Im Gegensatz zum MOS-Transistor, der im Subthreshold-Bereich durch exponentiellen Abfall des Drainstroms mit der Gatespannung gekennzeichnet ist, spielt beim HEMT bei kleinen Gatespannungen der Leckstrom über das Substrat eine dominante Rolle. Dieser kann durch Verringerung der Gatespannung zwar weiter ins Substrat abgedrängt werden, er läßt sich aber nicht beliebig reduzieren. Um den Leckstrom gering zu halten, wird manchmal das Substrat leicht p-dotiert, was aber bei dem hier vorgestellten HEMT nicht der Fall ist.
Die Bilder 11.9 bis 11.14 zeigen die Verhältnisse bei
.
Bei den Potentialdarstellungen in allen Betriebsfällen ist zu
beachten, daß an den Kontakten die jeweiligen Potentialbarrieren
einen Unterschied des Potentials im Inneren des Halbleiters und des
Ferminiveaus im Kontakt (das als Kontaktspannung spezifiziert wird)
bewirken. Darum beträgt das Potential unmittelbar unter dem
Drainkontakt 
, das Ferminiveau des Drainkontakts
dagegen 
; das Potential unter dem Sourcekontakt ist
, das Ferminiveau des Sourcekontakts 
.
Die SCHOTTKY-Barrierenhöhe des Gate-Kontakts bewirkt bei
einem
Gatepotential von 
ein Potential von 
im Halbleiter.
Das Potential im Halbleiter gibt dabei die Lage jenes Referenzniveaus
an, von dem weg die Bandkantenenergien in Bild 11.5 gerechnet
wurden. Das ist in den vorliegenden Simulationen so gewählt, daß das
Valenzband von reinem Galliumarsenid die Bandkantenenergie
besitzt.
Durch die Wahl eines anderen Referenzniveaus für die Angabe der Bandkantenenergien kann das gesamte Potentialfeld im Halbleiter um einen konstanten Beitrag verschoben werden. Es sind dann die Parameter des SCHOTTKY-Kontakts auf das neue Referenzniveau abzustimmen, beim Ohmschen Kontakt ist keine Änderung erforderlich. Daß man nicht das Vakuumniveau, das sich eigentlich dazu anbietet, als Referenzniveau verwendet, hat hauptsächlich den Grund, daß relative Energieabstände der Bänder gut meßbar sind, der Abstand zum Vakuumniveau jedes Materials dagegen ziemlich ungenau ist. Selbstverständlich hat die Wahl des Referenzniveaus außer einer Verschiebung des Potentialfelds keinen weiteren Einfluß auf die Simulationsgrößen.
In der Potentialdarstellung im Bild 11.9 erkennt man den weitreichenden Einfluß des Gates, der bis tief unter den Kanal reicht. Der spacer layer oberhalb des Kanals ist in dieser Darstellung nur als Verbreiterung der oberen Begrenzungslinie des Kanals erkennbar. Er ist jedoch ebenso wie der Kanal selbst in diesem Betriebsfall stark depletiert und trägt daher zum Stromfluß nicht bei. In den anderen Betriebsfällen mit höherer Gate-Source-Spannung, wo der Strom des Bauelements vom Kanal und den darüberliegenden Schichten bestimmt wird, wird jeweils ein Ausschnitt des Transistors an der Oberfläche gezeigt, in dem die Verhältnisse im Kanal und im spacer layer deutlich sichtbar sind.
Die totale Depletion der Kanalzone läßt sich am deutlichsten an der Elektronenkonzentration (Bild 11.10) ablesen. Entsprechend dieser Verteilung fließt auch der Strom (Bild 11.12) praktisch zur Gänze im Substrat.
Bild 11.11 zeigt das Pseudo-Quasiferminiveau der Elektronen im Bauelement. Dieses wurde mit der Formel 3.29 berechnet. Da zur Ermittlung des Stroms ein hydrodynamisches Modell verwendet wurde, ist der Gradient dieses Pseudo-Quasiferminiveaus nicht mehr die treibende Kraft, sondern enthält nur einige gemeinsame Terme. Dennoch läßt sich am Unterschied des Quasifermipotentials zwischen verschiedenen Bereichen ablesen, welcher Anteil der Drain-Source-Spannung in welchen Regionen ,,verbraucht`` wird, um den Stromfluß zu bewirken. Dies gilt besonders zwischen Regionen, in denen Elektronen in hoher Konzentration vorhanden sind, die sich nahezu auf Gittertemperatur befinden. Das ist in den cap layers unter Source und Drain der Fall, wie auch an beiden Enden des Kanals.
Der Stromfluß im Substrat (Bild 11.12) verläuft etwa in konzentrischen Kreisen um die depletierte Mittelzone des Kanals. Entsprechend verlaufen die Äquipotentiallinien etwa radial von diesem Mittelpunkt aus. Die Temperatur der Ladungsträger (Bild 11.13) folgt teilweise ebenfalls diesem Muster, allerdings krümmen sich die Linien konstanter Temperatur in größerer Entfernung zum Drain hin. Das kommt daher, daß am äußersten Rand die Felder schwächer sind als an einem Innenkreis und daß daher keine so starke Erwärmung vorliegt. Die besonders starke Erwärmung der Ladungsträger unter dem drainseitigen Ende des Gatekontaktes kommt durch das besonders starke Feld an dieser Stelle zustande. In dieser Gegend befinden sich jedoch höchstens vereinzelt Elektronen, und so kann man die statistischen Voraussetzungen, die den Strom- und Energiestromgleichungen zugrunde liegen, nicht mehr als erfüllt betrachten. Durch die starke Depletion ist diese Zone für den Stromtransport ohnehin bedeutungslos. Die örtliche Verteilung der Temperatur entspricht weitestgehend jener beim aktiven Betriebsfall, der als nächstes diskutiert wird.
Die Beweglichkeit der Ladungsträger (Bild 11.14) hängt vor
allem von der Dotierung und der Trägertemperatur ab. Im homogen
dotierten Substrat ist sie der Trägertemperatur etwa verkehrt
proportional, sodaß sie besonders unter dem sourceseitigen Kanalende
Veränderungen zeigt, wo die Temperatur von 
auf
ansteigt.
