Физика полупроводниковых приборов - Зи С.М.
Скачать (прямая ссылка):
точке увеличиваемые полем процессы прохождения чеоез барьер становятся
основным механизмом. Эти поля приведены в табл. 8-3 для Ge, Si и GaAs.
Обратим внимание, что }q (или ток) в барьере
Т аблицат 8-3
Предельные поля для модели термоэлектронной эмиссии при 300 еК
Полупроводник Поле, в/см
8d-T 8т-F
GaAs 9ХЮ3 1ХЮЬ
Si 2ХЮ2 4ХЮ6
Ge 2ХЮ3 4ХЮ6
- 104 105
s 9XW9e/cjH.
- Аи-вакуум 10 m0 T'V
- I у9х10Б
4 ^10* .-I L. I 1-
АиЧ ;aAs ш/у /у'
'~~Г" 55 ¦ff'/Sio5 II //103в/см,
- У^9*105
А
7 I 1-j 1
/u.-Si J?=q,3 ?=103в/см_
-
- У/
- /АхЮ5
I 1 I 1
системы металл - GaAs резко возрастает при 105 е/сж при комнатной
температуре. Это происходит в основном за счет дополнительного
туннельного эффекта в сильных полях |[Л. 16а]. Для кремния
Рис. 13. Отношение fQ предполагаемого общего тока, включая туннельный
эффект и квантово-механическое отражение, к предполагаемому току без
учета этих эффектов. При определенной величине поля fa начинает резко
возрастать; это означает, что термоэлектронная эмиссия переходит в
термоэлектронную полевую эмиссию. Для арсенида галлия, имеющего небольшую
эффективную массу, этот переход происходит при 105 в/см [Л. 19].
и германия, однако, [q (или ток) остается постоянным в пределах поля,
показанного на рис. 13.
Окончательное выражение вольт-амперных характеристик с учетом fp и /<з
будет:
J =:Js(etlVlkr - 1); (60)
/5 = Л**Лехр
(61)
где
fpfoA*
(1 + fpfQvf;/vD)
(61а)
Рис. 14. График рассчитанной зависимости А** от электрического поля для
барьеров металл - кремний [Л. 19а].
На рис. 14 приведены |Л. 19а] рассчитанные. величины эффективной
постоянной Ричардсона при комнатной температуре А** для систем металл -
кремний с примесной концентрацией 101в см~3. Замечаем, что для электронов
(кремний n-типа) А** в поле от 104 до 2 • 10* в/см по су-
ществу является величиной постоянной и равной приблизительно 110
а/см2°К2- Для дырок (кремний р-типа) А** в том же поле также величина
постоянная, но значительно меньше (около 30 а/см2°К2).
На основе вышеизложенного можно сделать вывод, что при комнатной
температуре в электрическом поле -от 104 до 105 в/см механизм движения
тока в Ge, Si и GaAs-диодах с барьером Шотт-
Ч'Гвп
I TS^ if1
'¦Летали
_ j_____________2S---------------Лс
N._L_______________.J
J ~i..........V
¦?i
Xir 1-I.-
Высота\ Область j 1
барьера \к8азинейтра-длязлек-у*- льности. тронов| I
Эпитаксиальный _ \ . Область " спой |к п+-типа
[ __________________________
х
0 х* Xg
Рис. 15. Диаграмма энергетической зоны эпитаксиального барьера Шоттки [Л.
20].
ки определяется термоэлектронной эмиссией основных носителей.
4. Коэффициент инжекции неосновных носителей заряда [Л. 20]. Диод с
барьером Шоттки представляет собой структуру, использующую движение
основных носителей в условиях малой инжекции. При достаточно больших
дрямых смещениях коэффициент инжекции неосновных носителей у (отношение
тока неосновных носителей заряда ко всему току) возрастает с увеличением
тока в связи с увеличением дрейфовой составляющей поля, которая
становится значительно больше диффузионного тока.
Одномерные стационарные уравнения непрерывности и плотности тока для
неосновных носителей выглядят следующим образом:
Рп-Рпо 1
f v - <n>jvPn& f)x • (63)
Считаем, что диаграмма энергетической зоны такова, как показано на рис.
15, где xt является границей обедненного слоя и хг появляется на границе
между эпитаксиальным слоем n-типа и
n-подложкой. Из выпрямляющей теории, описанной в гл. 3, плот* ность
неосновных носителей в точке
Рп (X,) = р"0 [ехр (JIy) - 1 j SS -щ- [ехр ~ 1 j ' (б4)
где Nd - концентрация доноров /г-типа. Величина рп (х) при х~Х\ в виде
функции плотности прямого тока может быть получена из уравнений '(60) и
(64):
л? /
Рп(Хl) Л7 J • "(65)
D S
Граничное условие на рп(х) при х=х2 может быть установлено в виде
скорости движения vt=Dp/Lp для неосновных носителей:
Jp (Хг) = qvTpn = q {jf'j Рпо [е*р (- 1 j ДЛЯ L < Lp,
(66)
где Dp и Lp являются коэффициентом диффузии неосновных носителей и длиной
диффузии соответственно и L - длина квазиней-тральной зоны.
Для низкого уровня инжекции дрейфовой составляющей неосновных носителей в
уравнении (63) можно пренебречь по сравнению с диффузионной, и для
коэффициента инжекции получим:
- J2 ^i __________________ q3 . (67)
NDLpA**T2 exp ^ pr- J
Для диодов с золотым металлическим электродом и кремнием п-типа (Фвп=0,8
е) коэффициент инжекции обычно гораздо меньше 0,1% при комнатной
температуре.
¦При достаточно большом прямом смещении, однако, электрическое поле
создает значительную дрейфовую составляющую носителей, которая в конечном
счете определяет ток неосновных носителей. Из уравнений >(66), (63) и
(65) получаем для ограничивающих условий высоких значений тока
J v ( Н-р Л Г
<б8>
Например, диод с золотым контактом и кремнием /г-типа с Л1Ь=10'* слг-3 и
/s=5-10-7 а/см2 должен будет иметь коэффициент инжекции около 5% при
плотности тока 350 а/см2. Промежуточные стадии были рассмотрены
