ВУЗ:
Составители:
Рубрика:
ности дырок р определяется смещением
bt
E
υ
∆
(рис. 1.22).
Рис. 1.22 Образование «хвостов» валентной зоны в сильнолегированном
кремнии для описания зависимости захваченных «ловушечными» центрами
дырок
Оценку эффективной подвижности неосновных носителей заряда (дырок)
проведем следующим образом. Плотность дырочного тока для сильного
легирования полупроводника описывается обобщенным соотношением с
включением эффективной подвижности дырок
p
эф
µ :
Fp
p
p
EpJ ∇µ=
эф
, (1.63)
где
p
эф
µ
определяется из выражения
(
)
(
)
Dptpti
p
Cpppp µ−+µ=µ
эф
, (1.64)
в котором учитываются поток захватываемых дырок с малым коэффициен-
том подвижности µ
t
и поток незахватываемых дырок с коэффициентом
подвижности, идентичным для основных и неосновных носителей заряда
µ
p
(C
D
) = µ
n
(C
D
).
Для параболической зонной структуры неосновные носители заряда
(дырки) невырождены и описываются с помощью статистики Больцмана:
∆
−−=
−−
−
−
=
υ
υυ
υ
υ
υ
kT
E
p
kT
EEE
N
kT
EE
Np
bt
Fp
bt
Fp
t
exp1expexp
эф эф
.
(1.65)
Подстановка выражения (1.65) в (1.64) дает возможность оценить
p
эф
µ :
()
Dn
bt
pt
bt
p
C
kT
E
kT
E
µ
∆
−+µ
∆
−−=µ
υυ
expexp1
эф
. (1.66)
При C
D
< 3⋅10
20
см
–3
p
эф
µ >>
pt
µ
~10
–2
см
2
/(В⋅с). При Т = 300 К формула
(1.66) упрощается и отношение коэффициентов подвижности неосновных и
основных носителей заряда записывается в виде
()
()
Dn
Dn
p
C
kT
E
C
µ
∆
−≈
µ
µ
υ
exp
эф
. (1.67)
Диапазон действия данной феноменологической модели составляет
5⋅10
19
…3⋅10
20
см
–3
. Модель позволяет не только корректно связать коэффи-
циенты подвижности основных и неосновных носителей заряда с помощью
соотношений (1.60) – (1.62), (1.67), но и получить однозначное толкование
результатов экспериментальной идентификации параметров
оп
g
E∆ ,
эл
g
E∆ ,
µ
p
(C
D
), µ
n
(C
D
),
p
эф
µ
в сильнолегированном полупроводнике. Феноменоло-
Плотность состояний
Модель эффективной па-
раболической зоны
Параболическая зона
bt
E
υ
∆
{
E
Страницы
- « первая
- ‹ предыдущая
- …
- 27
- 28
- 29
- 30
- 31
- …
- следующая ›
- последняя »
