Лекция 6 Контакты металл

1
ЛЕКЦИЯ 6. КОНТАКТЫ МЕТАЛЛ-ПОЛУПРОВОДНИК
Контакты металл-полупроводник получили наибольшее распространение на практике. Это связано с двумя их характерными особенностями:
1. В связи с тем, что металл и полупроводник обладают различными электрофизическими свойствами: диэлектрической проницаемостью ε, шириной запрещенной зоны
ΔW (у металла ее нет, а у полупроводника она есть) и работой выхода РМ≠Pс, контакт
между ними в отличие от p-n-перехода может быть как выпрямляющим, так и невыпрямляющим – омическим.
2. Проводимость в контактах металл-полупроводник осуществляется носителями
одного знака (монополярная проводимость). В результате предел применимости их по частоте выше, чем для p-n-переходов.
Выпрямляющие контакты используются для изготовления диодов (диоды Шоттки)
способных выполнять различные функции в широком диапазоне частот, а с помощью
невыпрямляющих контактов осуществляется подключение полупроводниковых приборов
к внешней электрической цепи. Различные свойства указанных контактов зависят от соотношения между термодинамическими работами выхода из металла Pм и полупроводника
Pп.
1. Выпрямляющие контакты металл-полупроводник
На рис.1. построена энергетическая диаграмма для выпрямляющего контакта металл – широкозонный (ΔW>1эВ) электронный полупроводник, когда термодинамическая
работа выхода Pм>Pn. После осуществления плотного контакта между полупроводником и
металлом начинается интенсивный обмен электронами, при этом преимущественный поток будет направлен из полупроводника в металл, так как энергия электронов в полупроводнике больше, чем в металле. В результате поверхность металла будет заряжаться отрицательно, а поверхность полупроводника – положительно и между металлом и полупроводником возникнет контактная разность потенциалов φ0, которая стремится уравновесить встречные потоки электронов. За счет возникновения контактной разности потенциалов уровень Ферми в полупроводнике опустится и совпадет с уровнем Ферми в металле.
Появление контактной разности потенциалов эквивалентно увеличению работы
выхода из полупроводника в металл на величину ψ. Поэтому величина ψ, соответствующая равновесному состоянию, определяется как разность термодинамических работ выхода ψ=Pм–Pn. В рассматриваемом примере в поверхностном слое полупроводника шириной
d образуется запорный (обедненный) слой с повышенным сопротивлением, в котором мало электронов, а положительный заряд обусловлен наличием ионизированных атомов доноров. Малая концентрация электронов вблизи контакта характеризуется увеличением
расстояния между уровнем Ферми WF и дном зоны проводимости Wc(x). Поэтому для
обедненного контакта границы энергетических зон полупроводника на рис.1. изгибаются
вверх.
Искривление энергетических зон свидетельствует о наличии электрического поля
Ек вблизи поверхности полупроводника. Это поле не может повлиять на ширину запрещенной зоны ΔW и внешнюю работу выхода Рс (сродство к электрону), поскольку даже
при малой глубине проникновения d~10–6 см величина этого поля не превышает ~106
В/см, в то время как напряженность внутриатомных полей, от которых зависят указанные
величины, оказывается порядка 108 В/см. Поэтому после осуществления плотного контакта величины ΔW и Рс на энергетической диаграмме должны остаться неизменными. По
этой причине линия W=0, соответствующая энергии свободного электрона, также искривляется, как показано на рис.1.
Концентрация свободных электронов в полупроводнике по мере приближения к
контакту убывает по закону
2
полупроводник n-типа
металл
W0
PМ
W0
Ек
W0
Ψ(x)
Ψ=Pм–Pn
∆WFn Wc
WF
WFi
∆W
Wv
WF
-
Pn
Pn
Pc
ΔP=PМ–Pc
Pc
∆WFn
Wc
WFn
WFi
∆W
Wv
d
0
x
Рис.1. Зонная диаграмма выпрямляющего контакта металл-полупроводник в
состоянии термодинамического равновесия
nx   N c 
Wc x   WF
.
kT
Из рис.1. видно, что Wc(x)–WF=ΔWFn+ψ(x), где WFn=kTln(Nc/Nd). Используя это соотношение для n(x) получим
 x 
nx   n0 
,
(1)
kT
где n0=Nd – равновесная концентрация электронов в глубине полупроводника. При
ψ=2.3kT≈60 мэВ концентрация электронов равна 0.1n0. Обычно контактная разность потенциалов лежит в интервале ψ=0.3÷1 эВ, поэтому можно считать, что во всей обедненной
области d, где |ψ(х)|>0, заряд свободных электронов практически равен нулю и объемный
положительный заряд доноров вблизи границы Qd=const. Поэтому величина этого заряда
подсчитывается так же как для резкого перехода Q=qNdd.
В вязи с этим ширина обедненного слоя и величина барьерной емкости могут быть
определены по формулам для p-n-перехода с резким распределением примеси:
d
CБ 
2 0 0  U 
,
qN d
 0 qN d
20  U  .
2. Вольтамперная характеристика контакта металл-полупроводник
Если к контакту металл-полупроводник подключить внешний источник питания,
минусом к полупроводнику, а плюсом к металлу, то высота потенциального барьера
уменьшится и станет равной ψ–qU (рис.2.). Уменьшение высоты барьера приведет к
нарушению термодинамического равновесия. В результате электроны полупроводника
начинают переходить в металл, создавая при этом ток In. Эти электроны являются основными для металла, а их концентрация ns оказывается много меньше равновесной концентрации электронов в металле nм. Поэтому нейтрализация неравновесного заряда происхо-
3
дит с максвелловским временем релаксации τМ=εε0/σ, где σ – проводимость металла. Таким образом, приборы содержащие контакт металл-полупроводник, оказываются более
полупроводник n-типа
металл
W0
Е=Ек–Епит
Е=Ек–Епит
JП-М
JМ-П
PМ
ψ–qU W
∆WFn c
qU
WF
ΔP
WF
U
W0
JМ-П
PМ
+
–
∆W
полупроводник n-типа
металл
ΔP
Ψ+qU
WF
U
W
∆WFn c
qU
WF
–
+
Wv
∆W
d
d
0
x
Рис.2. Зонная диаграмма выпрямляющего контакта металл-полупроводник
смещенного в прямом направлении
Wv
0
x
Рис.3. Зонная диаграмма выпрямляющего контакта металл-полупроводник
смещенного в обратном направлении
высокочастотными по сравнению с невырожденными p-n-переходами.
Электронам находящимся в металле, для того чтобы попасть в зону проводимости
полупроводника, необходимо преодолеть потенциальный барьер ΔР=Рм–Рс. Высота этого
барьера зависит только от работы выхода из металла Рм и полупроводника Рс и не зависит
от степени легированности полупроводника. Поскольку Рм и Рс являются параметрами
материала, ток, связанный с переходом электронов из металла в полупроводник, не зависит от внешнего напряжения и является величиной постоянной Iм=const.
Если изменить полярность источника питания на обратную (плюс к полупроводнику, минус к металлу), то высота потенциального барьера увеличится на величину qU
(рис.3.). При обратном смещении поток электронов из металла в по-прежнему останется
без изменений. С другой стороны, встречный поток из полупроводника в металл уменьшится, поскольку высота барьера для электронов зоны проводимости возрастет и станет
равной ψ+qU. поэтому уже при незначительных обратных напряжениях полный обратный
ток через контакт будет в основном определяться потоком электронов из металла в полупроводник и, следовательно не будет зависеть от напряжения.
Для полупроводниковых материалов Ge, Si, GaAs плотность термоэлектронного
тока, связанная с переносом электронов из металла в полупроводник, так же как в электронной лампе равна
J м - п  RT 2 exp 
P
,
kT
(2)
4qmk 2
[А/К2] – постоянная Ричардсона, а ΔР=Рм–Рс =ΔWFn+ψ – работа выхода
h3
из металла в полупроводник. В состоянии термодинамического равновесия, когда внешнее напряжение равно нулю, этот ток уравновешивается потоком электронов , направленных из полупроводника в металл:
JП-М=qvsn(0),
(3)
где R 
4
8kT
– тепловая скорость электронов, n(0) – концентрация электронов в полуm
проводнике, на границе полупроводник-металл при U=0.
Приравнивая формулы (2) и (3) получим
где vs 
3
n0 
J М-П
qvs
P  Pc 1
  WFn
1  2mkT  2
  2
exp  М
 N c exp 
3

4  h
kT
4
kT

(4)
3
 2mn kT  2
 – эффективная плотность квантовых состояний у дна зоны проводигде N c  2
2
h


мости.
Сравнивая (4) с (1) легко установить, что n0  ns 0 , где ns(0) – концентрация электро1
4
нов на границе полупроводника при U=0, т.е.
  WFn

ns 0  N c exp
 n0 exp
,
kT
kT
где n0 – равновесная концентрация электронов вдали от контакта.
При изменении внешнего смещения U граничная концентрация ns(0) будет изменяться в соответствии с изменением высоты потенциального барьера ψ–qU и, следовательно, будет меняться величина тока из полупроводника в металл
1
1
  qU 1
qU
J П - М  qvs ns U   qvs n0 exp 
 qvs ns 0 exp
4
4
kT
4
kT
Результирующий электронный ток равен разности


1
qU
U


J  J П - М  J М - П  qvs ns 0 exp
 1  J s  exp
 1  J s exp U  1 ,
4
kT
T




где T 
I

kT
q
- термический потенциал, а
1
- величина обратная термическому
T
потенциалу.
Полученное выражение совпадает с
формулой ВАХ идеального p-n-перехода.
Однако выражение для обратного тока
ВАХ идеального
перехода металлполупроводник
насыщения J s  qvs ns 0 отличается от вы1
4
ражения для обратного тока насыщения
идеального p-n-перехода J 0 
0
ВАХ реального перехода
металл-полупроводник
Рис.4. ВАХ перехода металлполупроводник
ской, т.к.:
U
qDp Pn
Lp

qDn n p
Ln
,
не только количественно, но и по физическому смыслу. В p-n-переходе обратный
ток связан с экстракцией неосновных носителей,
а
в
контакте
металлполупроводник – с инжекцией основных
носителей из металла в полупроводник.
Вольтамперная характеристика перехода металл-полупроводник приведена
на рис.4. Экспериментальная зависимость
I=f(U) хорошо согласуется с теоретиче-
5
1) уровень инжекции всегда мал ns(0)<<nм, максимальная концентрация электронов
при полностью открытом переходе ns(0)=Nd~1015÷1017 см–3, а концентрация электронов в
металле nм~1022см–3,
2) сопротивление потерь при малой толщине базы и высокой степени легированности полупроводника мало и слабо влияет на АЧХ.
Отличие наблюдается только при больших обратных напряжениях, когда происходит электрический пробой перехода.
3. Образование инверсного слоя в барьерах Шоттки
На рис.5. представлена энергетическая диаграмма для выпрямляющего контакта металл – узкозонный
(ΔW<1эВ) электронный полупроводник, когда Pм>Pn. В состоянии термодинамического равновесия неосновные носители (дырки в полупроводнике n-типа) скапливаются на границе
с металлом. Если концентрация дырок
p превышает концентрацию электронов n, то в плоскости контакта образуется слой с инверсным типом проводимости. Образование инверсного
слоя сильно изменяет электрические
свойства
контакт
металлполупроводник.
металл
полупроводник
n-типа
W0
Ек
Ψ(x)
PМ
W0
Pc Pn
ψ
W
∆WFn c
WF
WFi
∆W
Wv
ΔP=PМ–Pc
WF
p>n
полупроводник
p-типа
p<n
полупроводник
d n-типа
0 p=n
полупроводник
i-типа
x
Рис.5. Образование слоя с инверсной проводимостью в контакте металл-полупроводник
4. Невыпрямляющие (омические) контакты металл-полупроводник
С помощью омических невыпрямляющих контактов происходит электрическое соединение полупроводников с металлическими проводниками. От качества этих контактов
в значительной степени зависят параметры и характеристики приборов, а также их надежность и срок службы. Основные требования комическим контактам: 1) при прямом смещении они должны обеспечивать инжекцию основных носителей в полупроводник; 2) при
обратном смещении препятствовать инжекции неосновных носителей в полупроводник; 3)
иметь минимальное электрическое сопротивление; 4) иметь линейную вольт-амперную
характеристику (ВАХ).
Эти условия выполняются при правильном подборе пары металл – полупроводник.
Зонная диаграмма контакта металл - полупроводник n-типа приведена на рис. 6. Для этой
пары должно выполняться соотношение Рм<Рn, где Рм – термодинамическая (внешняя)
работа выхода электрона из металла, а Рn – из полупроводника n-типа. В такой паре энергия электронов в металле больше, чем в полупроводнике, и при установлении термодинамического равновесия часть электронов из металла перетекает в полупроводник. Уровень
Ферми WF в металле и полупроводнике выравнивается. Вблизи металлургической
6
металл
Рм <Рn
переход металл – полупроводник
n-типа
полупроводник
W=0
Eк
Рм
полупроводник n-типа
W0
Рn
Рс
Pc
InE
InD
Wc
∆WFn
ψ
WF
∆WFn
W
dn
dм
Pn
Wc
WFn
ΔP=∆WFn–ψ
∆W
=q
0
Wv
Wv
x
Рис.6. Зонная диаграмма омического контакта металл – полупроводник n - типа в состоянии термодинамического равновесия
границы со стороны металла возникает тонкий слой dм, обедненный электронами (т.е. заряженный положительно), а со стороны полупроводника – слой dn, обогащенный электронами. Контактное электрическое поле Ек направлено из металла в полупроводник. Оно
приводит к изгибу уровней энергии дна зоны проводимости Wc и верха валентной зоны Wc
в области dn. Однако напряженность контактного поля на несколько порядков меньше
внутриатомной, поэтому ширина запрещенной зоны W и внешняя работа выхода Рс
остаются постоянными. Поле Ек способствует электрическому дрейфу основных носителей электронов из полупроводника в металл и препятствует дрейфу неосновных носитепрямосмещенный полупроводник n- обратносмещенный
омический контакт
омический контакт
типа
металл
металл
Eк
Eк
Еп
Wc
WF
−
U
+
W
dобр
Wv
dпр
барьер для дырок
Рис.7. Зонная диаграмма полупроводника n-типа с двумя омическими контактами при внешнем смещении
7
лей дырок. В состоянии термодинамического равновесия дрейфовая InE и диффузионная
InD, составляющие электронного тока через металлургическую границу, уравновешивают
друг друга.
Большая концентрация электронов в области контакта обеспечивает его высокую
проводимость при любой полярности внешнего смещения. Потенциальный барьер  = q
препятствует инжекции неосновных носителей – дырок.Зонная диаграмма полупроводника n - типа с двумя омическими контактами при внешнем смещении приведена на рис.7.
Проводимость металлов на несколько порядков больше проводимости полупроводников,
поэтому практически все напряжение U будет приложено к полупроводнику n - типа, потенциал вдоль него изменяется линейно, также изменяется энергия электронов, и уровень
Ферми имеет наклон. Левый омический контакт оказывается прямосмещенным, его толщина dпр становится меньше dn, и через небольшой горбик электроны из металла инжектируются в полупроводник n-типа, затем они скатываются вниз по наклону дна зоны проводимости, достигают обогащенной электронами зоны правого обратносмещенного контакта и через металлургическую границу попадают (стекают) в правый металлический
контакт, откуда уходят во внешнюю цепь. Дырки из правого контакта не могут преодолеть потенциальный барьер и инжектироваться в полупроводник. Неосновные носители
практически не участвуют в проводимости полупроводника.
Зонная диаграмма контакта металл – полупроводник р-типа в состоянии термодинамического равновесия приведена на рис.8. Для этой пары должно соблюдаться условие
Рм >Рр, тогда при установлении термодинамического равновесия Eк направлено из полупроводника в металл, вблизи металлургической границы возникает обогащенная дырками
область, а неосновные носители – электроны находятся в потенциальной яме глубиной  =
q и не могут инжектироваться в металл.
металл
Рм >Рр
переход металл –
полупроводник
полупроводник
р-типа
W=0
Рм
Рp
Eк
Рс
 = q
Wc
dм
W
dр
WF
Wv
IрD
IрE
Рис.8. Зонная диаграмма омического контакта металл – полупроводник р- типа в состоянии термодинамического равновесия
8
I
Вольтамперная характеристика омического
контакта
металл-полупроводник приве1
дена на рис.9. Характеристика является линейной, небольшие нелинейности возникают при
2
больших прямых и обратных напряжениях.
Изготовление омических контактов связано с большими трудностями. Концентрация
дефектов и примесей на поверхности полупро0
U
водников существенно выше, чем в глубине
монокристалла. На поверхности образуются
обедненные основными носителями области и
слои с инверсным типом проводимости, что
существенно ухудшает свойства омических
контактов. Для устранения этих недостатков
создаются омические М–n+–n или М–р+–р конРис.9. ВАХ омического контакта метакты. Зонная диаграмма контакта М–n+–n в
талл-полупроводник: 1- n-типа, 2- p-типа состоянии термодинамического равновесия
приведена на рис.10. В связи с тем что металл
контактирует с вырожденным полупроводником n+-типа, поверхностные дефекты не оказывают существенного влияния на качество
контакта, а граница раздела вырожденный полупроводник n+ – низколегированный полупроводник n-типа находится в глубине монокристалла, где концентрация примесей и дефектов меньше, чем на поверхности. Аналогично изготавливают контакт М–р+–р.
металл
вырожденный
полупроводник
n+
низколегированный
полупроводник
n -типа
Wc
WF
Wv
Рис.10. Зонная диаграмма омического контакта М–n+–n в
состоянии термодинамического равновесия