![](/user_photo/2706_HbeT2.jpg)
- •1. Цель и задачи индивидуального задания
- •2. Основные сведения о физических явлениях и процессах в полупроводниковых структурах
- •2.1. Вводные замечания
- •2.2. Основные понятия и уравнения твердотельной электроники
- •2.3. Электронно-дырочный переход
- •2.4. Структура металл-полупроводник
- •2.5. Структура металл-диэлектрик-полупроводник
- •3. Состав индивидуального задания
- •4. Указания по составлению пояснительной записки
- •4.1. Введение
- •4.2. Основная часть
- •4.3. Заключение
- •4.4. Библиографический список и требования к нему
- •I. Варианты индивидуальных заданий
- •1.1. Электронно-дырочный переход
- •1.2. Электронно-дырочный переход
- •1.3. Электронно-дырочный переход
- •1.4. Электронно-дырочный переход
- •1.5. Контакт металл-полупроводник
2.4. Структура металл-полупроводник
2.4.1. Контакты на основе структуры металл-полупроводник обладают выпрямляющими свойствами в том случае, когда величина, равная разности работ выхода электронов из металла и полупроводника МП>0 для полупроводника n-типа проводимости и МП<0 для полупроводника p-типа проводимости. В этом случае МП обозначают 0 и называют диффузионным потенциалом или контактной разностью потенциалов.
Согласно общей теории переноса носителей заряда в структурах металл-полупроводник (теории термоэлектронной эмиссии – диффузии) выражение для плотности тока имеет вид
(22)
Здесь
– скорость термоэлектронной рекомбинации
носителей заряда на границе раздела
структуры металл-полупроводник (А*
–
эффективная постоянная Ричардсона, Nс
– плотность
электронных состояний в зоне проводимости
полупроводника);
≈µξ0
– скорость
дрейфа носителей заряда в обедненной
области полупроводника (ξ0
–
максимальное значение напряженности
электрического поля в полупроводнике
в области барьера Шоттки); в
– высота
барьера Шоттки, равная в
=0,235M–0,352
для структуры металл-кремний n-типа
проводимости, и в
=Eg
–(0,235M
–0,352) для структуры металл-кремний
p-типа
проводимости.
Максимальное значение напряженности электрического поля в полупроводнике рассчитывается по формуле
ξ=2(0 -U)/W, (23)
при условии U=0, где W – толщина обедненного слоя полупроводника, U – напряжение смещения, т.е. ξ0=20 /W.
В условиях равновесия W определяется выражением
(24)
где N – концентрация основных носителей заряда в полупроводнике.
Если
>>
,
то справедлива теория термоэлектронной
эмиссии (теория Бете), и выражение для
плотности тока (22) преобразуется к виду
(25)
В том случае, когда << , определяющим является процесс диффузии (теория Шоттки), и плотность тока с достаточной точностью вычисляется по формуле
(26)
2.4.2. Для структуры металл-полупроводник распределение потенциала в области барьера Шоттки можно считать треугольным и аппроксимировать функцией
n (x)=n0 -ξx, (27)
а распределение потенциальной энергии электрона
En (x)=En0 -qξx, (28)
где n0 и En0 – высота потенциального барьера в В и эВ, соответственно, т.е. высота барьера Шоттки. Тогда подстановка (28) в выражение для расчета вероятности квантовомеханического туннельного перехода электрона с энергией Е сквозь потенциальный барьер произвольной формы
(29)
позволяет получить выражение для расчета вероятности туннелирования электрона сквозь барьер Шоттки в виде
(30)
В выражениях (29) и (30) m* – эффективная масса электронов в полупроводнике, кг; ∆E=в–Е (Е – энергия электрона, туннелирующего из полупроводника в металл, эВ); ћ – постоянная Планка (ћ =1,05·10-34Дж·с); ξ – напряженность электрического поля в полупроводнике, В/м, рассчитывается по формуле (23).
2.4.3. Барьерная емкость контакта металл-полупроводник определяется по формуле
(31)
где А – площадь контакта металл-полупроводник.