JONCTIUNEA MOS

Jonctiunea MOS.

Daca se considera un metal si un oxid semiconductor de tip donor, ininte de punerea lor in contact, zonele de energie se prezinta ca in fig. 2.6. Electronii liberi in semiconductor au energii mai mari decat in metale datorita energiilor mari de lega­tu­ra, respectiv a energiei corespunzatoare zonei interzise.

Figura 2.6. Metalul si semiconductorul inaintea punerii in contact.

Dupa punerea in contact a metalului cu semiconductorul se produc procese de difuzie care insa nu sunt complet elucidate. Conform teoriei lui Bardeen, in semi­con­ductorul de tip "n" are loc o difuzie a electronilor spre suprafata de sepa­ratie (fara a depasi jonctiunea) pana la o adancime (l in interiorul acestuia, asa cum este sugerat in figura 2.7. In urma difuziei in semiconductorul "n" se constituie o sarcina spatiala pozitiva iar la frontiera cu metalul (pe partea dinspre semicon­duc­tor a jonctiunii o sarcina spatiala negativa. Potentialul sarcinii spatiale se numeste poten­tial de difuzie (V₀) iar gradientul acestuia determina un camp electric de difuzie (E_D) orientat dispre centrul sarcinii spatiale pozitive spre jonctiune. Acest camp realizeaza la un moment dat echilibrul difuziei, un echilibru dinamic, dat fiind ca in unitatea de timp vor trece de la joctiune spre parte neutra a semicon­ductorului tot atatia electroni cati au trecut si invers. Astfel diferenta de potential se mentine constanta corespunzatoare unei temperaturi date. Echilibrul termodinamic se realizeaza in momentul in care nivelul Fermi din metal (F_M) coincide cu nivelul Fermi din semiconductor (F_n) ca in figura 2.7.

Latimea (l₀) se comporta ca un strat de baraj care limiteaza difuzia elec­tro­nilor din semiconductor, iar dup atingerea echilibrului termodinamic difuzia ramane neschimbata. In aspectul zonelor de energie corespunzatoare atomilor aflati la diferite departatori de jonctiune, in semiconductor, apar modificari si distorsiuni ale nivelelor de energie (fig.2.7).

Figura 2.7. Jonctiunea MOS.

Dupa latimea (l₀), unde in sfarsit sarcina spatiala pozitiva, zonele de energie se identifica din nou cu aspectul lor din fig. 2.6. Din fig. 2.7. rezulta ca intre partea neutra a semiconductorului si jonctiune, se interpune o bariera de poten­tial de inalti­me (eV_D) corespunzatoare potentialului de difuzie si de latime (l₀). Pentru trecerea unui electron peste bariera de potential, acesta trebuie sa posede o energie cel putin egala sau mai mare decat (eV_D), adica trebuie sa fie satisfacuta conditia:

(2.18)

Aceasta conditie nu se realizeaza nici chiar la temperatura camerei, decat in foarte mi­­ca masura. Desigur, trecerea de electroni poate avea loc si prin efect tunel insa aceasta, in general, numai daca latimea bare nu depaseste (30-40 Å).

Din fig. 2.7. se poate observa ca in apropierea jonctiunii nivelului limita Fermi se afla deasupra ultimului nivel al zonei de valenta ca si la semiconductorii acceptori iar la o departare mai mare ca (l₀) el se afla intre nivelul donor (C_n) si primul nivel al zonei de conductie (la temperaturi la care semiconductorul este degenerat), ca si la semiconductoruii donori. Prin urmare pe domeniul barierei de potential are loc in­ver­sarea naturii conductibilitatii de la conductie prin goluri (de tip "p") la conductia prin electroni (de tip "n"). De aceea stratul de baraj se mai numeste si strat de inversie. Latimea (l₀) a stratului de inversie depinde de natura semiconductorului, ca si poten­tialul de difuzie (V_D). De exemplu pentru germaniu l₀ = 10^-4 [cm] si V_D = 0,72 (V).

In absenta unui camp electric exterior, deci la (E = 0), curentul de difuzie determinat de trecerea electronilor dinspre metal spre semiconductor, sau inver, poate fi exprimat 5 printr‑o relatie corespunzatoare curentuluide emisie termo­nucleara (care are loc de la un metal incandescent in vid), adica

(2.19)

unde: s‑a notat cu (e_C) baya logaritmilor neperieni pentru a nu se confunda cu sar­cina electronului (e), iar semnificatia celorlalte notatii este cunoscuta.

Daca aplica jonctiunii un camp electric exterior, deci la (E   0) com­por­tarea acesteia depinde de sensul campului aplicat in raport cu campul de difuzie (E_D), punandu‑se in evidenta conductia unilaterala a jonctiunii.

Cand campul exterior este aplicat in sens invers campului de difuzie (E_D), semiconductorului ii revine polaritatea negativa (-V), daca cu (V) se noteaza poten­tialul din care deriva campul exterior (E). Ca urmare inaltimea barierei de potential se reduce la valoarea (eV, -eV), iar distorsiunea nivelelor energetice se reduce cores­pun­zator, ca in figura. 2.8. Pentru trecerea electronului dinspre semi­conductor spre metal este necesar o energie corespunzatoare mai mica, adica:

(2.20)

care poate fi furnizata de campul exterior la temperatura camerei, chiar la inten­sitati de camp foarte mici.

Figura 2.8. Jonctiunea MOS in camp direct

Prin urmare jonctiunea are conductivitate mare si se spune ca este alimentata in sens direct. Curentul electric prin jonctiune devine

(2.21)

Din (2.21) rezulta ca valoarea curentului prin jonctiune se mareste odata cu cres­terea intensitatii campului electric aplicat. Concomitent cu reducerea inaltimii ba­rierei de potential are loc si reducerea latimea acesteia (l₀) si respectiv se accen­tueaza si efectul tunel.

Daca insa campul exterior (E) este aplicat in sensul campul de difuzie (E_D), semiconductorului revenindu‑i polaritatea pozitiva (+V), se mareste cores­punzator inaltimea barierei de potential la (eV_D+eV), ceea ce determina distor­sionarea accen­tu­ata a nivelelor de energie, reprezentata in fig. 2.9. In consecinta energia necesara tre­cerii electronului peste bariera de potential, similar relatiei (2.21), este corespunzator mai mare. Aceasta energie nu poate fi transmisa elec­tronului de catre campul electric exterior fara ca jonctiunea sa nu se strapunga. Corespunzator cresterii inaltimii barie­rei de potential se mareste si latimea sa (l₀) incat efectul tunel devine practic nul. Curentul electric prin jonctiune este

(2.22)

ceea ce, la temperatura camerei si la o intensitate a campului exterior ce nu produce stra­pungerea, reprezinta valoare practic, nula. Deci jonctiunea se comporta ca un elec­troizolant. Se spune ca jonctiunea este alimentata in sens invers.

Figura 2.9. Jonctiunea MOS in camp invers.

Daca la alimentarea in sens direct sau in sens invers se ia in considerare si curen­tul datorat difuziei (3.41), rezulta curentul total prin jonctiune:

(2.23)

unde (i1) apare cu semnul minus deoarece la alimentarea in sens direct curentul de difuyie este de sens opus celui de camp, iar la alimentarea in sens invers curentul de camp (i₂) este practic nul. Cum temeratura (T) data si pentru un semiconductor dat, factorii parantezei pot fi inclusi intr‑o constanta (c), curentul prin jonctiune, in functie numai de sensul campului exterior, devine:

(2.24)

Conductia jonctiunii MOS este deci unilaterala si se realizeaza numai la ali­men­tarea in sens direct a acesteia. Aceasta proprietate a jonctiunii este numita efect de dioda, deoarece la alimentarea in camp electric se obtine redresarea ten­siunii si curentului. Reprezentand grafic (2.24) se obtine caracteristicile de redre­sare, ca in fig. 2.10, pentru diferite temperaturi, unde cu indicele (d) sunt notate marimile cores­pun­zatoare alimentarii in sens direct, iar cu (i) cele in sens invers.

Figura 2.10. Efectul de dioda.

Efectul de dioda al jonctiunii MOS se regaseste la jonctiunile formate de semi­conductorii dopati cu impuritati de valenta diferita,cum ar fi un donor cu un acceptor. Acest efect a condus la aplicatii de extrema importanta in tehnica si stiinta a acestei categorii de materiale.