The 34 reference contexts in paper N. Poklonski A., A. Kovalev I., N. Gorbachuk I., S. Shpakovski V., Н. Поклонский А., А. Ковалев И., Н. Горбачук И., С. Шпаковский В. (2018) “РАСЧЕТ СТАТИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ КРЕМНИЕВОГО ДИОДА, СОДЕРЖАЩЕГО В СИММЕТРИЧНОМ p–n-ПЕРЕХОДЕ δ-СЛОЙ ТОЧЕЧНЫХ ТРЕХЗАРЯДНЫХ ДЕФЕКТОВ // CALCULATION OF STATIC PARAMETERS OF SILICON DIODE CONTAINING δ-LAYER OF TRIPLE-CHARGED POINT DEFECTS IN SYMMETRIC p–n-JUNCTION” / spz:neicon:pimi:y:2018:i:2:p:130-141

  1. Start
    6938
    Prefix
    -9506-2018-9-2-130-141 Введение Свойства полупроводников, содержащих дефекты кристаллической структуры, существенно зависят от типа дефектов, их концентрации и пространственного распределения. Научный и практический интерес представляет изучение полупроводниковых материалов и приборов с узким слоем атомов примесей и/или собственных точечных дефектов кристаллической решетки
    Exact
    [1–3]
    Suffix
    . Это объясняется тем, что такие структуры являются малоизученными (с теоретической точки зрения) и порой приводят к явным разногласиям в трактовке результатов экспериментов. Так, в работе [4] утверждается, что формирование слоя дефектов вблизи плоского p–n-перехода имплантацией протонов в кремниевый диод повышает эффективность преобразования солнечного излучения таким диодом до 35 %.
    (check this in PDF content)

  2. Start
    7134
    Prefix
    Научный и практический интерес представляет изучение полупроводниковых материалов и приборов с узким слоем атомов примесей и/или собственных точечных дефектов кристаллической решетки [1–3]. Это объясняется тем, что такие структуры являются малоизученными (с теоретической точки зрения) и порой приводят к явным разногласиям в трактовке результатов экспериментов. Так, в работе
    Exact
    [4]
    Suffix
    утверждается, что формирование слоя дефектов вблизи плоского p–n-перехода имплантацией протонов в кремниевый диод повышает эффективность преобразования солнечного излучения таким диодом до 35 %.
    (check this in PDF content)

  3. Start
    7365
    Prefix
    Так, в работе [4] утверждается, что формирование слоя дефектов вблизи плоского p–n-перехода имплантацией протонов в кремниевый диод повышает эффективность преобразования солнечного излучения таким диодом до 35 %. Однако в работе
    Exact
    [5]
    Suffix
    опровергают данное заявление и утверждают, что эффективность такого диода не увеличивается. Напротив – напряжение холостого хода уменьшается на 20 % из-за увеличения темпа рекомбинации генерируемых светом электронов и дырок через уровни энергии дефектов в области p–n-перехода.
    (check this in PDF content)

  4. Start
    7943
    Prefix
    Как правило, создание полупроводниковых приборных структур и экспериментальное определение их параметров – длительный процесс, который не всегда позволяет достичь результатов в пределах желаемого. Поэтому для исследования таких структур используют математическое моделирование
    Exact
    [6, 7]
    Suffix
    . Цель работы – рассчитать статические электрические параметры кремниевого диода, содержащего в двойном электрическом слое δ-слой точечных трехзарядных двухуровневых (без учета возбужденных состояний) дефектов кристаллической матрицы.
    (check this in PDF content)

  5. Start
    9582
    Prefix
    E2(v) > E1(v) > 0 relative to the top of vband of silicon; xa + xd > 0 is the width of the double electrical layer of p–n-junction Полагаем, что все водородоподобные акцепторы |ap) и доноры |dn) с концентрациями Na(x) и Nd(x) неподвижны и полностью ионизованы, т. е. находятся в зарядовых состояниях (−1) и (+1) соответственно, а их распределение по координате x вдоль диода определяется так
    Exact
    [8]
    Suffix
    : Na(x) = N xl a 1+)exp(/ , Nd(x) = N xl d 1+−)exp(/ , (1) где l – параметр профиля легирования, Nd и Na – максимальные концентрации доноров и акцепторов в пределе l → 0. Пусть t-дефекты неподвижны и имеют нормальное (гауссово) распределение вдоль диода с максимумом в точке металлургического перехода (x = 0; см. рисунок 1): Nt(x) = Nt(0) exp[−(x/Δ)2], (2) где Nt(x) = Nt,−1(x) + Nt,0(x)
    (check this in PDF content)

  6. Start
    10410
    Prefix
    Ясно, что подобные t-дефекты кремниевой матрицы должны быть термически устойчивы до температур немного больше 500 К для обеспечения стабильных параметров диодов в рабочем диапазоне температур (см., например,
    Exact
    [9, 10]
    Suffix
    ). Зарядовые состояния неподвижных t-дефектов в δ-слое становятся условно подвижными за счет обмена электронами между t-дефектами, а также за счет захвата электронов из зоны проводимости (c-зоны) и дырок из валентной зоны (v-зоны) и теплового выброса их обратно [11].
    (check this in PDF content)

  7. Start
    10861
    Prefix
    Зарядовые состояния неподвижных t-дефектов в δ-слое становятся условно подвижными за счет обмена электронами между t-дефектами, а также за счет захвата электронов из зоны проводимости (c-зоны) и дырок из валентной зоны (v-зоны) и теплового выброса их обратно
    Exact
    [11]
    Suffix
    . Вероятность нахождения t-дефектов в трех зарядовых состояниях (−1, 0, +1) определяется соответствующими функциями [12]: fx EEx kT t F B , ()() (())exp (()) −=+ +     +     12 φγ12φ vv + γ γ 2φ 1 12 1 2 exp EE()(())()()Ex kT vvv++          − F B , fx EEx tkT F B , ()() (())exp (()) 01 φγ111φ=++     +     − vv + γ φ 2 12 1 − − −− 
    (check this in PDF content)

  8. Start
    10987
    Prefix
    Зарядовые состояния неподвижных t-дефектов в δ-слое становятся условно подвижными за счет обмена электронами между t-дефектами, а также за счет захвата электронов из зоны проводимости (c-зоны) и дырок из валентной зоны (v-зоны) и теплового выброса их обратно [11]. Вероятность нахождения t-дефектов в трех зарядовых состояниях (−1, 0, +1) определяется соответствующими функциями
    Exact
    [12]
    Suffix
    : fx EEx kT t F B , ()() (())exp (()) −=+ +     +     12 φγ12φ vv + γ γ 2φ 1 12 1 2 exp EE()(())()()Ex kT vvv++          − F B , fx EEx tkT F B , ()() (())exp (()) 01 φγ111φ=++     +     − vv + γ φ 2 12 1 − − −−          exp EE()(())()x kT vv F B , fx EEx kT t F B , ()() (())exp (()) +=+ −−     +     11 φγ11φ vv
    (check this in PDF content)

  9. Start
    11763
    Prefix
    Введем обозначения: Nt,−1(x,φ(x)) ≡ Nt,−1(x); Nt,0(x,φ(x)) ≡ Nt,0(x); Nt,+1(x,φ(x)) ≡ Nt,+1(x). Тогда с учетом (1) и (2) формулы для концентраций t-дефектов в зарядовых состояниях (−1, 0, +1) принимают вид
    Exact
    [12, 13]
    Suffix
    : Nt,−1(x) = Nt(x) ft,−1(φ(x)); Nt,0(x) = Nt(x) ft,0(φ(x)); Nt,+1(x) = Nt(x) ft,+1(φ(x)). (4) Энергетическая зонная диаграмма диода, содержащего δ-слой t-дефектов, показана на рисунке 2. Уровни энергии t-дефектов E1(v) > 0, E2(v) > 0 и уровень Ферми (электрохимический потенциал для электронов) EF(v) < 0 отсчитываются от потолка v-зоны Ev(x).
    (check this in PDF content)

  10. Start
    12230
    Prefix
    Уровни энергии t-дефектов E1(v) > 0, E2(v) > 0 и уровень Ферми (электрохимический потенциал для электронов) EF(v) < 0 отсчитываются от потолка v-зоны Ev(x). Положение уровня Ферми EF(v)(x) = −[Eg + EF(c)(x)] вдоль p–t–n-диода определяется выражением (см., например,
    Exact
    [12, 13]
    Suffix
    ): EF(v)(x) ≡ EF(v)(φ(x)) = EF(v)(−L/2) − eφ(x), (5) где EF(v)(−L/2) < 0 – уровень Ферми на левой границе диода в p-области; e – элементарный электрический заряд.  −−   |   <  φ | | | + − + − < Рисунок 2 – Зонная диаграмма (зависимость одноэлектронной энергии En от координаты x) p–t–n-диода в равновесии: Ec(x),
    (check this in PDF content)

  11. Start
    14717
    Prefix
    на границах p- и n-областей относительно потолка v-зоны для невырожденного полупроводника, составим соответствующие уравнения электрической нейтральности: n(x) + Na(x) + Nt,−1(x) = p(x) + Nt,+1(x) при x = −L/2, n(x) + Nt,−1(x) = p(x) + Nd(x) + Nt,+1(x) при x = L/2, (7) где n(x) = nсexp[−(Eg + EF(v)(x))/kBT] – концентрация электронов в зоне проводимости; nc = = 2
    Exact
    [2πmnkBT/(2πћ)2]
    Suffix
    3/2; p(x) = pvexp(EF(v)(x)/kBT) – концентрация дырок в валентной зоне; pv = = 2[2πmpkBT/(2πћ)2]3/2; mn, mp – эффективные массы плотности состояний для электронов c-зоны и дырок v-зоны, ћ = h/2π – постоянная Планка.
    (check this in PDF content)

  12. Start
    14818
    Prefix
    соответствующие уравнения электрической нейтральности: n(x) + Na(x) + Nt,−1(x) = p(x) + Nt,+1(x) при x = −L/2, n(x) + Nt,−1(x) = p(x) + Nd(x) + Nt,+1(x) при x = L/2, (7) где n(x) = nсexp[−(Eg + EF(v)(x))/kBT] – концентрация электронов в зоне проводимости; nc = = 2[2πmnkBT/(2πћ)2]3/2; p(x) = pvexp(EF(v)(x)/kBT) – концентрация дырок в валентной зоне; pv = = 2
    Exact
    [2πmpkBT/(2πћ)2]
    Suffix
    3/2; mn, mp – эффективные массы плотности состояний для электронов c-зоны и дырок v-зоны, ћ = h/2π – постоянная Планка. В соотношениях (7) учтено, что концентрации дырок и электронов на границах диода (на p+ и n+ омических контактах) определяются концентрациями водородоподобных примесей и t-дефек тов.
    (check this in PDF content)

  13. Start
    15286
    Prefix
    В соотношениях (7) учтено, что концентрации дырок и электронов на границах диода (на p+ и n+ омических контактах) определяются концентрациями водородоподобных примесей и t-дефек тов. Дрейфово-диффузионная модель миграции электронов и дырок в диоде Плотности электронного Jn(x) и дырочного Jp(x) токов имеют вид (см., например,
    Exact
    [12, 13]
    Suffix
    ): JxenxExeD dnx dx nnn()()() () =+μ, JxepxExeD dpx dx ppp()()() () =−μ, (8) где μn, μp – дрейфовые подвижности электронов (n) и дырок (p) соответственно; E(x) – напряженность электрического поля; Dn, Dp – коэффициенты диффузии.
    (check this in PDF content)

  14. Start
    15728
    Prefix
    Связь между коэффициентом диффузии Dn(p) и дрейфовой подвижностью μn(p) в условиях термодинамического равновесия для невырожденного газа электронов c-зоны (n) и дырок v-зоны (p) дается соотношением Нернста–Эйнштейна
    Exact
    [14]
    Suffix
    : DkT e np np () μ() =B. (9) В работе [15] предложена аппроксимация, позволяющая вычислять подвижность основных носителей заряда в кристаллических полупроводниковых материалах в широком диапазоне температур T и концентраций водородоподобных доноров Nd (или акцепторов Na), в виде: μn(p)(Nd(a),T) = = μ β maxδ ()() () ()( ()[] ()[] () npnp np T BNTT BNTT np 0n 0 10 d(a) d(a) / +/(()()
    (check this in PDF content)

  15. Start
    15764
    Prefix
    Связь между коэффициентом диффузии Dn(p) и дрейфовой подвижностью μn(p) в условиях термодинамического равновесия для невырожденного газа электронов c-зоны (n) и дырок v-зоны (p) дается соотношением Нернста–Эйнштейна [14]: DkT e np np () μ() =B. (9) В работе
    Exact
    [15]
    Suffix
    предложена аппроксимация, позволяющая вычислять подвижность основных носителей заряда в кристаллических полупроводниковых материалах в широком диапазоне температур T и концентраций водородоподобных доноров Nd (или акцепторов Na), в виде: μn(p)(Nd(a),T) = = μ β maxδ ()() () ()( ()[] ()[] () npnp np T BNTT BNTT np 0n 0 10 d(a) d(a) / +/(()() pn)p+β, (10) где BN NN np npnpnp np np () mi
    (check this in PDF content)

  16. Start
    16836
    Prefix
    Вначале по формуле (10) вычисляются дрейфовые подвижности электронов и дырок, затем по (9) – их коэффициенты диффузии. Напряженность электрического поля в диоде Напряженность стационарного электрического поля в диоде E(x) определяется из уравнения Пуассона (см., например,
    Exact
    [11–13]
    Suffix
    ): dEx dx xe pxNxNxx ()() ==[()()(,()),++−+ ρ εεεε φ rr dt 00 1 − n(x) − Na(x) − Nt,−1(x,φ(x))], (11) где ρ(x) – распределение объемной плотности электрического заряда вдоль диода; εr = 11,5 – относительная диэлектрическая проницаемость кремния; ε0 = 8,85 пФ/м – электрическая постоянная; Na(x) и Nd(x) определяются по (1); концентрации t-дефектов в зарядовых состояниях
    (check this in PDF content)

  17. Start
    18596
    Prefix
    t-дефектами в зарядовом состоянии (0) в зоны, 2) увеличивается при захвате электронов и выбросе дырок t-дефектами в зарядовом состоянии (+1), а также при захвате дырок и выбросе электронов t-дефектами в зарядовом состоянии (−1). В стационарном случае для описания генерационно-рекомбинационных процессов в p–n-переходе, содержащем δ-слой t-дефектов, запишем уравнения непрерывности
    Exact
    [11, 13, 16]
    Suffix
    : dJx dx neGRnn () =−[(,)(,)−++tt01 + Gn(t,−1) − Rn(t,0) + Gnp − Rnp], dJx dx eGR p pp () =+[(,)(,)−+tt10 + Gp(t,0) − Rp(t,−1) + Gnp − Rnp], (13) где Gn(t,Z) – скорость (темп) теплового выброса t-дефектами (в зарядовом состоянии Z) электронов в c-зону, Gp(t,Z) – скорость теплового выброса t-дефектами (в зарядовом состоянии Z) дырок в v-зону (т. е. захвата электронов из v
    (check this in PDF content)

  18. Start
    20575
    Prefix
    = Jp = 0) и внешнего электрического напряжения (U = 0), ni = pi = = [ncpvexp(−Eg/kBT)]1/2 – концентрации электронов ni и дырок pi в собственном полупроводнике; Nt,−1(x), Nt,0(x), Nt,+1(x) по (2) и (3) зависят не только от x, но и от φ(x). В стационарном состоянии (как в отсутствие, так и при возбуждении тока в p–t–n-диоде) зарядовые состояния t-дефектов удовлетворяют уравнениям баланса
    Exact
    [11, 17]
    Suffix
    : dNx dt t,()−1 = R n(t,0) − Gn(t,−1) + + Gp(t,0) − Rp(t,−1) + Gtt − Rtt = 0, dNx dt t,()0 = R n(t,+1) + Gp(t,+1) + + Rp(t,−1) + Gn(t,−1) − Rn(t,0) − Gn(t,0) − − Rp(t,0) − Gp(t,0) − 2(Gtt − Rtt) = 0, dNx dt t,()+1 = Rp(t,0) − Gp(t,+1) + + Gn(t,0) − Rn(t,+1) + Gtt − Rtt = 0, (14) где t – время; Gtt = βt[Nt,0(x)]2 – средняя скорость термически ассистированного пе
    (check this in PDF content)

  19. Start
    21506
    Prefix
    с t-дефекта в зарядовом состоянии (−1) на соседний t-дефект в зарядовом состоянии (+1); βt и αt – коэффициенты взаимной тепловой ионизации и нейтрализации двух t-дефектов; см. также обозначения к системе уравнений (13). Так как Nt,−1(x) + + Nt,0(x) + Nt,+1(x) = Nt(x) не зависит от времени, то dNt(x)/dt = 0. Вкладом локальной прыжковой миграции электронов между t-дефектами
    Exact
    [8]
    Suffix
    в полную плотность тока J = Jn(x) + Jp(x) пренебрегаем. Для переходов электронов из v-зоны в c-зону и обратно коэффициент αnp определяется согласно [13, 16] по формуле αnp = (2τini)−1, где τi – время жизни электронов в c-зоне и дырок в v-зоне, ограниченное их межзонной рекомбинацией.
    (check this in PDF content)

  20. Start
    21660
    Prefix
    Вкладом локальной прыжковой миграции электронов между t-дефектами [8] в полную плотность тока J = Jn(x) + Jp(x) пренебрегаем. Для переходов электронов из v-зоны в c-зону и обратно коэффициент αnp определяется согласно
    Exact
    [13, 16]
    Suffix
    по формуле αnp = (2τini)−1, где τi – время жизни электронов в c-зоне и дырок в v-зоне, ограниченное их межзонной рекомбинацией. Коэффициенты захвата электронов c-зоны и дырок v-зоны на t-дефекты рассчитываются согласно [18]: αt,n = vnSn, αt,p = vpSp, где Sn(p) – сечение захвата электронов (дырок); vn(p) = = (8kBT/πmnc(pc))1/2 – средняя тепловая скорость в невырожденном газе элек
    (check this in PDF content)

  21. Start
    21894
    Prefix
    Для переходов электронов из v-зоны в c-зону и обратно коэффициент αnp определяется согласно [13, 16] по формуле αnp = (2τini)−1, где τi – время жизни электронов в c-зоне и дырок в v-зоне, ограниченное их межзонной рекомбинацией. Коэффициенты захвата электронов c-зоны и дырок v-зоны на t-дефекты рассчитываются согласно
    Exact
    [18]
    Suffix
    : αt,n = vnSn, αt,p = vpSp, где Sn(p) – сечение захвата электронов (дырок); vn(p) = = (8kBT/πmnc(pc))1/2 – средняя тепловая скорость в невырожденном газе электронов (дырок) [12], mnc = 0,259m0 и mpc = 0,397m0 – эффективные массы электропроводности для электронов и дырок.
    (check this in PDF content)

  22. Start
    22079
    Prefix
    Коэффициенты захвата электронов c-зоны и дырок v-зоны на t-дефекты рассчитываются согласно [18]: αt,n = vnSn, αt,p = vpSp, где Sn(p) – сечение захвата электронов (дырок); vn(p) = = (8kBT/πmnc(pc))1/2 – средняя тепловая скорость в невырожденном газе электронов (дырок)
    Exact
    [12]
    Suffix
    , mnc = 0,259m0 и mpc = 0,397m0 – эффективные массы электропроводности для электронов и дырок. Следуя работам [8, 19], коэффициент захвата αt одного электрона с t-дефекта в зарядовом состоянии (−1) на ближайший к нему по расстоянию t-дефект в зарядовом состоянии (+1) можно записать в виде: αt = νlt/Nt(x), где νlt ≈ 10 ТГц – характерная частота фононов кристаллической матрицы.
    (check this in PDF content)

  23. Start
    22364
    Prefix
    захвата электронов c-зоны и дырок v-зоны на t-дефекты рассчитываются согласно [18]: αt,n = vnSn, αt,p = vpSp, где Sn(p) – сечение захвата электронов (дырок); vn(p) = = (8kBT/πmnc(pc))1/2 – средняя тепловая скорость в невырожденном газе электронов (дырок) [12], mnc = 0,259m0 и mpc = 0,397m0 – эффективные массы электропроводности для электронов и дырок. Следуя работам
    Exact
    [8, 19]
    Suffix
    , коэффициент захвата αt одного электрона с t-дефекта в зарядовом состоянии (−1) на ближайший к нему по расстоянию t-дефект в зарядовом состоянии (+1) можно записать в виде: αt = νlt/Nt(x), где νlt ≈ 10 ТГц – характерная частота фононов кристаллической матрицы.
    (check this in PDF content)

  24. Start
    22971
    Prefix
    Cвязь между коэффициентами тепловой ионизации βt и захвата αt записывается в виде: βt/αt = (1/γ1γ2)exp[(E1(v) − E2(v))/kBT], где γ1 ≈ γ2 – факторы вырождения двух уровней энергии (E2(v) > E1(v) > 0) t-дефектов (далее γ1 = γ2 = 1). Система дифференциальных уравнений В дрейфово-диффузионном приближении (см., например,
    Exact
    [11, 13, 20]
    Suffix
    ) стационарные процессы миграции электронов и дырок в p–n-переходе, где сформирован δ-слой t-дефектов, описываются системой дифференциальных уравнений (см. уравнения (8), (12), (13)): dnx dx nx eEx kT Jx eD n n () () ()() =−+ B , dpx dx px eEx kT Jx eD p p () () ()() =− B , dx dx φ() = −E(x), dEx dx ()xe() == ρ εεεεrr00 [p(x) + Nd(x) + Nt,+1(x) − − n(x) − Na(x) − Nt,−1(x)], dJx dx n(
    (check this in PDF content)

  25. Start
    24503
    Prefix
    В медленно изменяющемся во времени внешнем электрическом поле, по сравнению с темпом обмена t-дефектов электронами и дырками с зонами разрешенных значений энергии, отношение дифференциальной емкости диода Cd к площади S плоского p–n-перехода определяется так
    Exact
    [13, 21, 22]
    Suffix
    : C SS dQ dU d=1, (17) где нескомпенсированный электрический заряд Q(U) вычисляется интегрированием абсолютной величины плотности объемного заряда ρ(x,U) по координате x так: QUdx S xU L L ()|()|,= −2 ⌠2 ⌡  2 ρ / / ; SxUdx L L ρ(), −2 ⌠2 ⌡ = / / 0.
    (check this in PDF content)

  26. Start
    25569
    Prefix
    В качестве легирующих водородоподобных атомов примесей были выбраны бор (акцепторы) и фосфор (доноры) с концентрациями на границах диода: Na(−L/2) = Nd(L/2) = 7·1015 см−3 (т. е. симметричный p–t–n-диод). Вероятные средние значения уровней энергии t-дефектов в запрещенной зоне (энергетической щели) кремния оценены по работе
    Exact
    [23]
    Suffix
    так: E1(v) = 210 мэВ, E2(v) = 780 мэВ. Следуя [24, 25] принималось, что время жизни электронов и дырок в кристаллическом кремнии (ограниченное их межзонной рекомбинацией при концентрациях атомов бора Na и фосфора Nd меньше 1016 см−3) τi = 100 мкс.
    (check this in PDF content)

  27. Start
    25619
    Prefix
    В качестве легирующих водородоподобных атомов примесей были выбраны бор (акцепторы) и фосфор (доноры) с концентрациями на границах диода: Na(−L/2) = Nd(L/2) = 7·1015 см−3 (т. е. симметричный p–t–n-диод). Вероятные средние значения уровней энергии t-дефектов в запрещенной зоне (энергетической щели) кремния оценены по работе [23] так: E1(v) = 210 мэВ, E2(v) = 780 мэВ. Следуя
    Exact
    [24, 25]
    Suffix
    принималось, что время жизни электронов и дырок в кристаллическом кремнии (ограниченное их межзонной рекомбинацией при концентрациях атомов бора Na и фосфора Nd меньше 1016 см−3) τi = 100 мкс. При расчетах использовались вероятные значения сечений захвата, соответствующие дефектам типа дивакансии [26–30]: Sn = 10−15 см−2 [при захвате электронов с-зоны на t-дефекты в зарядовых состоя- ни
    (check this in PDF content)

  28. Start
    25932
    Prefix
    Следуя [24, 25] принималось, что время жизни электронов и дырок в кристаллическом кремнии (ограниченное их межзонной рекомбинацией при концентрациях атомов бора Na и фосфора Nd меньше 1016 см−3) τi = 100 мкс. При расчетах использовались вероятные значения сечений захвата, соответствующие дефектам типа дивакансии
    Exact
    [26–30]
    Suffix
    : Sn = 10−15 см−2 [при захвате электронов с-зоны на t-дефекты в зарядовых состоя- ниях (0) и (+1)] и Sp = 10−14 см−2 [при захвате дырок v-зоны на t-дефекты в зарядовых состоя- ниях (−1) и (0)].
    (check this in PDF content)

  29. Start
    27801
    Prefix
    Расчет показывает, что в пределе l → 0 зависимость барьерной емкости Cd от обратного напряжения смещения (U < 0) согласуется с классической формулой для p–n-диода с резким плоским p–n-переходом
    Exact
    [21, 22]
    Suffix
    : C S eNN UNN drad bad = −+ εε φ 0 2()() , (18) где S – площадь p–n-перехода; φb > 0 – контактная разность электрических потенциалов. По сравнению с диодом без t-дефектов, вольт-фарадная характеристика Cd(U) диода с t-дефектами отличается немонотонной зависимостью дифференциальной емкости Cd от напряжения смещения (при обратном смещении возникает аномальная область с участком увеличения
    (check this in PDF content)

  30. Start
    28366
    Prefix
    , вольт-фарадная характеристика Cd(U) диода с t-дефектами отличается немонотонной зависимостью дифференциальной емкости Cd от напряжения смещения (при обратном смещении возникает аномальная область с участком увеличения емкости). Это можно объяснить перераспределением зарядовых состояний t-дефектов по координате x в двойном электрическом слое при обратном смещении диода (см. рисунок 4)
    Exact
    [31, 32]
    Suffix
    . Емкость p–t–n-диода увеличивается до тех пор, пока не произойдет полная перезарядка t-дефектов. После этого емкость начинает уменьшаться при увеличении обратного смещения (U < 0), как и в диоде без t-дефектов (см. формулу (18)).
    (check this in PDF content)

  31. Start
    28662
    Prefix
    Емкость p–t–n-диода увеличивается до тех пор, пока не произойдет полная перезарядка t-дефектов. После этого емкость начинает уменьшаться при увеличении обратного смещения (U < 0), как и в диоде без t-дефектов (см. формулу (18)). Вольтфарадная характеристика такого типа наблюдалась
    Exact
    [3]
    Suffix
    в кремниевом диоде, в котором путем ионной имплантации ксенона был сформирован слой компенсирующих дефектов с максимальной концентрацией вблизи p–n-перехода.       8 Рисунок 3 – Зависимость статической (низкочастотной) емкости Cd (отнесенной к площади p–n-перехода S) от напряжения U на диоде: кривая 1 – p–n-диод без t-дефектов; 2 – p–t–n-диод, содержащий в облас
    (check this in PDF content)

  32. Start
    30362
    Prefix
    = 0.6 μm] at voltage U = 0 V (curve 1), U = −2,5 V (2) and U = 0,3 V (3) На рисунке 5 представлены рассчитанные вольт-амперные характеристики (ВАХ) кремниевого диода без t-дефектов (кривая 1) и диода со слоем t-дефектов в области p–n-перехода (кривая 2). Отметим, что рассчитанная ВАХ диода без t-дефектов (кривая 1) хорошо согласуется с ВАХ реальных симметричных кремниевых диодов
    Exact
    [25]
    Suffix
    . Для диода со слоем t-дефектов в области p–nперехода (кривая 2) модель, построенная выше, предсказывает существенное отличие ВАХ. Так, из графика видно, что при обратном смещении, ток через диод, содержащий δ-слой t-дефектов, значительно больше обратного тока через диод без t-дефектов.
    (check this in PDF content)

  33. Start
    30860
    Prefix
    (Максимальная напряженность электрического поля E внутри кремниевого p–t–n- диода была на порядок меньше порогового значения (≈100 кВ/см) для электрического пробоя p–n-диода при комнатной температуре
    Exact
    [33, 34]
    Suffix
    .) Прямая ветвь ВАХ диода со слоем t-дефектов в области p–n-перехода (кривая 2) также отличается от ВАХ диода без t-дефектов (кривая 1) и напоминает ВАХ обращенного p+–n+-диода [35]. Точнее, построенная модель предсказывает, что при увеличении прямого напряжения смещения от 0 до 0,2 В ток через диод, содержащий δ-слой t-дефектов в области p–n-перехода, суперлинейно увеличивается, после чего
    (check this in PDF content)

  34. Start
    31045
    Prefix
    (Максимальная напряженность электрического поля E внутри кремниевого p–t–n- диода была на порядок меньше порогового значения (≈100 кВ/см) для электрического пробоя p–n-диода при комнатной температуре [33, 34].) Прямая ветвь ВАХ диода со слоем t-дефектов в области p–n-перехода (кривая 2) также отличается от ВАХ диода без t-дефектов (кривая 1) и напоминает ВАХ обращенного p+–n+-диода
    Exact
    [35]
    Suffix
    . Точнее, построенная модель предсказывает, что при увеличении прямого напряжения смещения от 0 до 0,2 В ток через диод, содержащий δ-слой t-дефектов в области p–n-перехода, суперлинейно увеличивается, после чего в диапазоне напряжений от 0,2 до 0,45 В происходит его стабилизация.
    (check this in PDF content)