Эффект Шоттки

Эмиссии электронов из металла препятствует потенциальный барьер, образованный из электрических сил изображения. Снижение этого барьера по мере увеличения прилагаемого внешнего электрического поля называется эффектом Шоттки. Рассмотрим сначала систему металл-вакуум. Минимальная энергия, которую необходимо передать электрону на уровне Ферми чтобы он покинул металл, называется работой выхода ( измеряется в электронвольтах). Для типичных металлов величина колеблется в районе 2-6 эВ и чувствительна к загрязнению поверхности.

Электрон, который находится в условиях вакуума на некотором расстоянии от поверхности металла, индуцирует на поверхности положительный заряд. Сила притяжения между электроном и этим индуцированным поверхностным зарядом равна по величине силе притяжения к эффективному положительному заряду , который называют зарядом изображения. Эта сила, которая также называется силой изображения, равна:

где — диэлектрическая проницаемость вакуума. Работа, которую нужно совершить чтобы переместить электрон из бесконечности в точку , равна:

Эта работа отвечает потенциальной энергии электрона на расстоянии от поверхности. Зависимость , обычно изображается на диаграммах прямой линией.

Если в системе есть внешнее электрическое поле , то потенциальная энергия электрона будет равна сумме:

эВ.

Снижение барьера Шоттки и расстояние , при котором величина потенциала достигает максимума, определяется из условия . Откуда находим:

см,

В.

Из этих уравнений находим значение снижения барьера и расстояние: В, При 1/см и В, При В/см. В результате, сильное электрическое поле вызывает значительное снижение барьера Шоттки. Вследствие этого эффективная работа выхода из металла для термоэлектронной эмиссии уменьшается.

Полученные выше результаты могут быть перенесены на системы металл-полупроводник. В данном случае электрическое поле заменяется полем в полупроводнике вблизи границы раздела (где он достигает своего максимального значения), а диэлектрическая проницаемость вакуума заменяется диэлектрической проницаемостью полупроводника (), то есть:

Значение () может отличаться от статической диэлектрической проницаемости полупроводника. Это связано с тем, что если время пролёта электрона от поверхности раздела металл-полупроводник в точку ( — точка, где потенциальная энергия достигает своего максимального значения) меньше времени диэлектрической релаксации полупроводника, то последний не успевает поляризоваться. Поэтому экспериментальные значение диэлектрической проницаемости могут быть меньшими статической (низкочастотной) проницаемости. В кремнии эти величины практически совпадают между собой.

Эффективная диэлектрическая проницаемость для контакта золото-кремний определённая по результатам фотоэлектрических измерений. На практике имеем, что эффективная диэлектрическая проницаемость сил изображения находится в диапазоне 11,5 - 12,5. При расстояние меняется от 10 до 50А в диапазоне изменений электрического поля около В/см. Если учесть, что скорость носителей около см/с, их время пролёта будет с. Оказывается, что диэлектрическая проницаемость, полученная при учёте силы изображения, близко к значений проницаемости (~12) для электромагнитного излучения соответствующих частот (с длиной волны 3-15 мкм). Поскольку диэлектрическая проницаемость кремния практически постоянна в диапазоне частот от нуля, соответствующей длине волны , в пролёта электрона через обеднённый слой решётка успевает поляризоваться. Поэтому значение диэлектрической проницаемости, полученные в фотоэлектрических и оптических опытах, близки друг к другу. Германий и арсенид галлия имеют аналогичные частотные зависимости диэлектрической проницаемости. Поэтому можно предположить, что в случае этих полупроводников значение диэлектрической проницаемости, определяющего силы изображения, в указанном выше интервале полей примерно совпадает со статичными значениями.

Эффект Шоттки используется в полупроводниковой технике и реализован в т. н. диодах Шоттки, имеющих высокие частотные характеристики.

· ШОТТКИ БАРЬЕР — потенциальный барьер, образующийся в приконтактном слое полупроводника, граничащем с металлом; исследован В. Шоттки (W. Schottky) в 1939. Для возникновения Ш. б. необходимо, чтобы работы выхода электронов из металла Ф M и полупроводника

· ШОТТКИ ДИОД — полупроводниковый диод, действие которого основано на использовании свойств контакта металл полупроводник; названного по имени немецкого физика В. Шоттки (W. Schottky; 1886 1976), создавшего в 1938 основы теории таких диодов.

·

· ШОТТКИ ЭФФЕКТ — рост тока электронной эмиссии с поверхности твердого тела под действием электрического поля, ускоряющего электроны (уменьшающего работы выхода). Назван по имени немецкого физика В. Шоттки

Формування контакту напівпровідник – напівпровідник

Всі електричні контакти можна розділити на три основні групи: омічні, нелінійні і інжектуючі. У залежності від призначення контакту до нього пред'являються різні вимоги. Так, омічний контакт повинний мати дуже малий перехідний опір, не спотворювати форму переданого сигналу, не створювати шумів, мати лінійну вольт - амперну характеристику. Подібні контакти необхідні для з'єднання елементів схеми один з одним, із джерелами харчування і т.д. Нелінійні контакти використовуються для перетворення електричних сигналів (випрямлення, детектування, генерування і т. д.). Вони мають різко нелінійну вольт - амперну характеристику, форма якої визначається конкретним призначенням відповідного приладу. Інжектуючі контакти мають здатність направляти носії зарядів тільки в одну сторону. Цей тип контактів широко використовується в напівпровідникових приладах, наприклад, у біполярних транзисторах. Найбільше поширення в напівпровідниковій техніці і мікроелектроніці одержали контакти типу напівпровідник — напівпровідник, а фізичні явища, що відбуваються в зоні цих контактів, лежать в основі роботи більшості напівпровідникових приладів. Електричний перехід між двома областями напівпровідника, одна із яких має електропровідність n - типа, а інша р – типа, називають електронно – дірковим, чи р-n переходом (рисунок 1). Рисунок 1 – Електронно – дірковий перехід Електронно – дірковий перехід не можна створити простим дотиканням пластин n- і р - типа, тому що при цьому неминучий проміжний шар повітря, окислів чи поверхневих забруднень. Ці переходи одержують вплавленням чи дифузією відповідних домішок у пластинки монокристала напівпровідника, а також шляхом вирощування р-n переходу з розплаву напівпровідника з регульованою кількістю домішок. У залежності від способу виготовлення р-n переходи бувають сплавними, дифузійними та інші. Розглянемо явища, що виникають при електричному контакті між напівпровідниками n- і р - типа з однаковою концентрацією донорних і акцепторних домішок (рисунок 2, а). Допустимо, що на межі розділу (перетин х0) тип домішок різко змінюється (рисунок 2, б). Рисунок 2 – Формування p–n переходу і потоки носіїв заряду (а); розподілення концентрації донорів і акцепторів (б); розподілення концентрації електронів і дірок (в). Існування електронно – діркового переходу обумовлено відмінностями в концентрації рухливих носіїв заряду електронної і діркової областей. В електронній частині напівпровідника концентрація електронів n_n = N_д, а концентрація дірок . В дірковій частині p_p = N_a > p_n, . Внаслідок того що концентрація електронів в n- області вище, ніж в р- області, а концентрація дірок в р- області вище, ніж в n- області, на границі цих областей існує градієнт концентрацій носіїв, що викликає дифузійний струм електронів з n- області в р- область (потік 1 на рисунок 2, а) і дифузійний струм дірок з р- області в n- область (потік 2 на рисунок 2, а). Крім струму, обумовленого рухом основних носіїв заряду, через границю розділу напівпровідників можливий струм неосновних носіїв (електронів з р- області в n- область і дірок з n- області в р- область). Потоки неосновних носіїв на рисунку 2, а позначені відповідно 3 і 4. Внаслідок істотного розходження в концентраціях основних і неосновних носіїв струм, обумовлений основними носіями заряду, буде переважати над струмом неосновних носіїв. Якби електрони і дірки були нейтральними, то дифузія в остаточному підсумку привела до повного вирівнювання їхньої концентрації по всьому об'єму кристала. Насправді ж дифузійні струми через р-n перехід не приводить до вирівнювання концентрації носіїв в обох частинах напівпровідника. З рисунку 2, в видно, що відхід електронів із приконтактної n- області приводить до того, що їхня концентрація (n_n) тут зменшується і виникає не скомпенсований позитивний заряд іонів донорної домішки. Точно так само в р- області унаслідок відходу дірок їхня концентрацій (р_р) у приконтактному шарі знижується (рисунок 2, в) і тут виникає не скомпенсований негативний заряд іонів акцепторної домішки. Таким чином, на границі областей n- і р - типа утворяться два шари протилежних за знаком зарядів. Область просторових зарядів, що утворилися, являє собою р-n перехід. Його ширина (Δ = х_р - х_n) звичайно не перевищує десятих часток мікрометра. Просторові заряди в переході утворюють електричне поле, спрямоване від позитивно заряджених іонів донорів до негативно заряджених іонів акцепторів. Схема утворення електричного поля в р-n переході показана на рисунку 3, а і б. Це поле є гальмуючим для основних носіїв заряду і прискорюючим для неосновних. Тепер будь-який електрон, що проходить з електронної області в діркову, попадає в електричне поле, що прагне повернути його назад в електронну область. Точно так само і дірки, потрапляючи з області р в електричне поле р-n переходу, будуть повернуті цим полем назад у р-область. Рисунок 3- Утворення електричного поля і контактної різниці потенціалів в р-n переході: а – розподілення електричних зарядів; б – напрямок електричного поля; в – розподілення напруженості поля Е; г – потенціальна діаграма. Що ж стосується неосновних носіїв заряду, то вони, роблячи хаотичний тепловий рух (дрейфуючи), можуть потрапити в зону р-n переходу. У цьому випадку поле переходу, що прискорює, виштовхне їх за межі переходу. На рисунку 3, в показаний розподіл напруженості поля і в р-n переході. Найбільша величина напруженості Е спостерігається в перетині х0, оскільки через цей перетин проходять усі силові лінії, що починаються на позитивних зарядах, розташованих лівіше x0. В міру відділення від х0 вліво кількість не скомпенсованих позитивних зарядів буде зменшуватися, значить, і напруженість поля буде зменшуватися. Аналогічна картина спостерігається і при відділенні вправо від перетину х0. Якщо вважати, що поле створюється тільки зарядами донорів і акцепторів, то зменшення напруженості відбувається по лінійному закону. Потенційна діаграма р-n переходу показана на рисунку 3,г. За нульовий потенціал умовно прийнятий потенціал шару х0. При переміщенні від х0 до перетину хп потенціал підвищується, а при переміщенні від х0 до хр — знижується. За межами переходу поле відсутнє і φ(х) = const. Перепад потенціалу в переході дорівнює контактній різниці потенціалів UК. Цей перепад звичайно називають потенційним бар'єром, тому що він перешкоджає переміщенню основних носіїв заряду. Слід зазначити, що при кімнатній температурі деяка кількість основних носіїв зарядів у кожній з областей напівпровідника має енергію, достатню для подолання потенційного бар'єра. Це приводить до того, що через р-n перехід дифундує незначна кількість електронів і дірок, утворюючи відповідно електронну (J_{n диф}) і діркову (J_{р диф}) складові дифузійного струму. Крім того, через p-n перехід безперешкодно проходять неосновні носії заряду (тобто дірки з n- області й електрони з р- області), для яких електричне поле р-n переходу що прискорюючим. Ці заряди утворюють відповідно електронну (J_{n др}) і діркову (J_{р др}) складові дрейфового струму. Напрямок дрейфового струму неосновних носіїв протилежно напрямку дифузійного струму основних носіїв. Оскільки в ізольованому напівпровіднику щільність струму повинна дорівнювати нулю, то зрештою встановлюється динамічна рівновага, коли дифузійний і дрейфовий потоки зарядів через р-n перехід компенсують один одного, тобто J_{n диф} – J_{n др} + J_{р диф} – J_{р др} = 0,

·

Дата добавления: 2014-01-05