Файл: Ненакаливаемые катоды..pdf

При идеальном контакте падением напряжения в зазоре между металлом и полупроводником можно пренебречь. Поле не проникает внутрь металла в силу его высокой проводимости. Поэтому вся раз­ ность потенциалов падает в приповерхностном слое полупроводника. Это значит, что на глубине проникновения поля, составляющей обыч­ но сотни или тысячи атомных слоев, образуется обедненный носите­ лями слой положительного объемного заряда. Очевидно, что в ре­ зультате ухода из этого слоя основных носителей его сопротивление резко возрастает — слой становится запирающим.

Таким образом, при контакте металла с полупроводником я-типа, обладающим меньшей работой выхода, между ними возникает по­ тенциальный барьер, высота которого (отсчитываемая от уровня Ферми) для идеального случая равна разности между работой выхо­ да металла и сродством к электрону полупроводника:

Для известных значений диэлектрической проницаемости полу­ проводника е и концентрации электронов в нейтральном полупровод­ нике п0 можно подсчитать глубину проникновения поля в полупро­ водник:

Это выражение является решением уравнения Пуассона для рассма­ триваемого случая (фо= Пк).

Такой контакт является выпрямляющим, т. е. проводимость его зависит от величины и направления приложенного к нему напряже­ ния. Поэтому его обычно называют поверхностно-барьерным диодом (или диодом Шоттки).

При приложении к контакту V от внешнего источника (напряже­ ния смещения) потенциальные диаграммы контакта изменяются, как это показано на рис. 4.2. При прямом смещении, когда к металличе­ ской пленке подключен положительный полюс источника напряжения смещения (рис. 4,2,а), потенциальный барьер для электронов металла остается неизменным, а барьер со стороны полупроводника умень­ шается на величину eU или, что то же самое, энергия всех электро-

Рис. 4.2. Энергетическая диаграмма контакта металл—полупровод­ ник я-типа, смещенного:

а — в п р я м о м н а п р а в л е н и и ; б — в о б р а т н о м н а п р а в л е н и и .

j 04

Ной полупроводника относительно уровня Ферми металла по&ьийаеФся на эту величину. При подаче обратного смещения (рис. 4.2,6) высота потенциального барьера со стороны полупроводника возрас­ тает.

Металлическая пленка и хорошо проводящий полупроводник, разделенные запирающим слоем, образуют плоский конденсатор. При приложении внешнего поля толщина запорного слоя L зависит от величины приложенного напряжения U\

L=[e((po—eV)l2neno]ll2. (4.4)

Следовательно, и значение емкости С является функцией прило­ женного напряжения. Используя формулу для емкости плоского кон­ денсатора, можно найти связь между емкостью и напряжением:

Это выражение может быть использовано для экспериментального определения величины ср0 (а следовательно, и Ф, если известно по­ ложение уровня Ферми <§г). Для этого строится зависимость 1 /С2 от величины приложенного напряжения U, и экстраполяцией прямой к значению 1/С2=0 на оси напряжений отсекается величина, равная

В состоянии равновесия (при отсутствии смещения) ток из ме­ талла в полупроводник равен току в обратном направлении и сум­ марный ток через контакт равен нулю. Ток из металла в полупро­ водник для идеального контакта равен току термоэмиссии через

жении к нему смещения сильно зависит от соотношения между тол­ щиной слоя объемного заряда L и длиной свободного пробега I элек­ трона в полупроводнике. Для «толстого» запирающего слоя, когда L3>/, для расчета тока через контакт следует пользоваться диффу­ зионной теорией выпрямления, заключающейся в том, что носители заряда при движении через контакт испытывают большое число актов рассеяния. Если же L < i, то расчет следует вести в соответствии с диодной теорией, рассматривающей запирающий слой как вакуум­ ный промежуток в диоде. В этом случае через этот слой из полупро­ водника в металл будут проходить все электроны, обладающие энер­ гией, достаточной для преодоления поля результирующего потенци­ ального барьера.

105

Расчёт для обойх случаев дает одинаковое выражение для вольтамперной характеристики поверхностно-барьерного диода:

где / , — ток насыщения. Отличие вольт-амперной характеристики тонкого запирающего слоя состоит в том, что величина тока насыще­ ния в этом случае не зависит от приложенного напряжения смеще­ ния и равна

проводник равен току обратного направления. В тождественности

ние уровня Ферми в объеме полупроводника, отсчитанное от дна зоны проводимости.

Для «толстого» запирающего слоя величина f s оказывается зави­

где Ид — так называемая дрейфовая скорость электронов, зависящая от величины подвижности электронов в полупроводнике и от напря­ женности поля в области объемного заряда, определяемой, в свою очередь, приложенной к контакту разностью потенциалов U.

Для прямого смещения напряжение U в выражении (4.6) берет­ ся положительным. При этом ток имеет положительный знак (пря­ мой ток). Для обратного смещения величина U отрицательная и ток имеет также отрицательный знак (обратный ток).

Выражением (4.7), являющимся уравнением вольт-амперной ха­ рактеристики контакта, можно также воспользоваться для экспери­ ментального определения высоты потенциального барьера. Для этого производится экстраполяция различных участков вольт-амперных ха­ рактеристик к нулевому значению смещения для определения тока насыщения, зависящего в соответствии с диодной теорией только от высоты потенциального барьера. Для очень малых значений напря­ жения смещения, для которых U^ikT/e, выражение (4.7) приводится

Строя такую характеристику и определяя ее наклон, находим значе­ ние Ia{e/kT).

Для участка характеристики, соответствующего большим значе­ нием напряжения смещения, при которых U^>kT/e, выражение (4.7)

106

ны h из (4.6) можно найти высоту потенциального барьера Ф. Подробное рассмотрение этого метода дано в работе [3].

Как метод вольт-емкостных характеристик, так и этот метод практически дают приближенные значения высоты потенциального барьера в силу неидеальности контактов. Более точным и надежным является фотоэлектрический метод, основанный на снятии спектраль­ ных характеристик тока через контакт или фото-э. д. с. на контакте, возникающих при его освещении монохроматическим светом. Для

справедливое при условии Avo^Av^l,5Avo, где Avo — порог фото­ эффекта.

При этом рассматривается фотоэмиссия возбужденных светом электронов из металла в полупроводник (рис. 4.3). Очевидно, что по­ рог фотоэффекта соответствует высоте потенциального барьера на контакте металл — полупроводник. Для определения порога обычно

нов, свойствами и толщиной металлической пленки, а также энергией электронов.

Обычно рассеяние электронов в металлических пленках оцени­ вается по длине поглощения, соответствующей такому пути, на ко­ тором число нерассеянных электронов уменьшается в е раз. Следо­ вательно, количество электронов, сохранивших свою энергию на пу­

где /н —длина поглощения; N0— число инжектированных в пленку электронов.

Если толщина металлической пленки сравнима с длиной погло­ щения, то существенное количество электронов подойдет к ее по­ верхности, сохранив энергию. Тогда, при условии что работа выхода электронов из металла снижена до значения, меньшего высоты по­ тенциального барьера на контакте металл — полупроводник, эти элек­ троны смогут выйти из металла в вакуум.

107

Таким образом, система, образованная прямо смещенным поверх­ ностно-барьерным диодом со сниженной работой выхода поверхности металлической пленки, может служить эмиттером электронов в ва­ куум. Энергетическая диаграмма такой системы показана на рис. 4.4.

В идеальном случае, соответствующем предположениям о том, что, во-первых, весь ток через контакт является электронным, во-вто­ рых, что в металл инжектируются электроны, обладающие энергия­ ми, большими высоты потенциального барьера, в-третьих, что импуль-

Рис. 4.4, Энергетическая диаграмма эмиттера на основе диода Шоттки, смещенного в прямом направлении.

сы электронов нормальны к поверхности контакта и, наконец, в-чет- вертых, что работа выхода пленки достаточно снижена, величина эмиссионного тока может быть определена из выражения

тивности эмиттера по току, которая равна отношению величины тока эмиссии к полному току через контакт:

Очевидно, что в идеальном случае эффективность определяется толь­ ко энергетическим рассеянием электронов в металлической пленке и при толщине пленки, равной примерно длине поглощения, что реаль­ но достижимо, эффективность может достигать величины поряд­ ка 0,3.

В этом случае при концентрации электронов в полупроводнике По=Ю17 см-3 и при прямом смещении, соответствующем практиче­ скому снятию приконтактного поверхностного барьера, можно ожи­ дать плотности эмиссионного тока /э>100 А/см2.

Однако принятые для идеального случая предположения не осу­ ществляются в реальных системах по причинам, которые будут рас­ смотрены ниже.

108

4.3.Реальные структуры полупроводник — металл

ивозможные ограничения эмиссионных параметров

катодов

Хотя теоретические представления о поверхностно­ барьерных диодах были сформулированы сравнительно давно (1931 —1935 гг.), получение достоверных и вос­ производимых данных о структуре контакта и процессах переноса носителей тока в реальных контактах ме­ талл — полупроводник стало возможным лишь в послед­ ние годы. Это связано прежде всего с трудностью полу­ чения чистой поверхности полупроводника и сохранения ее в процессе нанесения металла.

Исследования показали, что описанные идеализиро­ ванные теоретические модели лишь в общих чертах опи­ сывают наблюдаемые на опыте характеристики. На свой­ ства контактов существенно влияют локальные энерге­ тические состояния на поверхности полупроводника, наличие тонкого диэлектрического слоя между полупро­ водником и металлом, ловушки и рекомбинационные центры в области пространственного заряда и в диэлек­ трическом слое, эффекты горячих электронов в полупро­ воднике и металле и т. д. Подробно эти вопросы рас­ сматриваются в литературе, в частности в работах Мида

[5]и Родерика [6].

Взависимости от особенностей физических свойств контактирующих материалов, а также метода изготов­ ления диода, степень влияния каждого из указанных выше факторов может существенно меняться. Так, на­ пример, при оптимальном с точки зрения загрязнения поверхности методе напыления в глубоком вакууме на сколотую в потоке паров осаждаемого металла поверх­ ность полупроводника, плотность поверхностных состоя­ ний на 1 ... 2 порядка больше, чем при методе напыле­ ния на химически травленую поверхность. В то же время

для последнего метода не удается избежать появления тонкого промежуточного диэлектрического слоя.

В плане рассматриваемой задачи о ненакаливаемом катоде, из совокупности данных о свойствах контактов металл — полупроводник следует выделить три основных момента:

1. Зависимость высоты потенциального барьера на контакте от фундаментальных физических параметров контактирующих материалов й метода получения диода.

109