Ударная ионизация и лавинное умножение в полупроводниках и полупроводниковых приборах

Как известно, в полупроводниках, под действием электрического поля, носители заряда приобретают определенную направленную скорость E, а, следовательно, и дополнительную энергию E2, где - подвижность, а - так называемое время релаксации энергии. Эта энергетическая добавка перераспределяется процессами испускания и поглощения акустических фононов и превращается в электронную температуру Te = T0 + E2, превышающую температуру кристаллической решетки, т.е. фононной подсистемы T0.

При более подробном исследовании процессов электроразогрева носителей, выделяют область малых электрических полей E < 103 В/см, когда излучаются только акустические фононы, которые «уносят» электронную энергию сравнительно маленькими порциями. При этом температура электронного газа остается меньше энергии оптического фонона, поэтому последние и не излучаются.

В области промежуточных полей 103 В/см < E < 104 В/см процесс терморелаксации усиливается и усложняется за счет испускания оптических фононов. При этом существенно уменьшается время релаксации импульса, а дрейфовая скорость носителей перестает зависеть от электрического поля (выходит на насыщение).

В области больших полей E 105 В/см электронная температура увеличивается примерно пропорционально полю E и достигает достаточно больших значений (порядка нескольких тысяч градусов), что и активизирует ударную ионизацию зона-зона.

Как правило, при интерпретации экспериментальных данных, общепринята довольно простая аппроксимация полевой зависимости коэффициентов ударной ионизации

. (1)

Конкретные значения параметров A, b и m для основных полупроводников в наше время надежно установлены.

Ионизационные акты могут инициироваться как достаточно разогретым электроном так и не менее горячей дыркой. Именно эта биполярность ударной ионизации обуславливает эффективную внутреннюю положительную обратную связь ионизационного процесса в области сильного поля p-n перехода. Именно эти парциальные обратные связи суммируются уравнением непрерывности тока в известных моделях стационарного лавинного пробоя, в которых напряжение лавинного пробоя определяется, как особенность соответствующего коэффициента умножения:

(2)

Поскольку рассматриваемые в диссертационной работе лавинные фотодиодные структуры работают именно в области надпробойных напряжений, а их реакция на облучение имеет ярко выраженный импульсный (нестационарный) характер, при построении адекватного теоретического описания функционирования лавинных фотодиодов, модель стационарного пробоя оказывается практически бесполезной [3,4]. В настоящей работе в качестве исходного момента используется лишь формула (1) с экспериментально установленными значениями коэффициентов:

(3)

 
< Пред   СОДЕРЖАНИЕ   Загрузить   След >