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文檔簡介

熱電子發(fā)射

電勢分布：在勢壘高度大于k0T時(shí)，積分主要決定于x=0附近的電勢值，去掉x2

項(xiàng)隨x

增大而急劇減??！由xd處(已到半導(dǎo)體體內(nèi)):x=0處(半導(dǎo)體表面):用耗盡層近似求積分→J代入到：把積分函數(shù)和xd的表達(dá)式可得到電流密度為：其中，J-V特性討論：其大小主要決定于指數(shù)因子(1)V>0時(shí)：(2)V<0時(shí)：如果|qV|>>k0T：如果qV>>k0T：金半接觸伏安特性JSD隨電壓而緩慢變化，但并不趨于定值，即沒有飽和氧化亞銅，遷移率較小，即平均自由程較短，擴(kuò)散理論適用Thermionicelectronemissioninavacuumtube決定作用是勢壘高度，而不是寬度。當(dāng)電子具有足夠能量E時(shí)才能越過勢壘頂部，電子可以自由越過勢壘進(jìn)入另一邊。電流密度的計(jì)算即求越過勢壘的載流子數(shù)目。

熱電子發(fā)射理論當(dāng)n型阻擋層很薄時(shí)，電子的平均自由程大于勢壘寬度,擴(kuò)散理論不再適用。電子通過勢壘區(qū)的碰撞可以忽略。W<<lnlnqΦnsWm-Ws=qVdWm-Ws=qVdWm-Ws=qVd無外加電壓，E>qVD有外加電壓，E>q(VD-V)非簡并半導(dǎo)體的n型阻擋層為例，設(shè)qVD>>k0T，通過勢壘交換的電子很少，體內(nèi)的電子濃度視為常數(shù)，與電流無關(guān)。qΦns-qVs=qVdqVdI電流的正方向是從金屬到半導(dǎo)體Js→m（正向電流）電子從半導(dǎo)體向金屬發(fā)射n為能量高于Ec+qVd的熱電子數(shù)，dn為dE內(nèi)的電子數(shù)dE非簡并半導(dǎo)體,分布函數(shù)為Boltzmann分布，故：dn又：vx正方向?yàn)榇怪庇诎雽?dǎo)體指向金屬界面的方向。單位時(shí)間，通過單位截面積，在1×1×vx體積內(nèi)的電子可到達(dá)界面MetalSemivx1×vx要越過勢壘，電子流密度：z3/2Jm→s時(shí)（反向電流）qΦns-qVs=qVDqVDI金屬到半導(dǎo)體的勢壘高度qΦns不隨外加電壓變化，故Jm→s是常量。平衡時(shí)(V

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