Научная литература
booksshare.net -> Добавить материал -> Физика -> Зи С.М. -> "Физика полупроводниковых приборов" -> 111

Физика полупроводниковых приборов - Зи С.М.

Зи С.М. Физика полупроводниковых приборов — М.: Энергия, 1973. — 656 c.
Скачать (прямая ссылка): fizikapoluprovodnikovihpriborov1973.djvu
Предыдущая << 1 .. 105 106 107 108 109 110 < 111 > 112 113 114 115 116 117 .. 228 >> Следующая

34,а показана диаграмма энергетической зоны диода с ограничением тока
пространственным зарядом (SCL) в состоянии термодинамического равновесия.
На рис. 34,6 и в представлены прямое и обратное
смещения. На этом рисунке изображен случай, когда носителями заряда
являются электроны, но аналогичная диаграмма может быть получена и для
дырок. Инжектирующим контактом является на рисунке я++-материал, и
отводящий контакт представлен в виде резкой потенциальной энергетической
ямы.
Когда носителями тока являются как электроны, так и дырки справедливы
соотношения:
/п=9Кя"<?: ]
(85)
lv = q\i.vpg\
J tot /" ~Ь ^2Ь
где обозначения имеют обычное значение и Jtot-общая плотность тока.
Уравнение Пуассона имеет вид:
дб а (п - р)
5LV (86)
дх
Основание (п ++J
\
Управляющий электрод (металл)
Щ7
У Термодинами-
ческое равновесие
Прямое
смещение
б)
Необходимо учесть, что приведенное уравнение не содержит примесную
концентрацию, которая, пренебрежимо мала по сравнению с п и р.
При пользовании допущениями: 1) малая плотность тока; 2) малое время
переноса заряда через зону i; 3) отсутствие всякой рекомбинации
электронов и дырок, дивергенция го тока равна нулю:
Обратное
смещение
Рис. 34. Диаграммы энергетического диода с токами, ограниченными
пространственным зарядом
(SCh) [Л. 39].
¦как электронного, так я дырочно-
cl J cl Jр
dx dxj
(87)
Из уравнения (86) получаем:
У ~- ^ - 8,,п'^Р /оол
(88)
¦Подстановка р в уравнение (86) и интегрирование с обычным граничным
условием п=оо и <§ =0 при х=0 дает следующий результат:
1 Г *sJF Г/2 .
П~ q L + J '
(89)
9es (^" + ?Ы UF
JF - 8 (1-5) L3 • (90)
В этом уравнении Uf - прямое напряжение, прикладываемое к стоку, a L -
расстояние между истоком и стоком. Величину ? можно найти исходя из
условий на стоке. При малых прикладываемых напряжениях ток невелик. Это
объясняет тот факт, что плотность дырок на стоке находится в термическом
равновесии с металлом. Таким образом, pD(x-L) ехр(-уФв-р/кТ), а из
уравнений (88) и (89) имеем:
4qpDL*
К~ 3e?HD+ 4qpDV ¦ (9I)
Подстановка в уравнение (90) дает результат для двойной инжекции:
3qpD (Вч> + Ы UF Sesl,nU2F JF= gL * 8Z* ' (92)
При высоком приложенном напряжении дырочный ток, текущий через контакт
стока, достигнет значения насыщения /я, которое дается уравнением
термоэлектронной эмиссии Ричардсона. В этом случае из уравнений (85) и
(88) имеем:
V-rJ s
P.p(/F-/S) '• (93)
Подстановка в уравнение (90) дает следующий результат:
Если рп и Js достаточно малы, то оба уравнения (92) и (94) приводятся к
виду стандартного закона Мотта - Герни [Л. 40] для инжекции одного типа
носителей:
Уравнения (92), (94) и (95) графически представлены на рис. 35, где 1 -
идеальный квадратичный закон Мотта - Герни, соответствующий уравнению
(95); 2 - область линейной токовой зависимости, следующей из уравнения
(92); 3 - выражение тока
насыщения из уравнения (94). Приведены полученные экспериментально вольт-
амперные характеристики диода на основе Аи- Si SCL с сопротивлением около
25 000 ом-см и Г ~ 10 мкм. Ясно, что могут быть получены разнообразные
вольт-амперные характеристики в зависимости от сравнительной величины тех
или иных членов.
а/сжг
Рис. 35. Теоретические и экспериментальные результаты для диодов с
токами, ограниченными пространственным зарядом [Л. 39].
ГЛАВА ДЕВЯТАЯ
ДИОДЫ СО СТРУКТУРОЙ
МЕТАЛЛ- ДИЭЛЕКТРИК - ПОЛУПРОВОДНИК
1. Введение
Структуры металл - диэлектрик - полупроводник (МДП) представляют большой
интерес с точки зрения изучения свойств поверхности полупроводников.
Вследствие того, что надежность и стабильность всех 'полупроводниковых
приборов определяются условиями ¦на ид поверхности, изучение физики
поверхности с помощью МДП-диодов имеет большое значение при изготовлении
приборов. В настоящей главе мы .в основном сосредоточим внимание на
системе металл-окисел - кремний (МОП). Эта система привлекает к себе
наибольшее внимание, так .как она характерна для большинства планарных
приборов и интегральных схем.
¦МДП-структуры впервые 'были предложены в качестве переменной емкости в
1959 г. Моллом [Л. 1], Пфаном и Гарретом (Л. 2]. Характеристики МОП-
структур анализировались Франклом (Л. 3] и Линднером (Л. 4], а впервые
были применены для изучения термически окисленной поверхности кремния
Терманом [Л. 5], Леховецом
и 'Слободским (Л. 6]. Исчерпывающее изложение теории поверхности
полупроводника можно найти в книге |Мени и др. (Л. 7].
В настоящей главе мы сначала обсудим идеальные МДП-дноды ¦(§ Е), что
послужит основой .понимания 'характеристик неидеальньгх МДП-дйодов.
Рассмотрению -неидеальных случаев вследствие влияния поверхностных
состояний поверхностного заряда и ¦пространственного заряда в изоляторе
посвящен § 3. iB этом же параграфе будут рассмотрены явления миграции
ионов, обнаруженные Сноу и др. |[Л. в], метод проводимости, предложенный
Николианом и Гоэтцбергером |[Л. 9], дисперсия постоянных времени и шу.м
типа 1 If. 'В § 4 мы рассмотрим влияние на характеристики МД'П-струк-тур
Предыдущая << 1 .. 105 106 107 108 109 110 < 111 > 112 113 114 115 116 117 .. 228 >> Следующая

Реклама

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed

Есть, чем поделиться? Отправьте
материал
нам
Авторские права © 2009 BooksShare.
Все права защищены.
Rambler's Top100

c1c0fc952cf0704ad12d6af2ad3bf47e03017fed