Физика полупроводников - Бонч-Бруевич В.Л.
Скачать (прямая ссылка):
§ 11. Выпрямление в контакте металл — полупроводник
Обратимся теперь к блокирующим, или запорным, контактам. Вольтамперная характеристика таких контактов может оказаться сильно нелинейной, и поэтому контакты соответственно подобранных пар металла и полупроводника (или двух полупроводников) широко используются как выпрямители переменного тока.
Влияние потенциального барьера на прохождение тока существенно зависит от соотношения между шириной барьера L3 и длиной волны электронов К. Если барьер достаточно тонкий, так что Ьэ < X, то электроны любой энергии могут проходить сквозь барьер вследствие квантовомеханического туннельного эффекта. Напротив, если L3 > Я, то возможность преодоления потенциального барьера
§11] ВЫПРЯМЛЕНИЕ В КОНТАКТЕ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК 233
определяется классическим условием: энергия электрона должна быть больше высоты барьера, т. е. электроны могут проходить только над барьером. Так, например, при концентрации электронов п0 ~
— 1015 см"3 при комнатной температуре, как мы видели в § 7, L3 — 10'8 см. Для электронов с тепловыми скоростями при той же
Рис. 6.15. Выпрямление в контакте металл — полупроводник: а) внешнее напряжение и = 0; 6) проходное направление тока; в) запорное направление тока; г) вольтамперная характеристика (схематически).
температуре К ~ 10“6 см, и мы- имеем классический случай прохождения над барьером. Однако L3 ~ МУ~пп, и поэтому в сильно легированных полупроводниках с п0 ~ 1018 -г- 1019 см-3 (или больше) Ьэ < к и существенную роль будет играть туннельное просачивание электронов.
Сейчас мы рассмотрим случай не очень сильно легированных полупроводников (случай туннельного эффекта будет рассмотрен в § VII 1.3). Мы будем также предполагать, что участием дырок в образовании тока можно пренебречь (монополярная проводимость).
, Качественное объяснение выпрямления тока для этого случая дано на рис. 6.15. В отсутствие внешнего напряжения (рис. 6.15, а) энергия электронов в глубине полупроводника, понижается отно-
а)
234
ЯВЛЕНИЯ в КОНТАКТАХ (МОНОПОЛЯРНАЯ ПРОВОДИМ.) [ГЛ. VI
сительно металла на —euk, где ик — контактная разность, а следовательно, для электронов, движущихся из полупроводника в металл, существует энергетический барьер еик. В равновесии ток j\ электронов, переходящих из полупроводника в металл, равен току /2 электронов, переходящих из металла в полупроводник, и поэтому полный ток / = /х — /2 = 0. В соответствии с этим уровень Ферми везде одинаков.
Рис. 6.15, б соответствует приложенному внешнему напряжению такого знака, что изменение энергии электронов в полупроводнике — ей > 0. Для этого электронный полупроводник должен быть соединен с минусом источника; для полупроводника р-типа знак напряжения должен быть обратным. В этом случае потенциальный барьер в полупроводнике уменьшается на величину ей и ток j1 увеличивается, в то время как барьер со стороны металла, а следовательно, и ток /2 не изменяются. Поэтому возникает ток / = — /2,
идущий от металла к полупроводнику, который быстро увеличивается при увеличении и («проходное» направление тока, возрастающая ветвь характеристики на рис. 6.15, г).
При напряжении противоположного знака (рис. 6.15, в) потенциальный барьер в полупроводнике, напротив, увеличивается и ток уменьшается. При ей порядка нескольких kT электроны из полупроводника практически вовсе не могут преодолеть потенциальный барьер, и поэтому обратный ток достигает некоторого значения js = /2, которое не зависит от внешнего напряжения (ток насыщения). Для этого направления тока сопротивление контакта велико («запорное» направление).
Разумеется, вольтамперная характеристика, показанная на рис. 6.15, г, имеет только схематический характер. В частности, при достаточно большом обратном напряжении возникают явления «электрического пробоя» контакта и обратный ток резко возрастает.
При расчете вольтамперной характеристики необходимо учитывать соотношение между шириной запорного слоя Ь3 и длиной свободного пробега I. Если I L3, то электроны внутри запорного слоя практически не испытывают соударений и поэтому токи jx и /2 можно рассматривать как токи термоэлектронной эмиссии (диодная теория выпрямления Бете). Отличие от обычной термоэлектронной эмиссии (§ 4) заключается в том, что здесь эмиссия происходит не в вакуум, а из полупроводника в металл (и обратно). При этом, вследствие. меньшей высоты потенциального барьера в контакте (равной разности работ выхода контактирующих тел), токи термоэмиссии могут быть, очень сильны уже при комнатных (и даже более низких) температурах.
В другом предельном случае, когда электроны испытывают многочисленные соударения внутри запорного слоя, ток через контакт нужно рассчитывать с учетом диффузионного и дрейфового движения электронов (диффузионная теория выпрямления; основы
§ И] ВЫПРЯМЛЕНИЕ В КОНТАКТЕ МЕТАЛЛ — ПОЛУПРОВОДНИК 235
ее были заложены в работах Б. И. Давыдова, С. И. Пекара, Н. Мотта, В. Шоттки). Условие применимости диффузионной теории выражается неравенством (2.7).
