Диссертация (1097819), страница 38
Текст из файла (страница 38)
Теоретические исследования контактов с такими материалами приведеныв [41, 180, 214–216]. Экспериментальные исследования приведены в работе [217],однако интерпретация полученных результатов в ней дана из других принципов.В остальных работах экспериментальные результаты получены на материалахсодержащих не только глубокие, но и мелкие примесные уровни, что затрудняет сравнение теории с экспериментальными данными.
Кроме этого, теории дляконтактов металлов с глубокими уровнями дают принципиально новые результаты в их электрических и фотоэлектрических характеристиках. Действительно, емкость запорного контакта на полупроводнике с одним глубоким уровнемпри известном распределении заряда () для одномерного случая может бытьполучена из уравнения Пуассона для координатных зависимостей потенциала222():∫︀∞() = ∫︀∞1=()0.1 + 1˜(4.1)1Ширина ОПЗ 1 найдена интегрированием уравнения Пуассона в пределахот 0 до 1 :√︃1 =2( − − )+0(︂ ˜0)︂2−˜0(4.2)Постоянная ˜ получена из кинетики перезарядки глубокого уровня на границе области пространственного заряда:√︃(︂˜=0 Δ1+1 + )︂(4.3)где = 1 + 2 ,(4.4)√︃ (︂√︃)︂(︂√︁)︂√︁111 =1 + 21 + 22 , 2 =21 + 22 − 1 ,(4.5)22)︂ (︂)︂(︂)︂ (︂)︂(︂ 2 21 21 2 1+, 2 =1+,1 =0 1 (1 + 2 2 )0 1 (1 + 2 2 )1 (1 + 1 1 ) + 22 2 (1 + 1 1 ) + 1 2 = 0,=,0(1 + 1 1 )2 + (2 )2(1 + 1 1 )2 + (2 )2Для области низких частот ≪ 1:(︂112( − − )=+2(0 )2011 − =,20 −21 1 =.0 2 −2(︂110)︂)︂=12 ,2(0 )(4.6)(4.7)Анализ этих выражений показывает, что высота барьера, полученная из этихизмерений общепринятым методом [41,180], зависит от частоты, на которой измеряются емкость и проводимость контакта.
С этими обстоятельствами в некоторой степени связаны ошибки и разброс в значениях высот барьеров. Болеедетальный анализ дан в [218].223При обработке результатов экспериментов в данном случае необходимо учитывать сопротивление области квазинейтральности [219, 220], сопротивлениеобъема полупроводника из — за низкой, в случае глубокого залегания уровняконцентрации свободных носителей заряда и как правило, низкой их подвижности.4.2Перенос заряда в контактах Шоттки металл - 2 5 — типапроводимости. Вольт — амперные характеристики контактов.4.2.1 Вольт — амперные характеристики (ВАХ) барьеров Шоттки металл — .2На рис.
4.3 представлены ВАХ структур − 2 в прямом смещении. Ониописываются в интервале температур 273 ÷ 420 К уравнением [221]:(︂)︂ (︂(︂)︂)︂ = · · · ( −1 − 1) · · · exp −· exp( − )− 1 , (4.8)где — плотность тока, — заряд электрона, — площадь контакта металл— полупроводник, — постоянная Больцмана, — приложенное внешнее напряжение, — значение электрического поля барьера на границе металл —полупроводник, — показатель неидеальности барьера Шоттки, — температура, — энергия активации обратного тока ( = + · ), — величинаизгиба зон в области пространственного заряда (ОПЗ) контакта, — последовательное сопротивление объема кристалла, — фактор вырождения уровня, — эффективная плотность состояний в зоне проводимости.Напряженность электрического поля определяется уравнением [187]:√︃)︂(︂222 =2·( − − ) · · ( − ) · · +·· 1+2 1,(4.9)где 1 — равновесная концентрация электронов при пересечении уровня Фермис энергией залегания донорного уровня, — относительная диэлектрическаяпостоянная кристалла, — диэлектрическая постоянная вакуума, — по-224тенциал, соответствующий энергии залегания глубокого донора, — высотапотенциального барьера контакта металл — полупроводник.Коэффициенты неидеальности для структур − 2 , − 2 составляют = 1.03 · · · 1.12.
Температурная зависимость тока насыщения имеетэкспоненциальный характер с энергией активации = 0.9 эВ для барьеров − 2 и 0.99 · · · 1.14 эВ для барьеров − 2 . Поведение тока от напряжения для структур −2 , −2 соответствует диффузионной моделипереноса заряда через барьер для одного знака носителей с учетом зависимостиих концентрации от температуры. Высота и температурная зависимость потенциального барьера , а также величина определялись из электрических ифотоэлектрических измерений.Ток при обратном смещении висследуемых структурах (рис.
4.4)до напряжения пробоя описываетсяуравнением (4.8) с учетом снижениявысоты барьера квантовыми силами изображения электрона [222,223].На участках пробоя зависимость тока от напряжения имеет экспоненциальный характер. Показатель экспо − 2364, 3 — 353, 4 —Рисунок 4.3: Прямые ветви ВАХ барьерапри температурах329,5 —292.,K: 1 —373,2 —Сплошные линии — расчет по формуле(4.8) при параметрах барьера и полупроводника,дающих наилучшее согласие с экспериментом: = 1.4 · 1017 см−3 , = 0.099, = 1.09, = 25 см2 /В·сек (293 K), = 0.84 эВ, = 1.14 = 0.299 эВ.эВ,ненты зависит от концентрации глубоких уровней и в меньшей степени от других характеристик барьера.В ряде случаев наблюдается значительная температурная зависимостьтока на участке пробоя.
При этом влияние температуры на обратный ток уменьшается с ростом электрического поля в слое объемного заряда. Такое поведениеВАХ может быть связано с полевой и термополевой ионизацией глубоких уровней в запрещенной зоне, когда их концентрация достаточно велика [221, 224].225В случае, когда > 2−2/3 и ≫определяется уравнением [180]:√︃(︁2 = * * · 2−2/3 − )︁~2 2 2* ( )2 ,плотность туннельного тока √)︂4 2* 3/2· ,· exp −3~(︂(4.10)где * — эффективная масса электрона в зоне проводимости, — масса электрона, — концентрация глубоких уровней, ответственных за туннельныйэффект, * — энергия залегания уровня, — потенциал, соответствующийэнергии залегания глубокого уровня .Экспериментальныевисимоститокапряженияотзана-описываютсяформулой (4.8).
При этомконцентрация уровней, ответственных за туннелирование, существенно меньшеконцентрацииглубокогодонора . Изменение тока − 2 при339, 4 — 297. СплошныеРисунок 4.4: Обратные ветви ВАХ барьератемпературах,K: 1 —385,2 —368,3 —линии - расчет по формуле (4.8) — (4.10) при параметрах барьера иполупроводника, дающих наилучшее согласие с экспериментом:17−3см, = 7.1 · 10 = 0.09, = 1.09, = 25 (293 K), = 0.89 эВ, = 1.14 эВ, = 0.29 эВ, = 2.61016 см−3 , = 0.7 эВ (293 К).от температуры на участкепробоя определяется температурной зависимостью .Температурные коэффици-енты в зависимостях потенциала и ширины запрещенной зоны дифосфидакадмия [66,222] от температуры имеют близкие значения.
Это может быть связано с тем, что энергия уровня * , описывающая в уравнении (4.10) туннельныйток, отличается от реального положения уровня в запрещенной зоне в силукейновского характера спектра электронов в туннельной области и зависитот температуры [224]. ВАХ исследуемых структур, содержащие в показателеэкспоненты выражение, обратно пропорциональное квадрату электрическогополя барьера и пропорциональное температуре, могут быть интерпретированыв рамках термополевой теории процессов туннелирования [180].
При этомдостигается хорошее согласие между экспериментальными и теоретическими226значениями тока, когда разность между оптической и термической энергиямиионизации глубокого уровня составляет 0.02 эВ.Прямые ветви ВАХ барьеров − 2 имеют показатели неидеальности1.64 · · · 1.5, значения и температурная зависимость которых, а также энергияактивации обратного тока, равная 0.87 · · · 0.99 эВ, указывают на изменение характера переноса заряда. Токи через барьер при обратном смещении, включаятоки на участке пробоя, описываются формулами (4.8) — (4.10), в которых величина потенциального барьера контакта составляет 1.05 · · · 1.24 эВ для структурна кристаллах, полученных в разных технологических условиях. ВАХ в барьерах − 2 при прямых смещениях в области температур < 320 K содержат два участка.
Экспоненциальная зависимость тока от напряжения наиболеепротяженного участка (более 4 порядков по току) имеет показатель неидеальности 1.12 · · · 1.24 и энергию активации тока насыщения = 1.97 эВ. На втором участке показатель наклона растет в интервале температур 273 ÷ 360 Кот значения 1.95 до 2.64, а затем падает. При температурах > 320 K зависимость дифференциального показателя наклона (ДПН) от напряжения содержит максимумы, характерные для рекомбинационных процессов в ОПЗ черезмногозарядные центры. Изменение ДПН при росте прямого тока имеет местопри уменьшении скорости рекомбинации при перезарядке многоуровневых центров. Значения ДПН больше двух также характерны для рекомбинационныхпроцессов в ОПЗ, связанных с многозарядными центрами.
Полученные результаты указывают на образование инверсионного слоя в приконтактной областиОПЗ и определяющую роль рекомбинационных процессов в прохождении токачерез барьер.На характер температурных зависимостей ВАХ влияет запорный слой, который может образоваться при формировании омических контактов. Для исключения этого необходим контроль линейности ВАХ этих контактов во всемтемпературном интервале. Большие значения напряженности электрическогополя на торцах металлической пленки приводят к локальным пробоям.
Приэтом напряжение пробоя уменьшается и изменяется характер зависимостей то-227ка от напряжения в области малых значений напряженностей электрическогополя барьера.4.2.2 Электрические характеристики барьеров Шоттки металл — − .2Вольт — амперные характеристики (ВАХ) структур − − 2 представлены на рис.
4.5. Они описываются в интервале температур 273 ÷ 420 K известными соотношениями для запорного контакта металла с полупроводником[180], учитывающими падение напряжения на последовательном сопротивленииобъема кристалла. Коэффициенты идеальности составляют = 1.07 · · · 1.12,1.24 · · · 1.6 и 1.5 · · · 1.99 для структур − − 2 , − − 2 и − − 2 соответственно. Высокие значения для структур с индиемсвязаны с образованием диэлектрического слоя между металлом и полупроводником.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
