Работа выхода из металлов и полупроводников
Работа выхода электрона из кристалла.Электронная эмиссия.Электроны, имеющие энергии порядка уровня Ферми, могу переходить на более высокие уровни т.е. переходить в зону проводимости и терять связь с конкретным атомом. В металлах концентрация свободных электронов достаточно велика. Возьмем другую систему отсчёта энергии электронов: внутри вещества энергия отрицательна, вне –положительна. Распределение потенциальной энергии вблизи поверхности кристалла претерпевает «скачок»
Свободные электроны вблизи поверхности постоянно стремятся выйти за пределы кристалла. Их удерживают сила Кулона – она постоянно возвращает их на место. Таким образом, у поверхности кристалла образуется так называемый «виртуальный» электронный слой. За счет этого образуется двойной заряженный слоя с напряженностью электрического поля работой выхода электрона из кристалла. Обычно полагают работу выхода A Электрон должен обладать при этом энергиейЯвление выхода электронов из вещества – электронная эмиссия.
По типу источника, сообщающего энергию для выхода различают:
1) Термоэлектронную эмиссию (источник – нагревание)
2) Фотоэлектронную эмиссию (источник – свет)
3) Автоэлектронную эмиссию (источник – статическое поле)
Вторичная электронная эмиссия(энергию получают в результате бомбардировки частицами катода).
В принципе можно рассчитать концентрацию свободных электронов, способных покинуть кристалл и образовать эмиссионный ток, по распределению Ф-Д.:- )d exp - закон Ричардсона-Дешмана.
Контактные явления в металлах и полупроводниках
Контакт металл-металл.Рассмотрим контакт двух разнородных металлов с разным уровнем Ферми. распределением Ферми:
Этот процесс происходит без получения энергии из вне.
Равновесие наступит при равенстве новых уровней Ферми .
Если . Это явление- термоэдс или термотока .
Эффект ПельтьеПри пропускании тока от внешнего источника через контакт двух разнородных металлов, как установил Пельтье, происходит нагревание или охлаждение контакта.
Знак эффекта определяется направлением перехода электронов: переход
на более высокий уровень требует полученияэнергии от
решетки кристалла (охлаждение), на более низкий-
отдачи энергии (нагревание).
Рассмотрим некоторые термоэлектрические явления в полупроводниках.
| A |
| B |
Возьмем полупроводник n-типа. Нагреем точку A.
Тогда увеличится концентрация электронов в точке
А по сравнению с точкой В. Начнется диффузия электронов из точки с меньшим потенциалом в точку с большим. Процесс перехода электронов будет продолжаться до тех пор, пока сторонние силы не остановят его. Сторонними силами здесь выступят силы электрического поля, возникающего при переходе электронов. Напряжённость электрического поля направлено от горячего конца к холодному, то напряжённость поля сторонних сил направлено, как известно, противоположно.
В проводниках p-типа процесс в чем-то обратный: электроны будут течь от точки с меньшей температурой в точку с большей. Поле сторонних сил тоже меняет направление.
А теперь соединим эти два полупроводника в замкнутую цепь: поле сторонних способно перемещать заряды по замкнутой цепи.
| n-тип |
| p-тип |
| A |
В том случае, если температуру в точках А и В поддерживать постоянной и различной, возникает ток. Термо Э.Д.С. в этом случае значительно превышает термоэдс металлов. Следует отметить также, что эффект Пельтье в контакте двух разнородных полупроводников значительно выше..
Контакт метал– полупроводник. Отличается от случая, разобранного выше тем, что в полупроводнике всегда концентрация свободных электронов меньше
Раздел 9. Физические основы построения базовых элементов ЭВМ.
9.1. Полупроводниковые материалы. Р–n переход и его свойства. Диоды, (диод Ганна, ЛПД). Контакт металл-диэлектрик-полупроводник (МДП). Транзисторы : биполярные и униполярные ( с управляемым p-n переходом, МДП – транзисторы)
14.Работа выхода в металлах и полупроводниках. Контактная разность потенциалов.
Контактные явления.Работа любого полупроводникового прибора невозможна без наличия электрических контактов. Рассмотрим явления, происходящие в области контакта материала с внешней средой или с другим материалом.Работа выхода.Рассмотрим процессы, происходящие на границе кристалл-вакуум.Электрон проводимости в кристалле находится в потенциальной яме по отношению к внешней среде. Для того чтобы электрон вышел из кристалла и находился у его поверхности в вакууме без направленной скорости с энергией Е0, необходимо затратить энергию, которая называется работой выхода. При повышенной температуре в материале существуют электроны, способные преодолеть потенциальный барьер. Поток этих электронов образует ток термоэлектронной эмиссии из материала в вакуум. js=A*T 2 e -Ф/ kT ,где А – постоянная Ричардсона; Ф=Е0-F – термодинамическая работа выхода.При термодинамическом равновесии поток электронов из внешней среды в кристалл компенсирует исходный поток, вызванный термоэмиссией. Рассмотрим физический смысл работы выхода. I.Метал или вырожденный полупроводник.В металлах уровень Ферми примерно совпадает с максимальной энергией электронов( с точностью до размыкания функции Ферми). При этом величина Ф соответствует работе по удалению электрона с максимальной энергией из металла в вакуум.II. Невырожденный полупроводник.Уровень Ферми в невырожденном полупроводнике лежит в запрещенной зоне, поэтому величина Ф не соответствует истинной работе по удалению электрона из металла, равной χ=Е0-ЕС и называемой истинной работой выхода или сродством к электрону. Величина χ зависит ТОЛЬКО от структуры кристалла и потому остается постоянной во всех случаях использования данного материала.Это несоответствие связанно с тем, что ток термоэмиссии зависит не только от энергии электронов, но и от их концентрации. В отличие от металлов концентрация электронов в полупроводнике сильно зависит от температуры, что и определяется уровнем Ферми. Работа выхода Ф также сильно зависит от состояния поверхности материала.Рассмотрим контакты двух металлов. Контактная разность потенциалов. При сближении двух металлов на расстояние, обеспечивающее возможность туннелирования электронов из одного металла в другой, токи термоэмиссии, компенсировавшиеся ранее обратными токами из внешней среды в металл, оказываются некомпенсированными. Эти токи направлены противоположно и образуют остаточный ток Δjs=js1-js2=A*T 2 [e -Ф1/ kT -e -Ф2/ kT ]. Для выяснения физического механизма образования этого тока рассмотрим зонную энергетическую диаграмму двух металлов при условии, что уровень Ферми в металле I расположен выше уровня Ферми в металле 2. При температуре Т=0 электроны из металла 2 не могут переходить в металл 1, так как в нем нет свободных состояний в нужном диапазоне энергий. При повышении температуры появляются незанятые состояния, и возникает слабый ток js2. Электроны из металла 1 даже при температуре Т=0 образуют значительный ток js1, так как свободных уровней для них в металле 2 много. В результате перехода электрона в металл 2 он заряжается отрицательно и энергия электронов в нем повышается. Уровень Ферми F2 поднимается. При этом металл 1 заряжается положительно и уровень Ферми F1 опускается. Действительно, для перемещения электрона из ∞ к поверхности отрицательно заряженного металла требуется затратить большую работу, чем для того же перемещения при отсутствии заряда. В случае отрицательного заряда работа оказывается меньше. Значит, потенциальная энергия электрона у поверхности отрицательно заряженного металла выше, а у поверхности положительно заряженного металла ниже. Процесс перехода электронов, сопровождающийся смещением уровней Ферми, продолжается вплоть до выравнивания этих уровней( рис. 6.3), после чего исчезает причина перемещения электронов. Наступает состояние равновесия, характеризующееся тем, что избыточный поток электронов из металла1 в металл2 за счет разности работ выхода компенсируется встречным потоком, вызванным возникшей контактной разностью потенциалов φk между металлами за счет изменения их заряда. Очевидно, что слева от металла 1 и справа от металла 2 энергетический уровень свободного электрона должен прийти к одинаковому уровню, например, к Е0 – уровню в вакууме у поверхности незаряженного металла. Тогда можно записать (Е01-Е0)+е*φk+(E0-E02)=0 или *φk=E02-Е01=(E02-F)-(Е01-F)=Ф2-Ф1. Контактная разность потенциалов, умноженная на заряд электрона, равна разности работ выхода контактирующих тел. Особенность контакта двух металлов заключается в том, что электрическое поле не проникает ни в один из них и вся контактная разность потенциалов падает на узкой промежуточной области. В случае контакта металла с полупроводником протекает аналогичные процессы, но поле частично проникает в полупроводник и распределяется между зазором и приповерхностной областью полупроводника. В дальнейшем мы не будем учитывать влияние зазора. Распределение потенциала и энергии находится из уравнения Пуассона и соответствует случаю монополярной проводимости: φ(x)=φse - X / LD где φs – поверхностный потенциал. ФМП и электроны из металла переходят в полупроводник n-типа. В результате этого приповерхностная область полупроводника обогащается основными носителями, и энергетические зоны изгибаются вниз. В полупроводнике p-типа при ФМ>ФП обогащение приводит к изгибу зон вверх. В полупроводнике любого типа обогащенные области имеют повышенную концентрацию основных носителей и повышенную электронную проводимость. Внешнее напряжение, приложенное к такой структуре, падает в основном на слое нейтрального полупроводника, и проводимость всей структуры практически не зависит от направления тока. Контакты с такими свойствами называются омическими.В случае ФМ>ФП приповерхностная область полупроводника n-типа обедняется основными носителями и зоны изгибаются вверх. Обеднение наступает также в полупроводнике p-типа при ФМП причем зоны изгибаются вниз. Такие обедненные области имеют особые свойства и используются для создания полупроводниковых приборов. Реальные омические контакты также могут создаваться на основе обедненных областей, но при этом необходимо, чтобы протяженность обедненной области была достаточно малой для обеспечения возможности туннелирования носителей через эту область.
Следовательно, вся работа выхода будет равна
Из выражения (2.5) видно, что величина работы выхода обратно пропорциональна междуатомному расстоянию – . Это подтверждается данными экспериментального определения работы выхода, показывающими, что у металлов щелочных и щелочноземельных, имеющих большее значение , величина работы выхода меньше, чем у других металлов.
Вследствие того, что электрон, выходя из металла, должен совершить некоторую работу, следует, что потенциал внутри металла не равен потенциалу внешнего пространства около поверхности металла. Поэтому на границе металл-вакуум имеет место скачок или более или менее быстрое изменение потенциала. Графическое изображение рНепосредственно на поверхности металла имеется относительно большое изменение потенциала (участок АВ), соответствующее падению потенциала в двойном электрическом слое ( ). В левой части рисунка (т.е. внутри металла) для области значений энергии от нуля до показаны уровни энергии занятые электронами. Выше энергии расположены уровни, не занятые электронами при . Вне металла кривая – BC показывает изменение потенциала поля электрического изображения. Полная кривая – АВС показывает форму потенциального барьера. Высота потенциального барьера – определяет полную энергию, которую электрон должен иметь для вылета из металла. Потенциал – определяет работу выхода электрона.
2.2. Уравнения и константы термоэлектронной эмиссии.
При нагревании металла или полупроводника скорости и соответственно энергии некоторых электронов проводимости увеличиваются настолько, что эти электроны оказываются в состоянии преодолеть силы, удерживающие их, и, совершая требуемую работу выхода, вылетают с поверхности. Чем выше температура твердого тела, тем большее количество электронов имеет значительную энергию и в состоянии покинуть твердое тело. Следовательно, с повышением температуры растет количество испускаемых электронов, иначе говоря, увеличивается ток электронной эмиссии.
Если считать, что твердое тело (катод) нагрет равномерно и все электроны, эмиттируемые катодом, участвуют в создании тока термоэмиссии (так называемый ток насыщения), а внешнее электрическое поле не очень велико и не влияет на работу выхода, то для чистых металлов плотность термоэмиссионного тока описывается уравнением Ричардсона-Дэшмана:
где – ток катода насыщения; – площадь катода; – постоянная; – абсолютная температура; – работа выхода в вольтах; – заряд электрона; – постоянная Больцмана.
Постоянные и характеризуют металл, из которого изготовлен катод, и не зависят от других факторов. Например, для вольфрама они соответственно равны и 4.54 В.
Наряду с металлическими катодами на практике нашли широкое применение полупроводниковые оксидные катоды. Они имеют ряд преимуществ по сравнению с катодами из чистых металлов. Главное, из которых, значительно более высокая удельная эмиссия электронов.
Основой оксидного катода является металлический керн, изготовленный из специальных сортов никеля или вольфрама. На этот керн наносится оксидное покрытие, которое состоит из смеси окислов бария и стронция. При нагреве часть молекул окиси бария разлагается, и атомы бария диффундируют к поверхности катода. Для полупроводникового соединения (окиси бария) они представляют собой донорную примесь.
Таким образом, эмиттирующая поверхность оксидного катода представляет собой полупроводник n-типа. Закономерности термоэлектронной эмиссии оксидных катодов сложнее, чем у чистых металлов, но их изучение имеет большое практическое значение.
Потенциальная диаграмма электронного полупроводника (т.е. n-типа), показана на рис. 2.4. Внешний потенциальный барьер, обусловленный силами притяжения между электроном и его электрическим изображением, показан кривой – АВ. Выходить из полупроводника в вакуум могут только те электроны, которые находятся в зоне проводимости и имеющие энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера – .
РТак как в зону проводимости переходят, прежде всего, электроны с уровней примеси, то для выхода их из полупроводника потребуется эффективная работа выхода равная сумме внешней работы выхода ( ), которая расходуется на преодоление силы электрического изображения, и внутренней работе выхода полупроводника ( ), необходимой для перехода электронов с уровней примеси в зону проводимости:
Внутренняя работа выхода зависит от ширины зоны и, следовательно, приблизительно равна – .
Величина внешней работы выхода у полупроводников обычно меньше, чем у металлов, так как сила взаимодействия между электроном и его электрическим изображением в полупроводниках меньше, чем в металлах. У примесных полупроводников n-типа и внутренняя работа выхода невелика вследствие малой ширины «запрещенной» полосы энергий – . Поэтому полная работа выхода у примесных полупроводников n-типа обычно меньше, чем у металлов. Этим, в частности, объясняется широкое применение полупроводников при изготовлении катодов электровакуумных приборов.
У полупроводников с дырочной проводимостью (p-типа) внутренняя работа выхода значительно больше, чем у полупроводников с электронной проводимостью, так как для перехода электронов из заполненной электронами зоны (валентной) в зону проводимости требуется затратить большую энергию, чем для перехода с донорных уровней полупроводника n-типа. Поэтому в отличие от полупроводников n-типа у полупроводников p-типа полная работа выхода обычно больше, чем работа выхода металлов и, следовательно, больше, чем у полупроводников n-типа.
Термоэлектронная эмиссия оксидного катода описывается формулой Козляковской-Тягунова
Для катодов из чистых металлов основным методом их определения является метод прямой Ричардсона. Если уравнение (2.6) поделить на Т 2 и затем прологарифмировать левую и правую части уравнения, то получим
Это выражение показывает, что зависимость должна графически изображаться прямой линией (рис. 2.5). Эта прямая называется прямой Ричардсона. Отрезок, отсекаемый на оси ординат, представляет собой ln(A), а угол наклона к оси абсцисс даёт соотношение для определения работы выхода
Следует отметить, что константа e/k = 11600 [К/В] широко используется в теории электронных и полупроводниковых приборов. Основная погрешность в экспериментальном изучении констант термоэмиссии заключается в точном определении температуры катода. Её можно измерить специальным прибором – оптическим пирометром, однако чаще определяют расчётным путём по номограммам в зависимости от диаметра катода и тока накала.
Для устранения влияния неравномерности нагрева катода измерения проводят на специальном диоде, где отдельно измеряется ток со средней равномерно нагретой части катода. Протекание тока термоэмиссии между анодом и катодом определяется также наличием электрического поля внутри прибора. Это поле связано с двумя факторами. Находящийся в пространстве между анодом и катодом отрицательный заряд электронов создаёт тормозящее поле, возвращающее эмиттированные электроны с малыми энергиями обратно к катоду.
С другой стороны, большие внешние ускоряющие поля облегчают эмиссию электронов, уменьшая работу выхода.
Эмиссия в ускоряющих и тормозящих полях
З акономерности термоэлектронной эмиссии при наличии электрического поля можно исследовать, снимая вольтамперные характеристики (ВАХ) простейшего двухэлектродного прибора – диода, включённого в схему, изображённую на рис. 2.6.
С емейство таких характеристик, дающих зависимость тока через диод от напряжения на аноде при различных величинах напряжения накала (т.е. различных температурах катода) показано на рис. 2.7.
Когда анод имеет небольшой отрицательный потенциал, анодный ток отличен от нуля благодаря начальным скоростям электронов. Соответствующий участок ВАХ называют участком начальных токов (1). На этом участке движение электронов происходит в тормозящих полях и, основываясь на предположении о максвелловском распределении начальных скоростей электронов, можно получить соотношение между величиной анодного тока и тормозящим напряжением на аноде в виде
где Ia0 – ток при нулевом анодном напряжении.
Логарифмируя выражение (2.11), получим
Уравнение (2.11) изображается прямой линией, наклон которой обратно пропорционален температуре катода и может служить для её определения. Прямолинейность характеристики подтверждает максвелловский характер распределения электронов по скоростям.
На рис. 2.8 изображена в крупном масштабе область начальных токов – (а) и соответствующая её логарифмическая зависимость.
Выражение (2.11) и линейность логарифмической характеристики соблюдается в области относительно больших тормозящих полей, превышающих обычно 0.2-0.3 В. При меньших внешних полях существенную роль начинает играть тормозящее поле пространственного заряда электронов. Зная угол наклона логарифмической кривой, можно определить температуру катода. Дифференцируя выражение (2.12), получаем:
Можно рекомендовать следующий приём для определения температуры. На линейном участке логарифмической кривой выбираем две точки, отличающиеся на логарифмическую единицу. Находим соответствующие им приращения анодного напряжения . Тогда формула для расчёта температуры приобретает простой вид:
Влияние пространственного заряда эмитированных электронов в области малых отрицательных и начальных положительных напряжениях на аноде приводит к зависимости между током и напряжением, которая получила название закона «степени 3/2». В общем случае этот закон записывается выражением:
где G – постоянная, зависящая от формы и геометрических размеров электродов, а также межэлектродного состояния. Данный участок соответствует области 2 полной ВАХ диода (рис. 2.7).
Проверить закон степени 3/2 при неизвестной постоянной G можно, логарифмируя (2.14)
Следовательно, тангенс угла наклона прямой для участка 2 полной ВАХ диода должен быть равен 3/2. Теоретически закон степени 3/2 получен в предположении, что все участки катода имеют одинаковую температуру, а электрическое поле в пространстве катод-анод однородно. Последнее можно обеспечить при простейших конфигурациях электродов: две бесконечные плоскости; длинные осевая нить – катод и окружающий её цилиндр – анод; точечный катод и сферический анод. В реальных конструкциях эти условия не выполняются, показатель степени в (2.15) лежит в пределах от 1 до 1.5.
Третий участок ВАХ (рис. 2.7) соответствует таким величинам анодного напряжения, при котором все электроны, испускаемые катодом, попадают на анод. Это участок тока насыщения. Плотность тока здесь определяется только температурой катода. Точка перегиба ВАХ даёт наиболее близкое значение тока термоэмиссии, определяемого по выражениям Ричардсона-Дэшмана (2.6) и Козляковской-Тягунова (2.8).
Дальнейший рост анодного напряжения приводит сначала к слабому, а потом всё большему увеличению анодного тока. Такое поведение объясняется эффектом Шоттки – уменьшением работы выхода катода под действием электрического поля. Уменьшение работы выхода пропорционально корню квадратному из напряжённости внешнего электрического поля у поверхности катода.
С учётом эффекта Шоттки уравнение термоэлектронной эмиссии (2.6) можно записать в следующем виде:
Таким образом, истинное значение тока термоэмиссии (2.6) наблюдается только при малых напряжениях Ua в принципе стремящихся к нулю.
В области больших полей при Е=10 6 -10 7 В/см главную роль начинает играть новый механизм, приводящий к экспоненциальному росту тока при увеличении напряжения. Этот механизм связан с прохождением электронов сквозь сузившийся потенциальный барьер на границе катод-вакуум. Данный эффект получил название туннельного. Он характеризует качественно новый вид эмиссии – автоэлектронную эмиссию. Для неё нагрев катода не является принципиально необходимым.
Конструкции обычных ламп не выдерживают напряжений, необходимых для заметной автоэлектронной эмиссии.
Основные сведения из теории. Явления, возникающие в контактах, представляются важными для изучения в силу распространенности контактов при производстве РЭС и ЭВС
Явления, возникающие в контактах, представляются важными для изучения в силу распространенности контактов при производстве РЭС и ЭВС. Особенно важными являются контактные явления в микроэлектронике, т.к. контактные разности потенциалов становятся сравнимыми с рабочими напряжениями» В зависимости от материалов контакты могут быть различными: контакт металл-металл, металл-полупроводник, металл-диэлектрик, полупроводник-полупроводник и т.д.
Все эти контакты делятся на 3 группы:
1.Омические контакты. Вольт-амперная характеристика (ВАХ) линейна, т.к. выполняется закон Ома. Эти контакты должны иметь малое сопротивление, не искажать форму передаваемого сигнала не создавать в цепи электрических шумов.
2.Нелинейные контакты, осуществляющие нелинейное преобразование сигнала (выпрямление, детектирование, модуляцию, генерирование и т.д.), наоборот должны иметь резко нелинейную характеристику.
3. Инжектирующие контакты должны обладать способностью инжектировать неосновные носители только в одном направлении. Для этого инжектирующий контакт должен быть резко асимметричным. Кроме того, ширина базовой области должна быть мала, а диффузионная длина достаточно велика, чтобы неосновные носители проходили через базовую область, не успев рекомбинировать.
Контакт металл-полупроводник может быть как омическим, так и выпрямляющим. Омические контакты металла с полупроводником широко применяются в диодах, транзисторах и пассивных элементах интегральных схем. Выпрямляющие контакты типа металл-полупроводник используются в тонкопленочных структурах для построения диодов и транзисторов с металлической базой на основе барьеров Шоттки.
Рассмотрим явления в контакте металл-полупроводник при отсутствии поверхностных состояний. Возьмем контакт электронного полупроводника и металла и предположим, что работа выхода электрона из полупроводника АП меньше работы выхода электрона из металла АМ (рис. 2,30, а).
Рис. 2.30. Схема энергетических уровней в области контакта металл – полупроводник п – типа (АМ>Аn): а – до соприкосновения; б – после соприкосновения и установления термодинамического равновесия
Если металл и полупроводник привести в непосредственный контакт, то электроны будут переходить преимущественно из полупроводника в металл, так как уровень Ферми в полупроводнике перед соединением с металлом лежал выше, чем в металле. При этом металл заряжается отрицательно, а полупроводник – положительно. Направленный поток электронов будет иметь место до тех пор, пока уровни Ферми не выравняются, после чего установится динамическое равновесие (рис. 2.30, б), а между металлом и полупроводником возникнет контактная разность потенциалов
где АМ и АП – соответственно работа выхода электрона из металла и полупроводника;
е – заряд электрона.
Величина φК выражается через АМ и АП, потому что обмен электронами возможен не только при непосредственном контакте металла и полупроводника, но и благодаря термоэлектронной эмиссии, обуславливающей разность потенциалов φК. Контактная разность потенциалов между металлом и полупроводником имеет значение порядка нескольких десятых долей или единиц вольта. Для получения такой величины необходимо, чтобы из полупроводника в металл перешло примерно 10 электронов. Если параметр решетки полупроводника a0=5·10 10 м (германий), а концентрация электронов n = 10 21 м -3 , то на 1 м его поверхности находится приблизительно 2·10 13 электронов. Поэтому протекание примерно 10 17 электронов связано с "оголением" примерно 5·10 3 атомных слоев полупроводника.
В металле, где поверхностная плотность электронов составляет 10 18 м -2 , лишь часть электронов поверхностного слоя обеспечит требуемую плотность заряда для возникновения контактной разности потенциалов. Из-за большой концентрации электронов область объемного заряда в металле очень тонка, а падение напряжения на ней невелико.
Можно сказать, что практически вся контактная разность потенциалов падает на области объемного заряда в полупроводнике (см, рис. 2.30, б). Распределение потенциала в приповерхностном слое полупроводника аналогично распределению при наличии поверхностных состояний, только вместо поверхностного потенциала следует брать разность потенциалов.
Контактная разность потенциалов практически полностью падает в приконтактном слое полупроводника и искривляет в нем зоны энергии. Если АП < АМ для полупроводника n-типа, то зоны энергии будут искривлены в приконтактной области кверху.
Если работа выхода электрона из полупроводника n-типа больше работы выхода из металла, то электроны в большей мере переходят из металла в полупроводник и образуют в его контактном слое отрицательный объемный заряд (рис. 2.31, a), а на поверхности металла возникает положительный заряд. Между металлом и полупроводником возникает контактная разность потенциалов UК и потенциальный барьер еUК Возникающее контактное поле проникает вглубь полупроводника и уменьшает энергию электронов, вследствие чего происходит искривление энергетических уровней электронов полупроводника книзу. При этом область объемного заряда в полупроводнике толщиной dn оказывается обогащенной свободными носителями. При контакте металла с полупроводником р-типа обедненный слой в полупроводнике образуется в том случае, когда работа выхода электронов из металла АМ меньше работы выхода из полупроводника Аp (рис. 2.31, б), в обогащенный слой – когда работа выхода А больше работы выхода из полупроводника Аp (рис. 2.31, в).
Рис. 2.31. Схема энергетических уровней в области контакта металл – полупроводник: а – n-тип (АМ Аn); б – p-тип (АМ Аp); в – p-тип (АМ > Аp)
При сильном искривлении зон в результате большого контактного поля в приповерхностном слое полупроводника может возникнуть инверсный слой, как и в случае поверхностных состояний. Концентрация электронов у границы полупроводника при контакте металл-полупроводник определяется из уравнения. Слой, обогащенный основными носителями заряда, называется антизапирающим (повышенная проводимость). Слой, обогащенный неосновными носителями, называется запирающим (пониженная проводимость). Слой у поверхности полупроводника, в котором в результате сильного искривления зон меняется тип проводимости по сравнению с объемом полупроводника, называется инверсным. Однако полученные соотношения между разностью работ выхода металла и полупроводника и свойствами контакта металл-полупроводник в ряде случаев не выполняются, т.е. выбор материала металла не влияет на свойства контактов. Это явление объясняется поверхностными состояниями. Как уже говорилось, наличие поверхностных состояний приводит к образованию слоя пространственного заряда (поверхностного потенциального барьера) и искривлению зон энергии в приповерхностном слое полупроводника.
Запирающие слои, которые образуются на границе однородного полупроводника контактным полем металла или поверхностным зарядом, называются физическими запирающими слоями.
Запирающие слои, полученные нанесением на полупроводник тонкого слоя другого вещества с большим удельным сопротивлением, называются химическими запирающими слоями. В этом случае в области контакта металл-полупроводник возникает потенциальный барьер или вследствие несоответствия между величинами работ выхода у металла и пленки, или вследствие наличия поверхностных состояний пленки.
При исследовании полупроводников применяются прижимные, припаянные, сплавные, электролитические, напыленные, пастовые, сварные контакты полупроводника с внешней цепью. Обычно контакты металл-полупроводник получают путем электрохимического осаждения, напыления в вакууме или механическим способом (прижатием). В любом из перечисленных случаев получения контакта металл-полупроводник имеет место зазор из-за загрязнения или поверхностных дефектов. При этом образуется потенциальный барьер между поверхностными состояниями и объемом полупроводника. Истинный контакт металл-полупроводник получается вплавлением металла в полупроводник. В этом случае высота потенциального барьера должна определяться разностью работ выхода металла Ам и полупроводника An (Ар).
Механизм прохождения тока через контакт металл-полупроводник
Приложим внешнее напряжение к цепи, состоящей из металла и полупроводника. В ней возникает направленное движение носителей зарядов (электронов и дырок), создающих ток плотностью
В связи с тем, что концентрация электронов и дырок различна в разных точках полупроводника (из-за поверхностных и контактных явлений), состав тока меняется, а величина его остается неизменной.
Введение носителей заряда через контакт металл-полупроводник или электронно-дырочный переход при понижении высоты потенциального барьера в область полупроводника, где эти носители заряда являются неосновными, называется инжекцией носителей заряда. Выведение носителей заряда из области полупроводника, где они являются неосновными, через контакт металл-полупроводник или электронно-дырочный переход ускоряющим электрическим полем, созданным действием внешнего напряжения, называется экстракцией носителей заряда.
Если j(x)/j0=1, т.е. контакт не меняет концентрацию неосновных носителей заряда, то он называется омическим.
Рассмотрим механизм прохождения тока через омический контакт. В электронном полупроводнике ток обусловлен в основном электронами. Электроны выходят из полупроводника на положительный электрод с той же скоростью, с какой они входят в полупроводник с отрицательного электрода; Следовательно, в полупроводнике плотность электронов остается той же самой, какая была и при отсутствии тока. Это необходимое условие электронейтральности.
В полупроводнике р-типа ток обусловлен в основном дырками, а в металлических выводах, соединяющих полупроводник с батареей,- электронами.
Каким же образом меняется способ переноса тока в переходе металл-полупроводник?
Если подвижные дырки под действием приложенного поля перемещаются в направлении к переходу полупроводник-металл, то они сначала накапливаются на переходе, увеличивая на нем местное поле, которое притягивает электроны из металла в полупроводник. Электроны, входя в полупроводник из металла, рекомбинируют с избыточными дырками.
Если подвижные дырки перемещаются в направлении поля от перехода металл-полупроводник, то на переходе сначала уменьшается число дырок и некоторые ионизированные атомы акцептора уже не могут нейтрализоваться. Эти атомы акцептора ведут к увеличению на переходе электрического поля, которое выталкивает электроны от ионизированных атомов акцептора в металл. Электроны входят в металлический электрод.
Если полупроводник собственный, то механизм прохождения тока через контакт металл-полупроводник аналогичен прохождению электронов и дырок в случае n-типа и р-типа.
Таким образом, в случае омического контакта электроны в состоянии легко проходить между металлом каждого электрода и полупроводником в любом направлении, состав тока одинаков как на самом контакте, так и в объеме. При этом для любого приложенного электрического поля скорость прохождения электронов через металлический вывод равна скорости прохождения дырок через полупроводник в случае дырочного полупроводника и скорости прохождения электронов через полупроводник в случае электронного полупроводника. Токи, проходящие через омический контакт, подчиняются закону Ома в большой области значений приложенного напряжения.
Для получения омического контакта металла с данным полупроводником надо выполнятьследующие требования:
использовать металл с работой выхода меньшей, чем у полупроводника, для n-типа, и большей – для р-типа;
металл должен диффундировать немного в полупроводник и создавать примесные центры, соответствующие данному типу проводимости;
иногда необходимо механическое повреждение поверхности полупроводника, на которую наносится контакт.
Вольт-амперная характеристика выпрямляющего контакта металл-полупроводник
Если привести металл и полупроводник в контакт друг с другом (пайка, напыление, прижатие и т.д.), то в области контакта металл-полупроводник может возникнуть потенциальный барьер, причинами которого могут быть:
● несоответствие между величинами работ выхода у металла и полупроводника;
● наличие поверхностных состояний у полупроводника;
● наличие посторонних плохо проводящих слоев (пленки, окислы, лак и др.) между металлом и полупроводником.
Рассмотрим изменение потенциального барьера на выпрямляющем контакте металл-полупроводник, к которому приложено внешнее напряжение (рис. 2.32, а, б, в).
Если к выпрямляющему контакту (рис. 2.32, б) электронного полупроводника с металлом приложить внешнее напряжение U в направлении, совпадающем с контактной разностью потенциалов (плюс источника подан на полупроводник), то потенциальный барьер со стороны полупроводника увеличится на величину еU (если пренебречь падением напряжения в объеме полупроводника), а энергетические уровни электронов и уровень Ферми в полупроводнике сместятся на величину еU. Толщина запирающего слоя при этом увеличится:
где n – концентрация носителей заряда в полупроводнике (n»Nд) при условии, что все доноры ионизированы, а концентрация собственных носителей мала.
Рис. 2.32. Влияние внешнего поля, приложенного к выпрямляющему контакту металл – полупроводник, на энергетические уровни полупроводника п-типа: а – равновесное состояние; б – напряжение приложено в запорном направлении; в – напряжение приложено в обратном направлении
Высота потенциального барьера со стороны металла при этом не измениться. Такое направление называется запорным.
Если к выпрямляющемуся контакту приложить внешнее напряжение U в направлении, противоположном контактной разности потенциалов (минус источника подан на полупроводник), то потенциальный барьер со стороны полупроводника уменьшиться на величину еU (рис. 2.32, в). Толщина запирающего слоя при этом уменьшиться:
Высота же потенциального барьера со стороны металла остается неизменной. Такое направление называется прямым.
Для описания процесса происхождения носителей заряда через потенциальные барьеры, возникающие на контакте металл-полупроводник, можно привлечь два простых механизма: квантовомеханический туннельный эффект и надбарьерное прохождение носителей заряда с достаточной для этого перехода энергией.
Если приложить внешнее поле к контакту металл-полупроводник, то величина потенциального барьера со стороны полупроводника изменяется в зависимости от знака приложенного напряжения:
еU=еUк±еU, (2.77)
где знак минус при еU соответствует прямому направлению внешнего поля, знак плюс – запорному. При этом величина тока, обусловленного эмиссией электронов,
Ток J1 имеет направление от металла к полупроводнику. Так как величина барьера со стороны металла при этом не изменяется, то величина тока, обусловленного эмиссией электронов из металла в полупроводник:
Ток J2 имеет направление от полупроводника к металлу.
Используя выражение (2.78) и (2.79), найдем величину результирующего тока J:
Уравнение (2.80), выражающее зависимость тока от величины и знака приложенного напряжения, есть уравнение вольт-амперной характеристики выпрямляющего контакта металл-полупроводник. Знак "+" при соответствует прямому (пропускному) направлению внешнего поля, знак "-" – запорному (обратному).
Как в диодной, так и в диффузионной теории получается одинаковое выражение для вольт-амперной характеристики выпрямляющего контакта металл-полупроводник. Однако существенное и количественное различие для тока насыщения в диодной (а) Js=1/4nVТ диффузионной (б) Js=еnVд теорий заключается в следующем:
I. Так как дрейфовая скорость электрона Vд всегда меньше тепловой скорости VТ, то ток насыщения (б) много меньше, чем (а),
2. Ток насыщения (а) не зависит от приложенного напряжения, в то время как в (б) он растет для запорного направления с ростом приложенного напряжения.
Обе эти стороны являются достоинствами тонкого запирающего слоя, для которого применима диодная теория. Недостаток его в том, что он не выдерживает высоких обратных напряжений из-за электростатической ионизации.
При большей величине обратного напряжения Uoбр. начинают играть роль дополнительные процессы: увеличение числа носителей за счет сильного поля (электростатическая и ударная ионизация), разогревание контакта и др., которые приводят к очень быстрому нарастанию обратного тока и пробою запирающего слоя. При этом ток резко возрастает, а напряжение на контакте падает (см. рис. 2.33).
Рис. 2.33. Вольт – амперная характеристика выпрямляющего контакта полупроводника с металлов. 1 – туннельный пробой; 2 – лавинный пробой; 3 – тепловой пробой
Диодная и диффузионная теории в равной мере применимы и к дырочному полупроводнику, если в нем на границе с металлом имеется запирающий слой. При этом в уравнениях вместо n надо писать р, а плюс U заменить на минус U. Пропускным направлением в этом случае будет такое, когда на р-полупроводник подан плюс.
Читайте также: