книги из ГПНТБ / Ненакаливаемые катоды

электрическая постоянная и толщина промежуточного диэлектрического слоя; е — заряд электрона.

В отсутствии поверхностных состояний (Ds = 0) a = l и выражение (4.17) превращается в классическое урав­

потенциального барьера не зависит от фм и положение уровня Ферми жестко фиксируется на значение фо по­ верхностными состояниями, полностью экранирующими влияние контактирующего металла. Эти условия реали­ зуются на практике для полученных скалыванием в ва­ кууме поверхностей некоторых полупроводниковых кри­ сталлов. Как показали измерения [8], даже на свободной поверхности некоторых полупроводников плотность со­ стояний настолько велика, что связанный с ним изгиб зон у поверхности практически не изменяется при напы­ лении на нее пленки любого металла.

При этом для большой группы полупроводников со

[Ю], что приблизительно равно плотности атомов на по­ верхности {11].

Для контактов на основе полупроводников с большей долей ионной связи, распределение поверхностных со­ стояний внутри запрещенной зоны таково, что их влия­ ние на высоту барьера слабее. Наглядно это продемон­ стрировано на рис. 4.6 [5] на примере контактов на осно­ ве Cd(SxSei_x), причем доля ионной связи растет по мере перехода от чистого CdSe (х = 0) к чистому CdS (х=1).

111

«более ионного» CdS высота барьера хорошо коррели­ рует с работой выхода металла, точнее с его электро­ отрицательностью. Последняя характеризует способ­ ность , атома данного вещества в молекуле к присоеди-

металла, измеренные для массивных металлических образцов,строго говоря, нельзя использовать при анализе данных о высотах барьеров. Прямые из­ мерения tpto для пленок металлов, нанесенных на различные полупроводниковые подложки, показыва­ ют, что работа выхода пленки зависит не только от тол­ щины пленки [22], но и от свойств подложки и способа нанесения металла. Так, например, для Au величина <рм

1 1 2

менялась от 5,59 (на CdS и ZnO) до 5,08 эВ (на Cd'Te) [8]. Можно полагать, что в некоторых случаях имеет ме­ сто квазиэпитаксиальный процесс при напылении метал­

тонкий (10... 15А) диэлектрический слой между полу­ проводником и металлом. При этом плотность поверх­ ностных состояний, оцениваемая по (4.17), оказывается на 1... 2 порядка меньше, чем в случае скола для тех же самых контактирующих пар. Например, для контак­ тов на основе Si величина Ds равна приблизительно 1012 см-2 эВ-1 и 3-1013 на основе GaAs. Различие величин Ds для GaAs с большим процентом ионных связей для двух методов очистки поверхности заметно меньше, чем для Si (всего в 2 раза). Можно считать, что тонкий ди­ электрический слой почти полностью «насыщает» обо­ рванные связи поверхностных атомов полупроводника и, кроме того, для металла, отделенного от полупроводника диэлектриком, величина <рм по приведенным выше со­ ображениям должна быть ближе к значению для мас­ сивного образца (структура металл — вакуум). Дейст­ вительно, при химическом методе очистки поверхности: данные о высотах барьеров удовлетворительно коррели­ руют с работой выхода металлов (рис. 4.7) согласно за­ висимости (4.17). Оцененная для этого случая величина а для диодов на основе Si оказалась близкой к 0,67 [9].

Очевидно, что для создания ненакаливаемого катода более перспективными (с точки зрения достаточно боль­ шой высоты барьера) являются широкозонные полупро­ водники. Как правило такие полупроводники труднее легируются примесями и требуют более сложных мето­ дов очистки поверхности. Большая часть сведений о кон­ тактах на основе таких полупроводников относится иско­ лотым поверхностям. Краткая сводка результатов для этой группы материалов приведена в табл. 4.1.

Вольт-амперные характеристики реальных диодов Шоттки заметно отличаются от идеальных, даже если исключить влияние периферии контакта и различного рода паразитных утечек через несовершенства контакта. Это относится как к величине тока насыщения, так и к величине наклона характеристики в прямом направле­ нии, построенной в координатах lg / в функции от при-

Таблица 4.1

К о н т а к т н ы е б а р ь е р ы н а г р а н и ц е н е к о т о р ы х п о л у п р о в о д н и к о в с м е т а л л а м и

*) Метод вольт-амперных характеристик. **) Метод вольт-емкостных характеристик.

***) Метод фото-э. д. с.

114

видно из (4.18), наклон вольт-амперной характеристики построенной в координатах 1g j от U, заметно отличается

Однако если хр мало (меньше 10—8... 10~9 с) то рекомбинационная составляющая тока может преобладать над шоттковской вплоть до предельно больших плотно­ стей сквозного тока. Поскольку этот рекомбинационный процесс не приводит к образованию горячих электронов

в пленке металла, то эффективность ненакаливаемого катода будет соответственно снижена.

Квантово-механическое проникновение (туннелирова­ ние) электронов из.зоны проводимости полупроводника сквозь потенциальный барьер — еще один возможный механизм переноса заряда в контактах металл — полу­ проводник [17], который также может снижать эффек­ тивность катода. Этот механизм обусловлен тем, что «падающие» на потенциальный барьер электроны имеют конечную вероятность «просочиться» сквозь потенциаль­ ный барьер. Эта вероятность сильно зависит от высоты и ширины барьера. Чем уже и ниже барьер, тем вероят­ ность туннелирования больше. Для электронов, находя­ щихся выше дна зоны проводимости в полупроводнике прозрачность барьера больше, однако поскольку число электронов с энергией, большей <§с, экспоненциально убывает по закону e x p ( g — S f/ЬТ), то вклад в туннель­ ный ток дают в основном только электроны с энергией в пределах kT над дном зоны проводимости.

На вольт-амперной характеристике контакта влияние туннельного механизма проявляется в увеличении накло­ на зависимости 1g j от U. Изменяется также и вид зави­ симости сквозного тока от температуры. Туннельный ток значительно слабее, чем шоттковский, меняется с тем­ пературой, вследствие этого доля туннельного тока в то­ ке через контакт с ростом температуры быстро падает. Роль туннельного тока по сравнению с термоэмиссион­ ным в зависимости от температуры и степени легирова­ ния полупроводника проиллюстрирована на рис. 4.9 для диода Si—Au (флг0,8 эВ). Как видно из рисунка, при комнатной и более высокой температурах для барьеров

116

где es — диэлектрическая постоянная полупроводника; а. — ширина запрещенной области пространственного за­ ряда в полупроводнике, зависящая от напряжения сме­ щения. Поэтому, строго говоря, в этом случае наклон зависимости lg / от U для области смещений в прямом направлении не будет постоянным.

Рассмотрим, наконец, распределение электронов, ин­ жектированных в пленку металла по энергиям, и меха­ низмы рассеяния горячих электронов на контакте. Как следует из § 4.2, при подаче на контакт смещения в пря­ мом направлении часть электронов с составляющей энергии в направлении х, нормальном плоскости контак­ та, большей (Ф—eU) (рис. 4.10), будет инжектировать-

Рис. 4.1 L Распределение электронов по энергиям в металлической пленке при включении контакта в пря­ мом направлении.

ся в области за максимумом барьера. Плотность элек­

пределение электронов, прошедших максимум барьера, будет оставаться максвелловским, соответствующим тем­ пературе решетки. Если этот поток электронов пройдет без рассеяния в металл, то плотность электронов в ме­ талле с энергией от Ф и выше будет существенно выше равновесной. Такие неравновесные электроны в металле принято называть «горячими». Их характерной особен­ ностью является наличие большой составляющей энер­ гии в направлении х ( § х^ Ф ) . Вид функции распределе­ ния этих электронов по энергиям представлен на рис. 4.11, причем величина пика, соответствующая горя­ чим электронам, для наглядности сильно увеличена, по­ скольку в реальных условиях их плотность несравнимо меньше плотности электронов в металле.

Однако эта простейшая модель не учитывает ряд эф­ фектов, нарушающих максвелловское распределение. Одним из них является квантово-механическое отраже­

118

наоборот для электронов с энергией несколько меньшей Ф, имеется конечная вероятность проникнуть сквозь потенциальный барьер [19]. Для оценки влияния этого эффекта важно знать точную форму потенциально­ го барьера, что в общем случае для контактного барь­ ера сделать пока еще не удалось. Однако при некоторых

разумных допущениях относительно формы барьера и механизма переноса носи­

нона (Шц). Таким образом, в области вблизи границы раздела электрон может рассеиваться как с поглощением, так и с испусканием оптического фонона. Для большин­ ства исследованных полупроводников (Si, Ge, GaAs) длина свободного пробега для электронов с энергией, близкой к Ф, сравнима с шириной области полупровод­ ника за максимумом потенциального барьера для типич­ ных концентраций примесей. Этот эффект также будет искажать исходное максвелловское распределение и при­ ведет к тому, что некоторые электроны, потерявшие часть своей энергии или изменившие направление им­ пульса после поглощения или испускания фонона, подой­ дут к границе раздела с энергией (§*, заметно меньшей фм и в конечном итоге не смогут выйти в вакуум. При­ ближенно, влияние рассеяния на оптических фононах на эффективность эмиссии у горячих электронов через кон­ такт металл — полупроводник (отношение потока элек­ тронов, изменивших свою энергию в направлении х не

119