лопуляциями основных носителей по одну сторону от области яерехода и неосновных носителей по другую сторону. Поток юсновных носителей состоит из тех носителей, которые попадают в переход за счет их случайного движения в объеме материала и обладают достаточной энергией, чтобы пересечь его; тогда как поток неосновных носителей в противоположном направлении состоит из всех неосновных носителей, которые попадают на переход за счет их случайного движения в объеме материала. Для определения h и /д можно использовать аргументацию аналогичную той, которая используется в кинетической теории газов для вычисления давления идеального газа. Для одномерного р+-п-перехода, в котором потоком электронов можно пренебречь, имеем

1р = {qPrDAl ехр {дУЩ 1

тде А - площадь перехода; V - напряжение смещения; D - коэффициент диффузии дырок; - равновесная концентрация .дырок в п-области перехода, а If - средняя длина свободного пробега. Концентрация дырок ро соответствует плотности дырок в плоскости х=0 (рис. 4.1), представляющей границу обедненного слоя со стороны п-области р-п-перехода. В теории р-п-перехода обычно считают, что ро связано с напряжением смещения V следующим точным соотношением:

Ро = р„ехр(# ге). (4.5)

Уравнение (4.5) является выражением равновесия, которое имеет место между концентрациями дырок по любую сторону переходной области. Однако из уравнений (4.4) и (4.5) легко видеть, что если в цепи течет ток Id=If-Ir, to выражение (4.5) не является абсолютно точным и V следует заменить на V-AV, где /S.V<kB/q. Разлагая в ряд и ограничиваясь пер-гвым порядком по ДУ, из уравнения (4.4) находим

AV/lD = kB/qIp. (4.6)

Отношение в выражении (4.6) можно интерпретировать как последовательное сопротивление, подключенное к переходу, значение которого, а именно kQ/qlp, намного меньше, чем низкочастотное дифференциальное сопротивление перехода, которое равно kQ/q{lD+Is). Это эффективное последовательное сопротивление описывает тот релаксационный механизм, за счет которого сохраняется статистическое равновесие при переходе носителей через обедненный слой. Оно мало настолько, что при (расчете полного сопротивления им обычно пренебрегают.

Недавно было показано [1], что шум, обусловленный носителями, пересекающими обедненный слой, точно равен тепловому шуму в этом эффективном последовательном сопротивлении. Будучи достаточно малым, данное сопротивление вносит и пропорщонально малый вклад в тепловой шум, который в свою очередь является незначительным по сравнению с полным собственным шумом прибора. Отсюда ясно, что дробовой шум, связанный с потоками носителей, проходящих через переход, не является механизмом, определяющим шум диодов с р-п-переходами. Такое заключение можно сделать, если рассмотреть приведенный в приложении 4 анализ шума, связанного с носителями, проходящими через обедненный слой, и в который для сравнения включена и интерпретация корпускулярной теории ван-дер-Зила и Бекинга [27].

Два механизма обусловливают шум, описываемый выражением (4.2), а именно тепловые флуктуации в потоке неосновных носителей и рекомбинация неосновных носителей, и имеют ме* сто в объемных областях, граничащих с обедненным слоем. На первый взгляд может показаться странным, что флуктуации выходного тока составляющими которого являются диффузионные токи неосновных носителей в двух плоскостях, ограничивающих обедненный слой, могут проявляться в областях прибора вне перехода. Объяснение этой кажущейся аномалии связано с механизмом релаксации неосновных носителей, за счет которого после возмущения в распределении неосновных носителей восстанавливается статистическое равновесное состояние. •В областях, далеких от перехода, за счет релаксации неосновных носителей потока во внешней цепи не создается, так как он полностью скомпенсирован потоком основных носителей. (Рассмотрение процесса релаксации основных носителей, проведенное в разд. 2.8, показывает, что он вносит вклад в тепловой шум объемного сопротивления прибора, которым мы пренебрегаем по сравнению с дифференциальным сопротивлением перехода.) Но вблизи перехода возмущение в распределении неосновных носителей приводит к изменению градиента распределения на границе обедненного слоя; это означает, что в данном случае релаксация неосновных носителей также вызывает поток через переход, приводя к подъему сопутствующего потока заряда в цепи. Вклады в этот внешний поток от всех возмущений в концентрации неосновных носителей в объеме материала проявляют себя как наблюдаемый шум выходного тока.

При следующем рассмотрении мы проведем более детальный анализ этих двух компонент шума перехода. Так как отдельное рассмотрение поведения дырок в «-области и электронов в р-области приводит к излишнему дублированию в рассуждениях, то мы рассмотрим р+-«-переход, в котором ток оп-

ределяется только дырочной компонентой. Обобщение изложенного на общий случай в большей или в меньшей степени симметричных переходов очевидно, и в обоих случаях результаты имеют абсолютно одинаковую форму. Рассмотрение будем проводить для одномерной модели перехода, представленной на рис. 4.2; кроме того, пренебрегаем падением потенциала в объемных областях. Генератор напряжения, показанный на этом рисунке, обеспечивает напряжение V на контактах прибо-

обедненный слой

Рис. 4.2. Одномерная модель р+-п-перехода (масштаб не выдержан).

Рассматриваемое событие имеет место в плоскости, перпендикулярной оси х и проходящей через х=х.

ра, которое приводит к увеличению определяемой выражением (4.5) концентрации дырок в плоскости х=0. На другой границе п-области при x=W концентрация дырок поддерживается равной рц7 либо с помощью контакта с металлом, либо еще одним переходом. Важно отметить, что величины Ро и рц7 поддерживаются постоянными и что флуктуации неосновных носителей имеют место только внутри п-области и не имеют места на границах при х=0 и x=W.

4.2.1. Тепловые флуктуации потока неосновных носителей

Тепловое движение неосновных носителей в п-области является причиной отклонения от равновесного распределения дырок. Это приводит к появлению релаксационных дырочных токов через переход и внутри объема материала, вследствие чего имеется тенденция возвращения распределения дырок к невозмущенной форме. Эти релаксационные токи мы сейчас и рассмотрим. Метод, который нами будет использован, аналогичен анализу Лнжевена ,дяя теп-лового тока, основанному на дово-