Full resolution (JPEG) - On this page / på denna sida - Sidor ...
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
Below is the raw OCR text
from the above scanned image.
Do you see an error? Proofread the page now!
Här nedan syns maskintolkade texten från faksimilbilden ovan.
Ser du något fel? Korrekturläs sidan nu!
This page has never been proofread. / Denna sida har aldrig korrekturlästs.
Teknisk Tidskrift
V-r0I-gl’
’(ra-ql)l
•C-o-^i]l
-—Spärr
yfi / 2 3 4 5 X/L
Fig.
Det andra extrema fallet får kanske kallas
läns-fallet; Schottky talar om "Erschöpfung". Här är
dissociationen i stället så hög, att den praktiskt
taget överallt är fullständig, och därmed kan man sätta
p JV öä Lösningen innehåller även i detta fall
samma karakteristiska L, och överallt där n < <n0
kan den med noggrannhet approximeras som:
I fig. 8 återges fördelningskurvan för elektronerna
under beteckningen nläns. och tillhörande fördelning
av elektronens potentiella energi såsom WUns. I
båda fallen gäller figuren för samma givna
gräns-koncentrationer, nA och och den är ritad med ett
förtunningsförhållande vid kontakten av nAjn0 =
= 1 :100.
De båda potentialkurvorna till vänster i fig. 8
förlöpa just så, som den tidigare kvalitativa
diskussionen fordrade, och krökningen med konkavitet uppåt
avslöjar den positiva rymdladdningen. Skiktets
effektiva del, där elektronkoncentrationen är lägst och
därmed det specifika motståndet störst, blir som
synes av storleksordningen L — en
förtroendeingivande storlek, med hänsyn till kapacitansmätningarna.
För övrigt visar bilden, att skiktet i länsfallet blir
betydligt tjockare, och kontaktens motstånd därmed
större, än i reservfallet med samma
gränsförutsätt-ningar. Orsaken är naturligtvis den, att länsskiktet
inte har någon dissocierbar reserv att hämta joner till
höga specifika rymdladdningar ur, sådana som
behövas för de snabba potentialkrökarna i tunna,
intensiva övergångsskikt.
Ventilverkan.
Kurvorna till vänster i fig. 8 hänföra sig till
termisk jämvikt, och totalströmmen genom kontakten är
alltså noll, trots den betydande potentialskillnaden
mellan själva kontaktytan och halvledarens ostörda
inre. En inkopplad voltmeter visar därför
spänningen noll och märker inte denna skillnad, som
ingår i de normala s. k. kontaktspänningarna. I
skiktet råda visserligen betydande elektriska fält, och
eftersom där också finnas rörliga laddningsbärare måste
det bli en ledningsström av elektroner, som rulla
utför potentialkurvan in i halvledaren. Att
totalströmmen likväl blir noll beror på, att denna
ledningsström i termisk jämvikt fullständigt kompenseras av
en lika stor ström i motsatt riktning, nämligen
diffusionsströmmen av elektroner utför
koncentrationsfallet från halvledarens inre mot kontaktytan.
Det är ju just så som temperatur
jämvikten är funtad, enligt den
universella energifördelningslagen. Om man
vill åstadkomma en totalström måste
man alltså, utöver denna normala
potentialfördelning vid termisk jämvikt,
lägga på en tilläggspotential, kallad u,
med tillhörande tilläggsfältstyrka inom
kontaktskiktet. I fig. 9 åskådliggöres,
hur förhållandena då komma att
gestalta sig. Som exempel har
reservfallet tagits, men resonemanget kan
lika väl tillämpas på en länskontakt.
Antag först, att man vill
åstadkomma en resulterande partikelström från
ytan in i halvledaren, så att den potentiella
tilläggsenergien skall sjunka från ett högsta värde vid
ytan till noll inne i halvledaren, se figurens vänstra
del. Tänker man sig skiktet uppbyggt av en
mängd på varandra staplade, seriekopplade blad,
så måste strömmen vara densamma i varje sådant
blad. Men strömstyrkan bestämmes väsentligen av
produkten av laddningsbärarekoncentrationen och
det rådande tilläggsfältet. Fältet måste därför bli
störst, dvs. M-kurvan måste stupa brantast, inom
skiktets elektronfattigaste del, närmast ytan.
wjkur-van måste därför bli konkav uppåt. Detta kräver
emellertid en extra positiv rymdladdning i skiktet,
utöver den normala vid strömlöst tillstånd.
Rymdladdningen åstadkommes automatiskt genom en
sådan förskjutning i den rådande
dissociationsjämvik-ten i varje punkt, att elektronkoncentrationen
minskar, vilket i reservfallet dessutom åtföljes av en
betydande jonökning. Resultatet härav blir för
elektronerna i skiktet en ny koncentrationsfördelning ri
enligt den streckade kurvan. Skiktets effektiva del,
den del som har ont om elektroner och vars
ledningsförmåga därför är låg, blir på detta sätt tjockare.
Motståndet hos kontakten växer sålunda med
strömstyrkan. Det är spärriktningen.
Den högra bilden visar vad som sker vid motsatt
strömriktning. Den potentiella tilläggsenergien u
måste nu vara sådan, att partiklarna rulla utför
kurvan ut ur halvledaren. Och kurvan måste även
nu stupa brantare, ju mera elektronfattig trakten
blir — brantast vid vtan! Det kräver en uppåt
konvex kurva, med en extra negativ rymdladdning.
Dissociationsjämvikten förskjuter sig så, att det blir
fler elektroner, och i reservfallet även märkbart färre
Elektronström
-Spärr
- Elektrons from
Oenoms/åpp
Fig. 9.
32
7 febr. 1942
<< prev. page << föreg. sida << >> nästa sida >> next page >>
