Читальный зал -->  Солнечные элементы 

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 [ 26 ] 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91

однако специальных экспериментальных исследовании таких переходов не проводилось.

Данный раздел мы завершим рассмотрением важного для всех типов солнечных элементов вопроса об условиях, при которых вместо барьера Шоттки образуется внешне родственная ему структура - омический контакт.

2.6.1. Исходная модель барьера Шоттки

Первые работы по изучению диодов с барьером Шоттки относятся к началу 30-х годов. Изучению механизмов протекания тока, определяющих особенности вольт-амперных характеристик, посвящены многочисленные теоретические исследования [Wagner, 1931; Schottky, Snenke, 1939; Sze, 1969], впоследствии рассмотренные в обзорах Rhoderick, 1974; Padovani, 1971. В режиме прямого смещения протекание тока (например, в полупроводнике л-типа проводимости) обусловлено следующими процессами: 1) термоэмиссией электронов, переходящих из полупроводника в металл над потенциальным барьером; 2) рекомбинацией носителей в обедненном слое; 3) квантовомеханическим туннелированием через барьер; 4) инжекцией и диффузией дырок (неосновных носителей).

Все эти процессы могут происходить одновременно. Подробное рассмотрение механизмов переноса носителей заряда в барьерах Шоттки вполне оправданно, поскольку именно они ограничивают протекание тока в гетеропереходах при очень большой скорости рекомбинации на границе раздела (см. 2.5.3, 2.5.5).

Основным и преобладающим механизмом переноса носителей заряда в структурах с барьером Шоттки является термоэлектронная эмиссия. Теория этого процесса разработана Бете [Bethe, 1942]. Предполагалось, что высота барьера Ф, > кТ, л также что рассеянием электронов внутри обедненного слоя и влиянием сил изображения можно пренебречь. Для определения нормальной (по отношению к барьеру) составляющей скорости электрона использовалось распределение Максвелла. В результате интегрирования произведения nvx по всем значениям Vx, удовлетворяющим условию

m*vl2>q{Va-V), (2.58)

где - диффузионный потенциал (физический смысл его поясняет рис. 2.29), было получено следующее выражение для концентрации носи-

В последние годы подобные структуры углубленно исследуются и экспери-метально. Обзор работ иа эту тему сделан, в частности, в книге К. Чопра и С. Дас, приведенной в дополнительном списке литературы. - Прим. ред.

Диффузионный потенциал в приборах с барьером Шоттки и МДП-структу-рой принято называть встроенным потенциалом и обозначать символом Ку. Для обозначения диодного коэффициента в приборах такого типа вместо буквы А употребляется п. Здесь обычно отступают от общепринятых символов.

-тс -vac

777>

-vac

Рис. 2.29. Энергетические зонные диаграммы металла и полупроводника до приведения их в контакт (а), а также после образования барьера Шоттки при отсутствии напряжения смещения (б) и при прямом напряжении, равном К (в). В пределе Шоттки 4 ;, = Фот - xjq = Vd + 5 /q

телей л на вершине барьера:

n=Nc ехр{- [Ее (X = 0) - Ер] КкГ)} =

= 2(2iTm*fc7 .)3/2exp(-5 /(fcr exp[-(Frf- V)KkT)]- (2.59)

Последующее интегрирование при Vy > О и Vz О позволяет вывести уравнение вольт-амперной характеристики

У = Л*7ехр(-Фй/(*Г))[ехр(К/(*Г))- 1] =

= Jo[exp(qVKkT))-l], (2.60) где

А*Т =4T:qm*eTjh =qNcikTK2Ttm*)yi. (2.61)

Заметим, что Jo можно представить в виде qnVffj, где п = = Ncexp{-qФl,/{kT)), а средняя тепловая скорость электронов v,;, = = (8кТ1(жт*)у1. При термоэмиссии электронов в вакуум т* т HA*Aif = 120Л/(см-К ) (АIf - постоянная Ричардсона). Отношения A*IAjf определены [Crowell, Sze, 1966 а] для различных полупроводников с характерными для них компонентами тензора эффективной массы.

Интересно отметить, что при напряжении смещения, приложенном в прямом направлении, диффузионный ток в р -и-переходе уменьшается примерно до уровня термоэмиссионного тока в барьере Шоттки, если в выражении для плотности диффузионной составляющей тока насыщения Jo,d время жизни электронов заменить средней продолжительностью промежутка времени между моментами испускания фотона:

Jo.d = РО iPnl-Tn) = ЯПро {kTiiJ{qT )) =

= qnpo[kT{rrqlm*)qT ] = qnpo(kT/m*y\

Если теперь концентрацию носителей Лро на границе обедненного слоя в /г-переходе идентифицировать с Nc exp(-qФ,/(kT)) у вершины

Рис. 2.30. Профили потенциального барьера Ф(х), характеризующие его снижение под влиянием сил изображения при Ф/, = = 1,0 зВ, т* = 0,11ото, хй/о = Юн концентрации легирующей примеси Njy = = 10 У), Ю (2), Ю (i),10* (4), 10 (5) и 510 см (6). Штриховая

= 10

кривая соответствует н прямому напряжению смещения 0,5 В

S WZ 5 10-

барьера Шоттки, то мы придем к выражению для плотности термоэмиссионной составляющей тока насыщения Jqj

qnpo(,kT/m*yl =qikT/m*yNc ехр(-Фь/(АгГ)) Уо,г-

Следует отметить, что время жизни носителей заряда в металле равно не нулю, а I/vf, где / - средняя длина их свободного пробега.

Высота очень тонких потенциальных барьеров (при больших Nj)) может существенно уменьшаться (особенно при обратном напряжении смещения) под действием электрического поля (эффект Шоттки или эффект поля). Силы изображения, возникающие из-за притяжения металлом электронов, находящихся в прилегающем к нему полупроводнике, создают потенциал

FE(x) = -qKl6ne,hfX),

(2.62)

где Cgiff - высокочастотная диэлектрическая проницаемость [Crowell, Sze, 1966 Ь]. В результате наложения поля, действующего в обедненной области, и поля сил изображения распределение полного потенциала (при параболической форме потенциального барьера исходной высоты Ф,) принимает вид

Ф(дс) =Фй- (iV/(2e,))(2jcrV-x)-/(16rre,/). (2 63)

Кривые этого распределения при различных значениях изображены на рис. 2.30. При небольших значениях Nj уменьшение высоты барьера ДФ определяется как

ДФ- iqimaxK4ne,f,f)y- (q/(4пе,)У1 IqNiV,- V)/es] \

(2.64)

Эффективное значение диодного коэффициента с учетом снижения барьера Л = [1 - (ДФ/(4Фй))] . Под влиянием поверхностных состояний высота потенциального барьера может на столько же уменьшаться (данный эффект усиливается при возрастании Nf)) [Parker е. а., 1968].

В рассмотренной теории термоэлектронной эмиссии предполагается, что квазиуровень Ферми для электронов не меняется во всем обедненном слое. Однако это условие не выполняется строго, если средняя длшха свободного пробега электронов меньше толщины обедненного слоя. 86

1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 [ 26 ] 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78 79 80 81 82 83 84 85 86 87 88 89 90 91

ООО «Мягкий Дом» - это Отечественный производитель мебели. Наша профильная продукция - это диваны еврокнижка. Каждый диван можем изготовить в соответствии с Вашими пожеланияи (размер, ткань и материал). Осуществляем бесплатную доставку и сборку.



Звоните! Ежедневно!
 (926)274-88-54 
Продажа и изготовление мебели.

Копирование контента сайта запрещено.
Авторские права защищаются адвокатской коллегией г. Москвы.