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

в данном случае протекание тока ограничено скоростью диффузии носителей заряда, так как их перемещение в металл можно представить как переход в некую среду с чрезвычайно малым эффективным временем жизни неосновных носителей [Schottky, 1938]. Следовательно, квазиуровень Ферми вблизи границы раздела несколько понижается (ср. 2.2.3). Рассматривая эти явления, Шоттки неходил из уравнения для плотности тока

J =q[n{x)n$+D dn/dx] =

= qD [-qn(x)(dV/dx)likT) + dn/dx], (2.65)

интегрирование которого по толщине обедненного слоя с использованием граничных условий

п(0) Nctxp{-q<bl(kT)) = Nc ехр{- [ЕМ-Ер]ЦкТ)} ; (x )=iVeexp(- ЬпКкТ))

позволило установить взаимосвязь между Jn и распределением потенциала в обедненном слое. При параболической форме потенциального барьера вольт-амперная характеристика может быть приближенно представлена соотношением

Jn qnn[2q(y-V)Noles] /7V, ехр(-Фй/(*Г)) [ехр(Г/(*Г))-1].

(2. 66)

Сомножитель {2q{Vd-V)NJ)es] представляет собой максимальную напряженность max электрического поля в барьере параболической формы. В уравнении (2.65) У является разностью двух больших величин, поэтому

ё max = - dVldx- [кТЦдп {X))] (dn/dx), (2.67)

а произведение fin &тах приближенно равно скорости диффузии носителей заряда вблизи границы раздела. Поскольку йах ~ , влияние диффузии наиболее существенно главным образом при низких значениях Nd, когда эффект поля незначителен.

В соответствии с термоэмиссионной теорией ток насыщения в уравнении вольт-амперной характеристики (2.60) определяется лишь Ф и не зависит от свойств обедненного слоя, тогда как согласно диффузионной теории в (2.66) входят такие параметры обедненного слоя, как V(x) и Nj). Кроме того, в рамках диффузионной теории существует слабая зависимость Jq от V и еще менее ярко выраженная зависимость Jq от температуры.

Это время жизни представляет собой по существу время релаксации горячих электронов в металле, примерно равное 10 с.

Интегрируя (2.65), Шоттки использовал в качестве интегрирующего множителя выражение exp[-qV(x)/(kT)]. Более подробно вопросы термозмиссионной н диффузионной теорий рассмотрены Хенишем fHenisch, 1957].

Теория термоэлектронной эмиссии Бете и диффузионная теория Шоттки обобщены [Crowell, Sze, 1966 a,b] с учетом электрон-фононного взаимодействия, квантовомеханического туннелирования носителей через барьер и уменьшения высоты барьера под влиянием сил изобртжения (эффекта Шоттки). Полученное авторами уравнение можно представить в упрощенном виде

J= -ехр(-дФ1,КкГ))[ехр(дУКкГ))-1]. (2.68)

Здесь Vj - эффективная скорость рекомбинадни на границе раздела;

- эффективная скорость диффузии, а = Ф, - ДФ характеризует эффект поля. Если подвижность носителей не зависит от напряженности электрического поля, то 5 max - При повышенных значениях Nj) бтах велико, < v, где v ,/4 = (кТ1(2т*)У> и преобладает

процесс термоэлектронной эмиссии. При малых Nj) и, следовательно, низких (ошах выполняется соотношение <v/j и справедлива диффузионная теория Шоттки. Полученные результаты [Crowell, Sze, 1966 a,b] свидетельствуют о том, что, за исключением случая очень тонких барьеров, через которые протекают значительные туннельные токи, обычно преобладает термоэмиссионный процесс, который довольно точно описан (2.60) при подборе соответствующих значений А* и Ф.

Диод Шоттки по существу представляет собой прибор, в котором происходит движение основных носителей заряда, и поэтому Jo в первом приближении не зависит от концентрации Nj), если она принимает достаточно большие значения. Однако при высоких Ф, или в полупроводниках с малыми Nj), а также при умеренно высоких прямых напряжениях смещения может возникнуть дополнительная составляющая общего тока, обусловленная инжекцией неосновных носителей в валентную зону [Scharfetter, 1965]. Эта составляющая учитывается таким же образом, как и в гомогенных переходах [см. (2.12)]. Влияние диффузии, характеризуемое (2.66), также усиливается при малых Nj), что приводит к понижению Jo. При высоких значениях jVq (не менее 10*- 10 см *) барьер Шоттки существенно снижается и становится настолько тонким, что его преодолевает посредством туннелирования большое количество носителей заряда.

Термически активированное туннелирование вызывает зависящее от температуры уменьшение эффективной высоты потенциального барьера и сложный характер изменения диодного коэффициента. Значения энергии (рассчитанные по отношению к высоте энергетического барьера), которым отвечает максимальный ток в такой структуре с барьером Шоттки, показаны на рис. 2.26. Процесс туннелирования носителей через состояния в обедненном слое рассмотрен [Sarrabayrouse е. а., 1977; Parker, 1969 а,Ь].

Авторами работ рассчитана вероятность туннелирования носителей за-ряда (электронов проводимости) из зоны делокализованных на уровни локализованных состояний (ловушечных центров) в обедненном слое, а также обрттного процесса с использованием 5-функции Дирака для описания волновых функций. Сопоставление полученных данных с ре-88

Рис. 2.31. Различные механизмы протекания тока в диодах с барьером Шоттки при низких значениях jVq, но высоких и К (а), при промежуточных (б) и высоких (в) значениях Nq:

1 - инжекция основных носителей заряда вследствие термоэмиссии, регулируемая диффузионным механизмом; 2 - инжекция неосновных носителей заряда; 3 - термоэлектронная эмиссия; 4 - рекомбинационно-генерациониый процесс в обедненном слое; 5 - термоэлектронная эмиссия в сочетании с эффектом поля, вызывающим снижение барьера; 6 - термически активированное туннелирование; 7 - термически активированное туннелирование при участии ловушек; возможна одновременная реализация нескольких механизмов

Ю 10 10 10 Ю 10 10 10 Концентрация доноров ипи акцепторов, см

Рис. 2.32. Качественная зависимость плотности тока насыщения J о (найденной по положению точки пересечения графика 1&/(F) с осью К = 0) в диоде с барьером Шоттки от концентрации jV легирующей примеси:

1 - термоэлектронная эмиссия (теория Шоттки); 2 - термоэлектронная эмиссия (теория Бете); 3 - термически активированное туннелирование (термоэлектрои-но-полевая эмиссия); 4 - туннелирование (полевая эмиссия); 5 - омическая характеристика; 6 - уменьшение высоты барьера (эффект поля) при отсутствии туннелирования иоси1 лей. В, В я в постоянны при Т =300 К. Границы выделенных областей и значения Jq зависят от ряда параметров полупроводника. Полагают, что высота барьера равна 1 зВ

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.