ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 19.03.2024
Просмотров: 141
Скачиваний: 0
E,еВ
0 |
|
|
|
__12 |
|
|
|
||
|
|
|
|
|
B |
|
|
__10 |
|
|
|
__ 8 |
||
|
|
|
|
|
|
|
C |
|
__ 6 |
|
|
|
__4 |
|
|
|
|
|
__2 |
n |
|
|
|
|
|
|
0 |
||
|
|
|
||
D
μ=8,95еВ x0=4,52еВ
Нульовий рівень |
|
K |
e |
A |
|
0 |
|||
|
|
|
|
еВ |
F=-qe |
|
=13,47 |
V |
|
|
|
0 |
|
|
U |
|
а)
K e A
F=-qe |
V |
б)
Рисунок 6.4 – Енергетична схема |
Рисунок 6.5 – Напрям зовнішнього |
|||
вольфраму |
і криві |
розподілу |
поля і сили діючої на електрон, |
|
електронів по енергіях п(Е) сили, |
при затримуючій (а) і прискорю- |
|||
діючої при Т=0К (суцільна крива) |
ючій (б) напрузі на аноді |
|||
і |
при |
високій |
температурі |
|
(штрихова крива) |
|
|
||
|
Якщо між емітером (термокатодом К) і колектором (анодом А) |
|||
створити різницю потенціалів V, |
перешкоджаючу руху електронів до |
|||
колектора (рис. 6.5, а), то на колектор зможуть потрапити лише ті електрони, які вилетіли з емітера із запасом кінетичної енергії, не меншим
– qV(V0). Для цьогоїх енергія в емітері повинна бути неменшехвн– qV.
На рис. 6.6, а показаний графік залежності ln I від V. Для (V<0) він являє собою пряму, відсікаючу на осі ординат (V = 0) відрізок ln I0.
При позитивному потенціалі на колекторі (рис. 6.5, б) всі електрони, що покидають емітер (emitter), потрапляють на колектор (collector). Тому струм в колі змінюватись не повинен, залишаючись рівним струму
насичення I0 (штрихова крива на рис.6.6,а).
Слід вказати, що подібна ВАХ спостерігається лише при відносно малій густині струму емісії і високих позитивних потенціалах на колекторі, коли поблизу емітуючої поверхні не виникає будь-яка кількість значного об'ємного заряду з електронів, що не встигли досягти колектора. За наявності ж такого заряду вольт-амперна характеристика описується рівнянням Чайльда – Ленгмюра, згідно з яким I ~ V3/2.
Ефект Шотткі. Висновок про незалежність від V при V > 0 не зовсім точний. Прискорююче поле на емітуючій поверхні, діючи на електрон з силою F = - qe (рис. 6.5, б), здійснює на шляху х роботу Fx = = -qex тим самим зменшує потенціальну енергію електрона на Ueqex. На рис. 6.6, б показана залежність від х потенціальної енергії електрона в зовнішньому полі Ue (штрихпунктирна пряма), в полі сил електричного зображення Uзоб (штрихова крива) і результуючої потенціальної енергії електрона (суцільна крива).
62
ln1 |
|
E |
|
0 |
0 |
|
|
|
|
||
lnI0 |
|
|
Uзоб |
|
|
|
|
|
|
U |
Ue |
|
|
|
|
|
μ |
|
d |
|
|
|
|
0 |
V |
|
x |
a) |
|
б) |
|
E |
|
0 |
|
|
Uзоб |
|
Ue |
|
U |
|
Тунелювання |
d |
електронів |
|
x |
в) |
|
Рисунок 6.6 – Залежність струму від напруги на аноді (а) і вплив зовнішнього поля на висоту і форму потенціального бар'єра на межі метал-вакуум при ефекті Шотткі (б) і холодній емісії (в)
З рис. 6.6, б видно що прискорююче поле, діюче на емітуючій поверхні, знижує потенціальний бар'єр на х. Розрахунок показує, що для полів не дуже високої напруженості зниження потенціального бар'єра під дією зовнішнього поля називається ефектом Шотткі. Він призводить до того, що із зростанням позитивного потенціалу на колекторі струм емісії не зберігається постійним ( I0 ), а дещо збільшується (суцільна крива
рис. 6.6, а).
Холодна емісія електронів. Зовнішнє прискорююче поле викликає не тільки зниження потенціального бар'єра, але і зменшення його товщини d (рис. 6.6, в), що в полях достатньо високої напруженості (>109 В/м) робить такий бар'єр достатньо прозорим для тунельного просочування електронів і виходу їх з твердого тіла. Це явище одержало назву холодної емісії електронів. Густина струму при холодній емісії електронів експоненціально росте із збільшенням напруженості прискорюючого поля:
j = Ce2 exp(- a / e), |
(6.3) |
деС, а– сталі, щохарактеризуютьпотенціальнийбар'єр.
63
6.3 Контактна різниця потенціалів
Розглянемо процеси, що відбуваються при зближенні і контакті двох електронних провідників, наприклад, двох металів, енергетичні схеми яких показані на рис. 6.7, а. В ізольованому стані електронний газ в цих
провідниках характеризується хімічнимипотенціалами(chemical potential) m1 і m2 і роботами виходу x1 і x2 . Приведемо провідники в контакт, зближуючи їх
дотакоївідстані, приякійможливийефективнийобмінелектронами. Зрис. 6.7, а видно, що в зоні провідності провідника 2 зайняті всі стани аж до рівня Фермі, причому проти цих станів розташовуються зайняті рівні зони провідності провідника 1. Тому при абсолютному нулі електрони з провідника 2 не можуть переходити в провідник 1. При температурі, відмінній від 0 К, електрони
провідника 2, термічно збуджені на рівні, розташовані вище m1 , можуть переходити в провідник 1, але число таких електронів при звичайних температурахневелике, внаслідокчогоїхпотік n21 будеслабким.
Інша картина складається для провідника 1. В ньому зона провідності також укомплектована аж до рівня Фермі m1 , але внаслідок меншої роботи виходу ( x1 < x2 ) проти зайнятих станів цього провідника, розташованих вище рівня Фермі m2 , розміщуються вільні рівні зони провідності провідника 2.
Тому за наявності контакту (навіть при абсолютному нулі) електрони із зайнятих рівнів провідника 1 переходитимуть на вільні рівні провідника 2,
утворюючи потік n21 , на перших порах значно перевершуючий потік n21 .
Тепер розглянемо, як відбувається встановлення рівноваги між провідниками.
Провідник 1, втрачаючи електрони, заряджається позитивно, провідник 2, придбавши надмірні електрони, заряджається негативно. Виникнення цих зарядів викликає зсув один відносно одного енергетичних рівнів провідників 1 і 2. В провіднику 1 зарядженому позитивно, всі рівні опускаються вниз, а в провіднику 2, зарядженому негативно, всі рівні підіймаються вгору відносно своїх положень в незарядженому стані цих провідників (рис. 6.7, б). Це легко зрозуміти з таких простих міркувань. Для
переведення електрона, наприклад, з нульового рівня 01 металу 1 на нульовий рівень 02 металу 2, що знаходиться під негативним потенціалом
-V, відносно металу 1 необхідно виконати роботу, чисельно рівну qV. Ця робота переходить в потенціальну енергію електрона.
64
Рисунок 6.7 – Виникнення контактної різниці потенціалів між двома металами
Тому потенціальна енергія електрона, що знаходиться на нульовому рівні негативно зарядженого провідника, буде на W=qV більша потенціальної енергії електрона, розташованого на нульовому рівні позитивно зарядженого провідника. А це і означає, що нульовий рівень провідника 2 розташовується на W=qV вище нульового рівня позитивно зарядженого провідника.
Подібний зсув зазнають всі енергетичні рівні провідників 1 і 2, у тому числі і рівні Фермі m1 і m2 .
Як тільки рівень Фермі провідника 1, що безперервно знижується ( m1 ) і рівень Фермі провідника 2 ( m2 ), що безперервно підвищується,
виявляються на одній висоті, причина, що викликала переважне перетікання електронів з провідника 1 в провідник 2, зникає, оскільки проти заповнених рівнів провідника 1 розташовуються тепер заповнені з тим же ступенем заселеності рівні провідника 2. Між провідниками встановлюється рівновага, якій відповідає рівноважна різниця потенціалів між ними рівна
Vk= |
|
(x2-x1) |
(6.4) |
|
Її називають контактною різницею потенціалів (contact variance potential). Як видно з (6.3), вона визначається різницею робіт виходу
електронів з контактуючих провідників. За абсолютним значенням Vн
коливається від десятих часток до одиниць вольт. З рис. 6.7, б витікає, що контактна різниця потенціалів створює для електронів, перехідних в
провідник з більшою роботою виходу, потенціальний бар'єр висотою qVk .
65
Одержаний результат справедливий для будь-яких способів обміну двох матеріалів електронами, у тому числі і шляхом термоелектронної емісії у вакуум, через зовнішнє коло і т.д.
Контактна різниця потенціалів може відігравати велику роль в роботі електровакуумних приладів, електроди яких (катод, анод, сітки і ін.) виготовляються, як правило, з різнорідних металів. Контактна різниця потенціалів, що виникає між такими електродами, складається із зовнішньою різницею потенціалів і робить безпосередній вплив на ВАХ приладів. Зміна контактної різниці потенціалів може привести до нестабільності роботи цих приладів. Контактні явища лежать також в основі роботи багатьох напівпровідникових і інших твердотільних приладів і пристроїв.
6.4 Електронно-дірковий перехід. Методи отримання р-п-переходу
Прогрес в розвитку напівпровідникової електроніки зв'язаний з використанням контакту двох домішкових напівпровідників з різним типом провідності. Такий контакт одержав назву електронно-діркового переходу або р-п-переходу. Виготовити його шляхом механічного прилягання двох напівпровідників практично неможливо. Поверхня напівпровідників, як би ретельно вона не була очищена, містить величезну кількість домішок, забруднень і дефектів, що різко змінюють властивості напівпровідника. Тому успіх в освоєнні р-n-переходів був досягнутий лише тоді, коли навчилися робити їх у вигляді внутрішньої межі в монокристалічному напівпровіднику.
Розглянемо стисло основні методи отримання р-n-переходів.
Метод сплаву (сплавні р-n-переходи). Це один з найпоширеніших методів отримання переходів. Сутність його розглянемо на прикладі отримання р-n переходу шляхом сплаву германію n типу з індієм.
На кристал n-германія 1 кладеться індій 2 (рис. 6.8, а). Кристал поміщається в графітну касету 3 і витримується в печі при 500 – 600° С в атмосфері водню або аргону. При цьому індій розплавляється і у вигляді краплі 4 розчиняє в собі германій (рис. 6.8, б). При повільному охолоджуванні з розплаву випадає германій 5, насичений індієм. Він кристалізується у формі монокристала, орієнтованого однаково з монокристалом підкладки. Оскільки германій, що містить індій, має р- провідність, то на межі розплаву і монокристала германію, що має n- провідність,створюється р-n-перехід, що закристалізовується (рис. 6.8, в). Крапля індію 6 на поверхні германію відіграє роль омічного контакту, що має практично лінійну ВАХ. Такі контакти використовуються для під'єднування приладів в коло.
Метод витягування (витягнуті р-n-переходи). Сутність методу полягає в тому, що при витягуванні монокристала з розплаву (при виготовленні
66
напівпровідникового монокристала) в нього вводять спочатку домішку, надаючи йому n-провідність, а потім р-провідність. Між двома такими частинами монокристала утворюється р-n-перехід.
Дифузійний метод (дифузійні р-n-переходи). Електронно-дірковий перехід може бути одержаний також дифузією акцепторної домішки в донорний напівпровідник або донорної домішки в акцепторний напівпровідник. Дифузію можна вести з газоподібної, рідкої або твердої фази. Глибина проникнення домішки і залягання р-n-переходу визначається температурою і часом проведення дифузії. Переходом служить межа, що відділяє області з різним типом провідності.
Рисунок 6.8 – Отримання р-n-переходу методом сплаву
Епітаксійний метод. Він полягає в осадженні на пластину, наприклад, кремнію n-типу, монокристалічної плівки кремнію р-типу. На межі цієї плівки і пластини утворюється р-n-перехід.
Метод іонного легування. Сутність методу полягає в тому, що поверхневий шар напівпровідника даного типу провідності за допомогою іонного пучка легується домішкою, що надає цьому шару провідність протилежного знаку.
6.5 Рівноважний стан р-п переходу
Нехай внутрішньою межею поділу двох областей напівпровідника з різним типом провідності є площина ММ (рис. 6.9, а): зліва від неї знаходиться напівпровідник р-типу, наприклад, р-германий з концентрацією
акцепторів Na , справа – напівпровідник n типу (n-германій) з концентрацією донорів N Д . Для простоти вважатимемо, що Na = N Д і дорівнює, наприклад,
1022 м-3. На рис. 6.9, б показана зміна концентрації акцепторних і донорних атомів при переміщенні уздовж осі х, перпендикулярної площини ММ. В точці 0, яка лежить в цій площині, Na стрибкоподібно зменшується до нуля, а NД стрибкоподібно збільшується від нуля до NД.
Для n-області основними носіями є електрони, для р-області – дірки. Основні носії виникають внаслідок іонізації донорних і акцепторних
67