен тепловой генерацией электронно-дырочных пар атомами собственных полупроводников в областях, примыкающих к p-n переходу на расстоянии, равном длине диффузии

Механизм образования теплового тока иллюстрируется рис. 6, на котором обозначено: lобр – ширина обратносмещенного p-n перехода;SLn– объем диффузии в полупроводнике p-типа неосновных носителей заряда – электронов;SLp– объем диффузии в полупроводнике n-типа неосновных носителей заряда – дырок.

Ток I0не зависит от величины обратного напряжения, а зависит от материала полупроводника, температуры окружающей среды, степени легирования полупроводников.

Следует отметить, что ток насыщения I0кремниевых p-n переходов много меньше обратного тока германиевых p-n переходов. Это связано с различием ширины запрещенной зоны:WзGe = 0,72 эВ;WзSi = 1,12 эВ. Ток насыщения определяется неосновными носителями заряда примесного полупроводника. Так, например, в полупроводнике n-типа это дырки –pn, которые определяются в соответствии с законом действующих масс:pn = ni2/nn  ni2/NДИзвестно, чтоni Ge 1013см-3, аniSi1010см-3, и при равной концентрации примеси получаем, что концентрация неосновных носителей заряда в кремниевом полупроводнике на шесть порядков меньше, чем в германиевом примесном полупроводнике, а это приводит к значительной разнице значений тока насыщения.

Рис. 6. Образование тока насыщения

Влияние температуры на тепловой ток можно пояснить, используя выражение

.

Из этого выражения следует, что при увеличении температуры тепловой ток возрастает экспоненциально, то есть увеличивается в два раза при изменении температуры на каждые десять градусов Цельсия.

Например, при T1 = +20С токI01 = 10 мкА, а приT2 = +50C он определится из соотношения

,

то есть при изменении температуры на T = +30Cтепловой ток возрастает в восемь раз.

Влияние концентрации примеси в примесных полупроводниках, образующих p-n переход, прослеживается при рассмотрении закона действующих масс применительно к определению концентрации неосновных носителей заряда. С ростом концентрации примеси NА, NДв p- и n-областях уменьшается концентрация неосновных носителей, что ведет к уменьшению теплового тока.

Ток термогенерации

Ток термогенерации появляется из-за конечной ширины p-n перехода, не учитываемой теорией идеального p-n перехода, и обусловлен генерацией электронно-дырочных пар в объеме p-n перехода (рис. 7).

Рис. 7. Образование тока термогенерации

В отсутствие внешнего напряжения между процессами генерации и рекомбинации устанавливается равновесие. При приложении к p-n переходу обратного напряжения дырки и электроны, образующиеся в результате генерации, выводятся полем запирающего слоя. Это приводит к возникновению дополнительного тока термогенерации Iт/г, совпадающего с обратным током p-n перехода:

Ток термогенерации зависит от Uобр,так как с увеличением обратного напряжения на p-n переходе происходит его расширение в соответствии с выражением

.

Отсюда можно сделать вывод, что ток термогенерации пропорционален корню квадратному из значения обратного напряжения на p-n переходе. Кроме этого, Iт/г зависит от материала полупроводника, температуры окружающей среды, концентрации примеси в p- и n-областях p-n перехода.

Как и для теплового тока, влияние материала полупроводника на ток термогенерации связано с различной шириной запрещенной зоны, а это определяет отличие в значении контактной разности потенциалов и соответственно в величине ширины p-n перехода l0. Поэтому имеем: для кремниевого полупроводника

Wз = 1,12 эВ,Iт/г103I0;

для германиевого полупроводника

Wз = 0,72 эВ,Iт/г0,1I0.

Из приведенных значений соотношения между током термогенерации и тепловым током можно отметить, что для германиевых p-n переходов ток термогенерации не учитывается, а для кремниевых p-n переходов пренебрегают током насыщения. Поэтому на ВАХ кремниевых p-n переходов нет выраженного участка насыщения.

При увеличении температуры окружающей среды ток термогенерации возрастает экспоненциально, то есть удваивается при изменении температуры на каждые (10…14) градусов. Механизм влияния температуры аналогичен тому, что был рассмотрен при характеристике теплового тока.

От степени легирования областей p-n перехода ток термогенерации зависит следующим образом. С ростом NА, NДпроисходит увеличение контактной разности потенциаловК , уменьшениеl0иlобр, а следовательно, и уменьшение тока термогенерации.

Ток утечки

Ток утечки Iу обусловлен поверхностными энергетическими уровнями, которые способствуют активной генерации – рекомбинации, а также проводимостью поверхностных молекулярных и ионных пленок, шунтирующих p-n переход (это могут быть молекулы окислов основного материала, молекулы газов, воды, ионы водорода и т.п.). Ток утечки слабо зависит от температуры окружающей среды и линейно возрастает при изменении обратного напряжения. Почти линейный участок зависимостиIу(U) можно охарактеризовать эквивалентным сопротивлением утечкиRу. Характерной особенностью тока утечки является его временная нестабильность, которую часто называют «ползучестью». Ползучесть проявляется в изменении обратного тока в течение некоторого времени после скачкообразного изменения обратного напряжения, в частности после его включения.

На основании рассмотрения составляющих обратного тока p-n перехода можно принять следующее решение. Обратный ток германиевого p-n перехода включает составляющие: IобрGe   I0+Iу ,

а обратный ток кремниевого p-n перехода – IобрSi   Iт/г+Iу .

На рис. 8 приведены примерные зависимости составляющих обратного тока германиевого p-n перехода и обратные ветви ВАХ для двух температур окружающей среды.

Для германиевых p-n переходов обратный ток в основном определяется током насыщения и имеет величину десятки микроампер. Ток термогенерации у них мал и им обычно пренебрегают. Незначительный наклон обратной ветви ВАХ германиевых p-n переходов обусловлен током утечки.

21. Явление ударной ионизации. Лавинный пробой р-п перехода

1) Ударная ионизация — физическая модель, описывающая ионизацию атома при «ударе о него» электрона или другой заряженной частицы — например, позитрона, иона или «дырки». Явление может наблюдаться как в газах, так и в твёрдых телах (в частности, в полупроводниках).

В полупроводниках электрон или дырка, набравшие достаточно высокую кинетическую энергию в сильном электрическом поле, могут ионизовать кристалл и создать в нём электронно-дырочную пару. Для ионизации полупроводника энергия горячего носителя должна превышать ширину запрещённой зоны.

В электрических полях зоны полупроводников “наклоняются”. Это является результатом того, что потенциальная энергия электрона в присутствии внешнего электрического поля зависит от координаты “x”, если внешнее поле имеет направление как показано на рисунке, то потенциальная энергия электронов с ростом “x” возрастает по закону , наклон определяется величиной . Внешнее полезначительно меньше внутренних кристаллических полей, следовательно, они не изменяют такие фундаментальные параметры кристалла; как ширина запрещенной зоны , энергия ионизация примесей.

В связи с этим потолок валентной зоны, примесные уровни и дно зоны проводимости наклоняются, т.е. в этом случае

 ,

Эффект ударной ионизации наиболее ярко выражен в полупроводниках, в которых носители заряда имеют высокую подвижность при низких температурах кристалла, например: в кристалле Ge эффект ударной ионизации при T = 4,2 K. Наблюдается в электрических полях (смотри рисунок).

2) Лавинный пробой – электрический пробой p-n-перехода, вызванный лавинным размножением носителей заряда под действием сильного электрического поля. Он обусловлен ударной ионизацией атомов быстро движущимися неосновными носителями заряда. Движение этих носителей заряда с повышением обратного напряжения ускоряется электрическим полем в области p-n-перехода. При достижении определенной напряженности электрического поля они приобретают достаточную энергию, чтобы при столкновении с атомами полупроводника отрывать валентные электроны из ковалентных связей кристаллической решетки. Движение образованных при такой ионизации атомов пар «электрон – дырка» также ускоряется электрическим полем, и они, в свою очередь, участвуют в дальнейшей ионизации атомов. Таким образом, процесс генерации дополнительных неосновных носителей заряда лавинообразно нарастает, а обратный ток через переход увеличивается. Ток в цепи может быть ограничен только внешним сопротивлением.

Лавинный пробой возникает в высокоомных полупроводниках, имеющих большую ширину p-n-перехода. В этом случае ускоряемые электрическим полем носители заряда успевают в промежутке между двумя столкновениями с атомами получить достаточную энергию для их ионизации.

Напряжение лавинного пробоя увеличивается с повышением температуры из-за уменьшения длины свободного пробега между двумя столкновениями носителей заряда с атомами. При лавинном пробое напряжение на p-n-переходе остается постоянным, что соответствует почти вертикальному участку в обратной ветви “1” вольт-амперной характеристики

.

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]