隧道效应通过势垒区进入半导体一边。这样，在金/半接触上加正向或反向电压时，靠电场的作用使载流子穿透势垒形成电流，这种机理称为场发射机理。在半导体浓度较高、温度较低时，它起作用，使正、反向电流都较大。会破坏整流作用，形成欧姆接触。Al和浓度为1019 cm-3的n型Si接触便形成欧姆接触。
(3) 热电子 ?? 场发射机理
如果半一导体中导带内的电子获得了一定的热运动能量后，虽然能量还没有越过势垒顶，但由于掺杂浓度中等，势垒不太宽，热电子可在离顶部不到的地方穿过势垒到达金属，形成电流。相反的过程也存在。这称为热电子 / 场发射机理。 上3种机理可 用下图表示：
8.2.2. 伏安特性公式
由热电子发射理论认为半导体导带中的电子是自由电子，在运动中它们会相互碰撞。平均而言，电子在两次碰撞之间所跑过的路程称为平均自由程。假定平均自由程比势垒宽度大得多，只要电子的能量高于势垒顶，总可以不经碰撞到达金属一边。同样，金属中的电子只要能量超过势垒顶,
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也可无碰撞地到达半导体一边。在外加电压V (正向或反向)作用下,只要求出从半导体向金属发射的热电子电流密度ｊSM 与从金属向半导体发射的热电子电流密度ｊMS之差,就得到了在外电压V下流过金/半接触的电流密度. 为了求得ｊSM及ｊMS，令与金/半接触面相垂直的方向为x方向，由半导体向金属发射的热电子流密度ｊSM就是通过垂直于x的单位面积流过的电流强度
j=I/A=Q/At (8.2.1) 假定导带电子的能量为
E=EC+m(vx2+vy2+vz2)/2 (8.2.2)
在半导体单位体积中，速度间隔在vx→vx+dvx、vy→vy+dvy、vz→vz +dvz范围内导带电子的数目为
dn=(2m3/h3)exp[(EF –E)/KT] dvxdvydvz
=(2m3/h3)exp[(EF–EC)/KT]exp[-m(vx2+vy2+vz2)/2KT]dvxdvydvz (8.2.3) 单位时间内能通过单位表面积而构成热电子发射电流元djSM的是在一个圆柱体内的电子数乘上q，该圆柱体的体积是1(单位面积) ×vx，因为只有vx内的电子才能在单位时间内跑过vx距离通过单位表面积。1vx体积内的电子数应为vxdn
因此 djSM=qvxdn (8.2.4) 将dn代入
djSM=q(2m3/h3)exp[(EF–EC)/KT]exp[-m(vx2+vy2+vz2)/2KT]
·vxdvxdvydvz (8.2.5)
将各种速度大小的电子对热发射电流的贡献加起来，即求积分，注意
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vx的值必须大于某个vx0的值以使电子有足够的动能克服表面势垒，故vx 的积分限是vx0到∞，而vy及vz的积分范围都是从-∞到+∞
jSM=∫d jSM=(2qm3/h3)∫∫∫exp[(EF–EC)/KT] vx
exp(-mvx2/2KT)dvxexp(-mvy2/2KT)dvy exp(-mvz2/2KT)dvz (8.2.6) 积分结果为：
jSM=(4лmqK2T2/h3)exp[-(mvx02/2-EF+EC)/KT] (8.2.7) 而EC +mvx02/2 –EF=qφ
, Bn-qV
代入上式
Bn-qV)/KT]
jSM=(4лmqK2T2/h3) exp[-(qφ
(8.2.8)
引进理查孙常数A0=4лmqK2/h3， (8.2.9) 即得 jSM=A0T2 exp[-(qφ
Bn-qV)/KT]
(8.2.10)
A0=120安培(厘米)-2度-2 (8.2.11) 有了从半导体向金属发射的热电子电流jSM后，很易求得金属向半导体发射的热电子电流jMS，因为在零偏时净电流为零，即jSM0=jMS0。加了外电压后从金属一边看过去的势垒高度不变（外加电压只对半导体一边的势垒高度有影响），因此在加外电压V时的jMS=jSM0=jMS0， jMS=A0T2exp(-qφ
Bn/KT)
(8.2.12)
由此可见,在外加电压V时,流过金/半接触的净电子电流密度为: j=jSM-jMS=A0T2{exp[-(qφ = A0T2 exp(-qφ
Bn-qV)/KT] -exp(-qφBn/KT)}
Bn/KT)[exp(qV/KT)-1]
(8.2.13)
j=j0[exp(qV/KT)-1] (8.2.14) 式中 j0= A0T2 exp(-qφ
Bn/KT)
(8.2.15)
j的形式与一般的PN结相似。j和V的指数关系就称为伏安特性。当V为
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较大的负值时便得到反向电流 j＝－j0
上面得到的理查孙常数A0是由自由电子的质量算得的。而在半导体中导带电子及价带空穴由有效质量表示，对于不同材料、不同晶向，有效质量均不同。下表给出由理论计算得的有效质量值：
P型 N型（111） N型（100） Ge 0.34 A0 1.11A0 1.19A0 A* Si 0.66A0 2.20A0 2.10A0 GaAs 0.62A0 0.068A0 1.2A0 也可通过实验测量在不同温度下的反向电流来得到A*，即利用ln（j0/T2）与1/KT 的直线关系，由截距得到A*： ln（j0/T2）＝ln（A*）－qφ1. 肖特基二极管的正向特性。
·正向压降：Vf＝φBn－（KT/q）ln(A*T2/j) (8.2.17)
由上式可知正向压降与表面势垒有关，表面势垒愈大，则正向压降也愈大。有可能破坏金/半二极管的箝位作用。 φ
Bn与合金化时的温度高低有关，因为合金化时
Bn /KT
(8.2.16)
n型Si要扩散进入Al
中，而且达到饱和（固溶度）。冷却时要再结晶，但它掺有Al，变成p型Si。故在n型Si与Al之间会有一薄层p型Si。p型Si中存在负空间电荷，在其上产生电势差，方向是n指向p。这个附加电势能使表面势垒升高。 φ
Bn也与
Al层的厚度有关。Al层愈厚，φBn愈大。Al层也不能太薄，
因为要避免Al的电迁徙效应。 φBn与冷却速率有关。冷却速率大，溶解在
Al内的Si来不及再结晶跑
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回Si，因此p型层薄，ΔφBn小。 ·n因子（非理想伏安特性）
根据伏安特性公式，电流与电压的关系应为 j＝j0exp(qV/KT) 但实际测量的结果往往是
j＝j0exp(qV/nKT) （8.2.18）
n因子是判断一个金/半二极管特性特性是否良好的重要依据. n愈大,电流随V的上升愈慢，即n愈大，会使正向微分电阻变大；n愈大也会使反向特性变差。
n因子偏大的原因有：镜像力的作用、边缘效应的影响、界面层的影响等。
2．肖特基二极管的反向特性
不同金属材料与半导体形成金/半二极管时势垒高度qφ同样面积时反向电流大小不同。 由j0＝A*T2exp(-qφ
Bn/KT)知，表面势垒降低时因指数关系反向电流
Bn
不同，故在
会显著增大，故表面势垒太低会使反向特性变差。其物理原因是：当势垒高度较低时，金属中能量比势垒顶高而能越过势垒的热电子数目较多。在反向电压作用下可以形成较大的反向热电子电流，从而破坏了整流特性。
8.3. 金/半二极管的电荷储存和电容效应
由于金/半二极管中的电流输运机理主要是多数载流子，在电流不太大时，它的电荷储存效应较小，故其开关和频率特性应该比p－n结二极管来
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