2. Диодная теория выпрямления

О сновное допущение l ≥ z – длина свободного пробега электрона больше толщины ОПЗ. В этом случае электроны «проскакивают» ОПЗ без соударений (баллистический пролёт). Эта модель применима для кристаллических полупроводников с большой подвижностью и умеренно высоким уровнем легирования (4.13).

При прямом смещении термодинамическое равновесие нарушается. Ток из полупроводника становится больше, чем из металла (он не изменяется, так как поле не проникает в металл и не изменяет барьера Ф_В) (рисунок 4.17). Концентрация в плоскости контакта увеличивается (нет рассеяния).

. (4.27)

Это обстоятельство приводит к скачкообразному изменению средней энергии электронного газа от полупроводника к металлу (рисунок 4.17).

Рисунок 4.17 - Энергетическая диаграмма барьера Шоттки в прямом смещении (диодная теория)

Суммарный ток: ;

, где Ф_В = Ф₀ – F.

Следовательно,

. (4.28)

Можно показать, что

,

где – средняя тепловая скорость электронов при распределении Больцмана.

В результате ВАХ по диодной модели имеет вид, аналогичный диффузионной:

, (4.29)

где – не зависит от величины обратного напряжения.

4.7.3. Сравнение диффузной и диодной моделей

ВАХ барьера Шоттки как по диффузной, так и по диодной моделям описывается одинаковым выражением, но с разными токами насыщения j_s.

, где

Так как , а величина барьера у поликристаллов выше чем у монокристаллов, то . Поэтому диодная модель даёт более низкие прямые падения напряжения (меньше прямое сопротивление). Вторая особенность ­­– по диодной модели обратный ток не зависит от напряжения (рисунок 4.18).

Современные модели барьера Шоттки учитывают также инжекцию неосновных носителей и туннелирование. Однако общий вид ВАХ сохраняется и в этих случаях.

Р

Рисунок 4.18 - ВАХ запорного контакта МП: диодная

и диффузионная модели

исунок 4.19 - Температурная зависимость концентрации основных носителей заряда в примесном полупроводнике

4.7.4. Температурная зависимость параметров вах запорного контакта

Параметрами статической ВАХ являются U_пр – прямое падение напряжения при заданном токе I_пр = j_пр∙S и I_обр = j_обр∙S – обратный ток при заданном обратном напряжении U_обр.

При U_пр > 3_Т ,

В примесном полупроводнике n₀ = N_D в температурном диапазоне от T_i – собственной температуры до T_ион – температуры ионизации легирующей примеси (рисунок 4.19). Этот температурный диапазон перекрывает интервал эксплуатационных температур. Поэтому можно принять n₀ = N_D , независимой от температуры, и ток насыщения представить в виде:

.

Тогда:

(4.30)

Величина – плотность тока при нулевом барьере

.

Прямое падение напряжения линейно падает с увеличением температуры (рисунок 4.20). Физический смысл: при увеличении температуры возрастает энергия электронов и, следовательно, вероятность перехода через барьер

.

Увеличивается поток (плотность тока). Но условиями эксперимента плотность тока поддерживается постоянной (j_пр = const). Следовательно, результирующий барьер Ф₀ – qU_пр(T) должен увеличиться, т.е. U_пр – уменьшиться.

Рисунок 4.20 - Температурная Рисунок 4.21 – Температурная

зависимость U_пр. зависимость j_обр

С увеличением прямого тока температурная зависимость U_пр – уменьшается (рисунок 4.20). Вклад температурного разогрева относительно полевого (прямое смещение) уменьшается.

При анализе температурной зависимости обратного тока необходимо использовать выражение для j_S через параметры барьера со стороны металла.

Пренебрегая более слабой температурной зависимостью lnAT² ~ const, можем оценить величину Ф_В (рисунок 4.21).

.

Надбарьерная эмиссия в общем случае представляет собой активационный процесс с энергией активации равной величине барьера. Поэтому обратный ток по экспоненте увеличивается с температурой.