Физические основы электроники. Контакты металл–полупроводник. Учебно-методическое пособие

Зонные энергетические диаграммы контакта Шоттки при внешнем смещении показаны на рис. 11.

Рис. 11. Зонные диаграммы контакта металл–полупроводник p-типа при приложении смещения:

а – при прямом смещении; б – при обратном смещении: JS-M – поток дырок из полупроводника в металл; JM-S – поток дырок из металла в полупроводник

При положительном смещении, когда на металл подается «минус», а на полупроводник p-типа «плюс», потенциальный энергетический ба-

рьер для дырок в полупроводнике снижается и равен q(U0 –U ), следо-

вательно, увеличивается поток дырок через барьер из полупроводника p-типа в металл. Направление внешнего электрического поля противоположно направлению внутреннего поля.

При отрицательном смещении, если на металл подать «минус», а на полупроводник n-типа «плюс», то потенциальный барьер для дырок

увеличивается на величину qU и становится равным q(U0 – (–U )) или q(U0 U )) . Направление внешнего электрического поля совпадает с

направлением внутреннего поля, поэтому поток дырок из полупроводника p-типа в металл уменьшается. В случае идеального контакта величина энергетического барьера для дырок в металле остается неизменной величиной, не зависящей от смещения (уравнение (9)).

31

При нагревании часть электронов, имеющих достаточную энергию, могут покинуть твердое тело. Эмиссия электронов не может продолжаться неограниченно долго, так как по мере уменьшения числа электронов тело будет заряжаться положительно и возникает электрическое поле, препятствующее дальнейшей эмиссии электронов. В этом случае эмиссия носит односторонний характер. Плотность тока термоэлектронной эмиссии J описывается формулой Ричардсона

где параметр R* – эффективная постоянная Ричардсона; q – заряд электрона; mn* – эффективная масса электрона; k – постоянная Больцмана; h – постоянная Планка; Pm – работа выхода.

В случае свободных электронов вуравнении (41) вместо mn* используется масса свободного электрона mn и тогда постоянная Ричардсона

будет равна R 120,174A см 2К 2 . Для полупроводников использу-

ется эффективная постоянная Ричардсона R*, которая рассчитывается с учетом зонной структуры полупроводника, эффективных масс носителей заряда, направления в кристалле.

Особенностью термоэлектронной эмиссии в контактах металл–по- лупроводник является ее двухсторонний характер. Эмиссия происходит из металла в полупроводник и из полупроводника в металл. При этом электроны не покидают твердое тело и для эмиссии им нужна меньшая энергия, соответствующая энергетическому потенциальному барьеру. Электронам в металле для преодоления барьера необходима

энергия, согласно q bn Pm , а для электронов в полупроводнике n-типа q(U0 –U ). При этом величина U берется со знаком «плюс» при

положительном смещении и со знаком «минус» при отрицательном смещении.

Для аналитического описания вольт-амперной характеристики выпрямляющего контакта металл–полупроводник обычно используют либо диодную теорию, либо – диффузионную. Различие состоит

32

в соотношении между шириной ОПЗ xn и длиной свободного пробега электронов λ. При xn реализуется диодная теория, а при L xn –

диффузионная теория. Рассмотрим только диодную теорию применительно к барьеру Шоттки с полупроводником n-типа.

Плотность обратного тока термоэлектронной эмиссии, направленного из металла в полупроводник, равна

Плотность прямого тока термоэлектронной эмиссии в направлении от полупроводника к металлу будет равна

нако выражения для плотности тока насыщения различаются. Плотность тока насыщения идеального p-n-перехода можно записать в виде

33

где q – заряд электрона; np – концентрация электронов неосновных носителей заряда в материале p-типа; pn – концентрация дырок неоснов- ныхносителейзарядавматериалеn-типа; Dn и Dp коэффициентыдиффузии электронов и дырок; Ln и Lp – диффузионные длины электронов

и дырок.

На рис. 12 показаны вольт-амперные характеристики кремниевого диода и диода Шоттки на основе кремния. Порог открытия диода Шотткипримерновдваразаниже,чемдляполупроводниковогодиода.Диод Шоттки открывается при напряжении около 0,3 В, а для того, чтобы открыть полупроводниковый диод, надо подать больше 0,6 В при одинаковом уровне легирования полупроводниковых областей.

I, мА

Рис. 12. Вольт-амперные характеристики полупроводникового диода и диода c барьером Шоттки

34

Это обстоятельство является следствием меньшей высоты барьера Шоттки. В диоде Шоттки все падение напряжения приходится только на одну полупроводниковую часть ОПЗ, падением напряжения на металлической области можно пренебречь. А в полупроводниковом диоде таких областей две – p- и n-типа.

Вольт-амперная характеристика диода Шоттки, как и полупроводникового диода, имеет ярко выраженный несимметричный вид. В области прямых смещений ток экспоненциально растет с ростом приложенного напряжения. В области обратных смещений ток от напряжения практически не зависит. В обоих случаях, при прямом и обратном смещении,токвдиодеШотткиобусловленосновными носителями заряда– электронами. По этой причине диоды на основе барьера Шоттки являются быстродействующими приборами, поскольку в них отсутствуют рекомбинационные и диффузионные процессы.

35

Рис. 13. Энергетическая диаграмма для свободного электрона потенциала у поверхности металла при отсутствии (E1(x))иприналичиивнешнегоэлектрическогополя(E2(x))

Реальное снижение барьера составляет порядка 0,1 эВ.

Величину xm можно найти, если продифференцировать выражение (49) и приравнять к нулю:

37

Напряженность электрического поля φ зависит от x, но так как величина xm мала, значение напряженности можно считать постоянным и

38