Зи - Физика полупроводниковых приборов том 1 (989591), страница 41
Текст из файла (страница 41)
1., Г!оиегз,). К. ВЫ!гес11опа! Тлоде р — и — р — п Бж)1сЬев, Ргос. !ЕЕЕ, 53, 355 (1965). 38. Езьоп Л, Г. В!д!гес1!опа! Тг!оде ТЬуг)ь(ог АррПед Чо!!аде Ка1е ЕПес1 Го!- 1о~ч)п8 Сопс1цсПоп, Ргос. !ЕЕЕ, бб, 13!2 (1967). 39. Я~осЫеу %., Реагвоп 6. 1, Наупез Л. К. Но!е 1п)ес1!оп 1п беггпап!цгп— Яцап111а11че 51цйез апд ГПагпеп1агу Тгапзк1огз, ВеП Еуз1.
ТесЬ.,!., 28, 344 (1949). 40, В!цЛгп ч'. А., Бу!чап Т. Р. А Н)дЬ Рег!оппапсе Ь!п1!цпс11оп Тгапв!з1ог Ыв!пд СопдцсПчйу Модц!а11оп о! 5ргеайпд Кеяв1апсе, Юо!1д Жаге !?ез., 5, 26 (1964). 41. ЯепЬоцве Ь. Б, А Бп)цце Г!1агпеп(агу-Тгапяз1ог 51гцс(цге, Рарег Ь!о. 23.6, 1ЕЕЕ Е)ес1гоп Оездсе Мее1., %авЫпд1оп, Р. С„Ос1. 1967.
42. Ьеь$~ !. А., Ма(Ыз Ч. Р. ТЬе РоцЫе-Вазе Иоде — А Ь!еа 5еписопдцс1ог Реч!се, 1КЕ Сопч. Кес., Р1. 6, р. 2 (1963). 43. ТгоПтеп1соИ Г. Х., НцП 6. д, ОС ТЬеогу о1 йе Ып!!цпс11оп Тгапз)в1ог, !и1.,!. Е1ес1гоп., 20, 217 (!966). 44. С!аг)г 1.. Е. Ысж, Меж 1)пццпсПоп беогпе)г!ев, Е1ес1гопгсв, 38, 93 (1965). 45. 5сЬаг(ейег Р. Ь., Логдап А. 6.
КеасПче ЕПес1з 1п Бегп!сопдцс1ог Г1!агпеп1в Рце 1о СопдцсПчИу Модц!аПоп апд ап Ех1епь!оп о! йе ТЬеогу о! йе РоцЫе-Вазе Иоде, !КЕ Трапа. Е!ес1гоп Оео(сев, Е0-9, 461 (1962). 46. 5СК Мапца!, 5й ед., бепега! Е!ес1Пс, Яугасцье, Х. У., 1972, 47. Ноцв1оп Р, Е., Кг)вйпа 5., Р!ссопе Р. Е,, Е)псе К. Л,, Яцп У. Я. А Г!еЫ Теггп)па1ед Иоде, !ЕЕЕ Тгалв. Е!ес1 гоп Оео!сев, Е0-23, 905 (1976), 48. Ец1еед К. МцШ-СЬаппе! 1Пе!д-ЕПес1 Тгапь!в(ог ТЬеогу апд Ехрепгпеп1, 5о!!д Б!а1е Е!ее!гоп., 1О, 559 (!967)з 49. Вагапдоп К., 1.ацгепсеац Р. Ро~чег В!ро!аг 6г)йв1ог, Е1ес1гоп. ЕеП., 12, 486 (!9?6). 50. Ва)!да В.
3. 6гЫ Рерй Ререпдепсе о! йе СЬагас1ег)з1!св о! Чег1!са)СЬаппе! Г)е!д Соп1го11ед ТЬуНз1огв, Яо!!д 51а1е Е1есггоп., 22, 237 (1979). Часть 111 Униполярные приборы Глава 5 КОНТАКТЫ МЕТАЛЛ вЂ” ПОЛУПРОВОДНИК б. 1. ВВЕДЕН И Е Первые исследования выпрямляющих свойств контактов металл — полупроводник обычно приписывают Брауну, обнаружившему в 18?4 г. зависимость полного сопротивления контактов от полярности приложенного напряжения и особенностей их изготовления [1 ). Практическое использование выпрямляющих свойств точечного контакта началось с 1904 г.
[2). В 1931 г. Вильсон построил теорию переноса заряда в полупроводниках, основанную на зонной теории твердых тел [3). Впоследствии эта теория была применена к контактам металл — полупроводник. В 1938 г. Шоттки высказал предположение, что потенциальный барьер создается неподвижным пространственным зарядом в полупроводнике, а не за счет возникновения между металлом и полупроводником промежуточного химического слоя [4), Такой барьер называют барьером Шоттки, В 1938 г.
Мотт также предложил соответствующую теоретическую модель для контактов металла к тонким слоям полупроводника [б), Образующийся при этом барьер получил название барьера Мотта~Основополагающие теории и исторический обзор экспериментальных исследований в этой области изложены в монографии [б).
Контакты металл — полупроводник широко используются для выпрямления тока, в качестве одного из основных элементов ряда полупроводниковых СВЧ-устройств, а также для исследования фундаментальных физических параметров полупроводниковых материалов и поэтому изучены достаточно подробно~Теория процессов переноса и технология изготовления приборов'рассмотрены в обзорах [7, 8).
В последующих главах также рассмотрены применения контактов металл — полупроводник. Такие ~ контакты, в частности, используются как затворы в полевых транзисторах (гл. 6), в качестве стока и истока в МОП-транзисторах (гл. 8), электродов в мощных ЛПД-генераторах (гл. 10), третьего электрода в приборах, основанных на междолинных переходах (гл. 11), как фотодетекторы и солнечные элементы (гл. 13 и 14).
Глпва 5 5.2. зокныг. дилгрАммы Ниже рассмотрены основные зонные энергетические диаграммы барьера, образующегося при контакте металла с полупроводником. Показано, что обедненный слой контакта металл — полупроводник аналогичен обедненному слою в резком асимметричном (например, р' — а) переходе. 5.2.1. Идеализированная модель и поверхностные состояния При непосредственном контакте металла с полупроводником уровни Ферми этих материалов при термодинамическом равновесии должны совпадать.
Рассмотрим сначала два предельных случая (рис, 1) 16). Более общая ситуация рассмотрена в равд. 5,5., На рис. 1, а показаны энергетические диаграммы для идеального контакта металла с полупроводником и-типа при отсутствии поверхностных состояний. На первом слева рисунке металл и полупроводник не приведены в соприкосновение друг с другом и система не находится в термодинамическом равновесии. Если затем их электрически соединить, то из полупроводника в металл перетечет некоторый заряд и установится термодинамическое равновесие, При этом уровни Ферми в обоих материалах сравняются, т. е.
уровень Ферми в полупроводнике понизится относительно уровня Ферми металла на величину, равную разности соответствующих работ выхода. ду =~(р -М Ж жщ. ~х Е, Л7ЮР Рис. 1. Зонные энергетические диаграммы контактов металл — полупровод. ник [61, Контакты мвталл — полупроводник Работой выхода называется разность энергий между уровнем вакуума и уровнем Ферми. Для металла эта величина составляет Ч~р„, (~р измеряется в вольтах), а в полупроводнике она равна Ч (Х+ У„), где ЧХ вЂ” электронное сродство, т. е. разность между энергией дна зоны проводимости Е, и уровнем вакуума, а Чӄ— положение уровня Ферми в запрещенной зоне полупроводника.
Разность Ч~р — Ч (Х + У„) называется контактной разностью потенциалов. По мере уменьшения расстояния 6 отрицательный заряд на поверхности металла увеличивается. При этом в полупроводнике образуется равный ему по величине положительный заряд. Вследствие относительно низкой концентрации носителей этот положительный заряд распределен в некоторой области вблизи поверхности полупроводника. Когда расстояние 6 становится сравнимым с межатомными расстояниями и зазор становится проницаемым для электронов, имеет место первый предельный случай (первый справа на рис.
1, а). Очевидно, что высота барьера в этом предельном случае равна разности между работой выхода металла и электронным сродством полупроводника: ЧЧ'оп = Ч (Ч'~ — Х) При идеальном контакте между металлом и полупроводником Р-типа высота баРьеРа ЧУзр опРеделЯетсЯ аналогичным выРажением Ч%ВР = Еа — Ч(Рщ — Х) (2) Для данного полупроводника и любого металла сумма высот барьеров на образцах и- и р-типа должна, таким образом, быть равной ширине запрещенной зоны, т. е. Ч(сРВ.+ Рвр) = Еа.
(3) Второй предельный случай, когда на поверхности полупроводника имеется большая плотность поверхностных состояний, показан на рис. 1, б. На первом слева рисунке показана ситуация, соответствующая равновесию между поверхностными состояниями и объемными состояниями полупроводника при отсутствии термодинамического равновесия между металлом и полупроводником. Поверхностные состояния в этом случае заполнены вплоть до уровня Ферми Ев. Когда система металл — полупроводник приходит в равновесие, уровень Ферми полупроводника понижается относительно уровня Ферми. металла на величину, равную контактной разности потенциалов, в результате чего в зазоре 6 возникает электрическое поле.
Если плотность поверхностных состояний достаточно велика и «принимает» на себя весь дополнительный положительный заряд, возникающий по мере уменьшения 6, без заметного сдвига уровня заполнения Е~, то величина пространственного заряда в полупроводнике остается прежней. 260 Глава 5 То есть в этом случае высота барьера определяется свойствами поверхности полупроводника и не зависит от работы выхода ме- талла. 5.2.2. Обедненный слой Из сказанного выше ясно, что при контакте металла с полупроводником валентная зона проводимости полупроводника занимает определенное энергетическое положение по отношению к уровню Ферми металла. Если это положение известно, то оно служит граничным условием при решении уравнения Пуассона в полупроводнике, которое записывается в том же виде, что и для случая р — л-переходов.
Зонные энергетические диаграммы контактов металла с полупроводниками п- и р-типов при разных смешениях показаны на рис. 2. Полуправд////к Р -/77и/7а Полупроводник и- пт////а 1 с/'вр /Я, . ~~/ . /т Рис. 2, Зопные энергетические диаграммы контактов металла о полупроводниками и- и р-типов при разных смещениях. а — прн термодннамнчесном равновесии; б прн прямом смсщеннн; в - прн обратном смещении. Контакты металл — полупроводник 261 В приближении резкой границы обедненного слоя (т.
е. р = дУи при х < В' и р = О, Л'/е(х = 0 при х > К, где Я7 — ширина обедненного слоя) для барьера металл — полупроводник, как и для резкого несимметричного р — п-перехода, получаем (4) ~д'(х)~ ~ и (Ю х) ~ ~ и х (5) 1~ (х) = —, 1 Ю'х — —, х' 1 — ~Ро„, ойи г~ 2 (6) ~т ~~ (х 0) ~~ ( 1 ы 1 ) в /2вУи ИТ ев 2 (1'м — $~ — ИТ!Ч) В' Величина пространственного заряда на единицу площади поверх- ности полупроводника Я„и соответствующая удельная емкость обедненного слоя С определяются формулами о„= дж~Р )/ 2да,мд (Гь, — ~' — — ) ~кл/смн, (8) МТ Ъ 1 ~Ьс ! 1 ЧевЛи ев 2 — — 1~ 2(~, ~ ~Т„) — Ь' (Ф~см) Уравнение (9) можно переписать в виде 1 2 (Км — Ъ' — йТ/д) Сз ае Уи (10а) или д (1/С2) 2 (10б) д1~ де,йи ' (10в) Если концентрация Уи постоянна во всей области обедненного слоя, то на графике зависимости 1~С' от Г мы получим прямую где слагаемое ЙТ(у возникает за счет вклада в электрическое поле хвоста функции распределения основных носителей, а Ю вЂ” максимальная величина напряженности электрического поля, которая достигается при х = 0: Глава 5 б.З.
ЭФФЕКТ ШОТТКИ Эмиссии электронов из металла препятствует потенциальный барьер, образующийся за счет электрических сил изображения. Понижение этого барьера по мере увеличения приложенного внешнего электрического поля называется эффектом Шоттки. Рассмотрим сначала систему металл †ваку. Минимальная энергия, необходимая для перехода электрона с уровня Ферми в вакуум, называется работой выхода игр (тр измеряется в вольтах) (рис. 3). Для металлов величина отр обычно колеблется в пределах 2 — 6 эВ и очень чувствительна к загрязнениям поверхности.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
