Вольт-амперные характеристики реальных диодов существен­но отличаются от характеристики, описываемой равенством

(2.11) . Во-первых, с ростом обратного напряжения на переходе (Vo + V) возрастает и поле F в переходе. Если ND Na, то об­щая ширина перехода будет, равна W Хр (рис. 2.2, б) = «= 2е (VD + V)/eNA.

Максимальное поле в переходе, соответствующее х = О (рис. 2.2), равно

Ршкс = eNAXPls = [2 eNA (VD + V)/e} (2.16)

При Fмакс 105 В/см происходит лавинный пробой, меха­низм которого состоит в том, что электроны и дырки, создающие обратный ток Is, приобретают в обедненном слое кинетическую энергию, достаточную для ударной ионизации валентных элек­тронов (т. е. в результате электрон-электронного столкновения Валентный электрон перебрасывается в зону проводимости). Возникшие при этом вторичные носители могут быть также ра­зогнаны полем и могут создать путем ударной ионизации новые носители и т. д. Электролюминесценция при обратном смещении обычно связывается [25а, 256] с наличием так называемых ми­кроплазм— участков лавинного пробоя, локализованных в ма­лых областях в плоскости перехода. Исследование природы об­ратного пробоя в диодах из фосфида галлия, изготовленных методом жидкостной эпитаксии, показало, что температурная зависимость вольт-амперной характеристики, пробивные поля и электрические шумы подтверждают лавинный характер пробоя с образованием микроплазм [26]. Формы широкой спектральной полосы излучения, характерной для электролюминесценции при обратном смещении, у арсенида галлия и фосфида галлия очень похожи. Эти спектры указывают на то, что предложенная Воль­фом [27] модель, по которой излучение вызывается межзонными и внутризонными переходами горячих носителей с сохранением квазиимпульса, может быть непригодна для полупроводниковых соединений типа А111—Bv; они больше согласуются с моделью Фигельского и Торуна [28], по которой излучение обусловлено переходами с передачей импульса ионам примеси (тормозное излучение). Правда, наблюдаемая интенсивность электролюми­несценции при обратном смещении на несколько порядков боль­ше, чем предсказываемая на основе однозонной модели тормоз­ного излучения. Авторы работы [28а] на основании исследова­ний диодов Шоттки на селениде цинка /г-типа при обратных сме­щениях пришли к выводу, что излучение обусловлено перехо­дами между различными минимумами зоны проводимости, в частности Хі,’Х3->Гі и L -> Гі (обозначения те же, что и на рис. 3.2; L — минимум зоны проводимости на границе зоны в направлении <1 1 1>). Авторы работы [28а] считают, что этот механизм играет главную роль и в фосфиде галлия, а возможно, и в других полупроводниках. Из исследований смещения спек­тральной границы при 2,2 эВ под действием гидростатического давления для коэффициента смещения получена величина, со­гласующаяся с X — Г-переходами в зоне проводимости [286]. Сравнительные исследования лавинного пробоя в германии, кремнии, арсениде галлия и фосфиде галлия [29] показали, что пробивное напряжение Vвг (рис. 2.4) можно выразить следую­щей формулой:

Vвг * 60 (Egfl, l),,’(NA, DflOl*)-'U в. (2.17)

где Eg — ширина запрещенной зоны, эВ; Na, d— концентрация примеси в высокоомной области резкого перехода, характери­стики которого представлены на рис. 2.2. Для плавных перехо­дов можно написать подобное выражение, в которое будет вхо­дить градиент концентрации примеси, определяемый уравнением

(2.27) . Подробный обзор по лавинному пробою в полупровод­никах содержится в работе [30].