Оптоэлектроника

Ток утечки диода

Теория /— У-характеристик р—«-диодов, представленная в разделе 10.3, использует два допущения:

1. Область обеднения узка по сравнению с диффузионными длинами.

2. В области обеднения не происходит ни генерации, ни рекомбинации пар.

Результаты, следующие из этой теории, находятся в разумном согласии с экспе­риментальными данными, полученными для полупроводниковых диодов с умерен­ными значениями ширины запрещенной зоны (< 1 эВ) в условиях слабого уровня инжекции, когда нельзя пренебрегать концентрацией неосновных носителей при комнатной температуре. В случае широкозонных материалов имеется существенный вклад в диффузионный ток от генерационно-рекомбинационных процессов в облас­ти обеднения, при этом во многих случаях эта компонента доминирует.

Мы видели, что условие Шокли (10.38), предполагающее, что носители в обла­сти обеднения остаются в равновесии с их соответствующими областями, опреде­ляет концентрации носителей в области обеднения:

(10.Б.1)

При этом Ур — Уп= Уы~ еФйрр* Напомним, что пп и рр есть концентрации основных носителей по обе стороны перехода.

Предположим теперь, что ловушечные центры в материале лежат вблизи сере­дины запрещенной зоны и приводят к генерации типа процесса Шокли—Рида - Холла и рекомбинации (смотрите раздел 6.5). Результирующая скорость процесса генерации электронно-дырочных пар в этом случае дается выражением (6.56):

(10.Б.2)

Здесь п{ и р] есть концентрации, определяемые энергией захвата Ети п{ = /?, = « для ловушечных центров вблизи ширины запрещенной зоны. Выражение (10. Б.2) по-

Казывает, что как только пр ф л 2 (это, как правило, имеет место в области простран­ственного заряда смещенного диода), будет иметь место генерация (пр < пД) или рекомбинация (пр > я.2) электронно-дырочных пар.

В условиях обратного смещения (пр < я.2 — смотрите рис. 10.Б.1) практически повсюду в области обеднения мы будем иметь р(г) < п. и п (г) < п. при этом уравне­ние (10.Б.2) приводит к генерационному току.

(10.Б. З)

Он связан с тем, что электроны и дырки быстро удаляются из области обеднения домини­рующим здесь сильным полем.

Этот ток следует сравнить с предельным диффузионным током:

Отношение] пропорционально п~ из чего мы видим важную роль, которую

Играет (по сравнению с диффузионным током) генерационный ток в широкозон­ных полупроводниках. Сумма этих двух компонент дает вклад в ток утечки обратно смещенного перехода (смотрите рис. 10.Б.2). Поскольку собственная концентрация носителей п. пропорциональна ехр(— Е /2кТ), мы видим, чтоос ехр(—Е /кТ), в то время как ос ехр(-£/2/:7). Таким образом, генерационно-рекомбинационный ток преобладает при высоких температурах.

Пример---------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

Для диода на основе ваАБ, рассмотренного в последнем примере раздела 10.2, мы на­ходим, что при обратном смещении величиной в —1 В. толщина области обеднения составляет:

* А

1/Г

Рис. 10.Б.2. Ток утечки диода в функции температуры.

При условии, что т 0п + т0р= 10 не генерационный ток составляет:

1,6х 10_19 х1,8х1012 х123х10~9 А, . 1Л_10 А _2

= 3,5 х 10 А см

10 X 10

Эта компонента тока превышает диффузионную компоненту на несколько (восемь!) по­рядков величины.

Таким образом, в р-і—п-диоде важность генерационного тока возрастает по мере уве­личения толщины собственной области. Этот темновой ток в фотодиодах играет цент­ральную роль в определении интегральных функциональных характеристик этого типа приборов (смотрите главу 11).

В более общем случае произвольного смешения мы имеем:

(10.Б.5)

Пі

Мы можем получить аппроксимацию верхнего предела для этого интеграла, если мы оценим максимум подынтегрального выражения: в рассматриваемом случае знаменатель обладает минимумом при V— V, так что:

(10.Б.6)

При подстановке этого выражения находим:

Эта последняя аппроксимация действительна только при ефарр > квТ, т. е. в условиях прямого смещения.

Мы видим, что характеристики диода, в котором доминирует генерационно­рекомбинационный ток, имеют тот же самый вид, что и в классическом случае со следующими важными отличиями: коэффициент и предел генерационно-рекомбинац- тонного тока имеют другую величину, поскольку знаменатель в экспоненте равен 2квТ вместо квТ. Именно это оправдывает, то что мы можем записать /— V-характе­ристики реального диода в виде:

	(10.Б.8)

Здесьток насыщения, есть сумма лимитирующих токов, а коэффициент идеальности п заключен между 1 и 2 (близок к 1, когда доминирует диффузионный ток, и к 2, когда доми­нирует генерационно-рекомбинационный ток)

В заключение суммируем три главных механизма, определяющих времена жизни носителей в полупроводниках и, токи утечки диодов, изготовленных из этих ма­териалов:

1. Излучательная рекомбинация. Излучательная рекомбинация электронов и дырок очень эффективна в материалах с прямой структурой энергетических зон. Выражение для времени жизни носителей, определяемое (7.65) может быть получено из рис. 7.5. При ти­пичных уровнях легирования величина этого параметра может варьироваться от прибли­зительно 10 не (в СаАБ) до 100 не (в 1п5Ь).

2. Примесная рекомбинация (рекомбинация Шокли—Рида). Этот механизм был описан в разделе 6.5., при этом выражение для времени жизни дается (6.59):

- = (10.Б.9)

Г

Здесь: Ы( — концентрация дефектов, — тепловая скорость носителей, опре­деляемая соотношением (ту2/2) = ту2^ = кТ/Аж, при этом, например, в ваАв у1Ь = 107 х (Г/ЗОО)172 см с“1. Поперечные сечения захвата обычно соответствуют площади, перекрываемой волновыми функциями (т. е. имеют порядок 10“15 см2). Таким образом, концентрация дефектов 1015 см“3 в ваАБ приводит к времени жиз­ни порядка 100 не.

3. Оже—рекомбинация. Природа этого механизма подробно рассматривалась в допол­нении 6.Г, при этом выражение для времени жизни гА. в собственном материале дается (6.Г.21). В материале, легированном до концентрации Л^, время жизни может быть полу­чено из (6.Г.20):

(10.Б.10)

Этот механизм доминирует в токах утечки диодов на основе узкозонных полупроводников при комнатной температуре (т. е. 1пАз, 1п8Ь, Н§Сс1Те и т. д.).