半導體物理3(第七章)

1、第7章 金屬(jnsh)和半導體的接觸 本章重點闡述金屬和半導體接觸時在接觸面附近(fjn)產生的新的結構，這種新的結構具有整流效應，并介紹了少數(shù)載流子注入、歐姆接觸等相關概念。共三十九頁7.1 金屬(jnsh)半導體接觸及其能級圖7.1.1 金屬和半導體的功函數(shù)金屬(jnsh)功函數(shù)金屬功函數(shù)隨原子序數(shù)的遞增呈現(xiàn)周期性變化，功函數(shù)的大小顯示出金屬中電子離開金屬表面成為自由電子的難以程度，功函數(shù)大的金屬穩(wěn)定性也較強。共三十九頁半導體功函數(shù)(hnsh)電子親和能 故 其中7.1 金屬半導體接觸(jich)及其能級圖7.1.1 金屬和半導體的功函數(shù)共三十九頁7.1 金屬(jnsh)半導體接觸及其能

2、級圖7.1.2 接觸電勢差金屬(jnsh)與n型半導體接觸為例（WmWs）接觸前共三十九頁7.1 金屬(jnsh)半導體接觸及其能級圖7.1.2 接觸電勢差金屬和半導體間距離D遠大于原子間距，電勢差主要落在界面間隙中。 Vms是由于接觸而產生(chnshng)的電 勢差，稱為接觸電勢差。 +- - - - - =WM-WS半導體表面出現(xiàn)空間電荷區(qū)共三十九頁7.1 金屬(jnsh)半導體接觸及其能級圖7.1.2 接觸電勢差隨著(su zhe)D的減小，電勢差同時落在兩界面間及半導體表面的空間電荷區(qū)內。VS是半導體表面與內部之間存在的電勢差，即為表面勢。半導體表面出現(xiàn)空間電荷區(qū)電場共三十九頁7.1

3、 金屬半導體接觸(jich)及其能級圖7.1.2 接觸電勢差若D小到可以與原子間距(jin j)相比較，電勢差全部落在半導體表面的空間電荷區(qū)內。電場=-qVSVSWsn型阻擋層）7.1 金屬半導體接觸(jich)及其能級圖7.1.2 接觸電勢差E空間電荷區(qū)電場及表面勢能帶情況接觸類型電場VS0共三十九頁7.1 金屬半導體接觸(jich)及其能級圖7.1.2 接觸電勢差金屬(jnsh)和n型半導體接觸（Wm0共三十九頁7.1 金屬(jnsh)半導體接觸及其能級圖7.1.2 接觸電勢差金屬(jnsh)和p型半導體接觸（WsWmp型阻擋層）電場VS0共三十九頁7.1 金屬半導體接觸(jich)及其能

4、級圖7.1.2 接觸電勢差金屬(jnsh)和p型半導體接觸（WmWsp型反阻擋層）電場VS0 若金屬接電源正極，n型半導體接電源負極，則外加電壓主要降落在阻擋層上，外電壓方向由金屬指向半導體，外加電壓方向和接觸表面勢方向(半導體表面空間電荷區(qū)內電場)相反，使勢壘高度下降，電子順利的流過降低了的勢壘。從半導體流向金屬的電子數(shù)超過從金屬流向半導體的電子數(shù)，形成從金屬流向半導體的正向(zhn xin)電流。共三十九頁7.2 金屬(jnsh)半導體接觸整流理論7.2.1 金屬半導體接觸整流特性內電場(din chng)方向外電場方向共三十九頁7.2 金屬(jnsh)半導體接觸整流理論7.2.1 金屬半

5、導體接觸整流特性（3）V0時，若qVk0T，則當Vk0T，則該理論(lln)是用于遷移率較小，平均自由程較短的半導體，如氧化亞銅。共三十九頁7.2 金屬半導體接觸整流(zhngli)理論7.2.2 金屬半導體整流接觸電流電壓方程熱電子發(fā)射理論當n型阻擋層很薄，電子平均自由(zyu)程遠大于勢壘寬度。起作用的是勢壘高度而不是勢壘寬度，電流的計算歸結為超越勢壘的載流子數(shù)目。假定，由于越過勢壘的電子數(shù)只占半導體總電子數(shù)很少一部分，故半導體內的電子濃度可以視為常數(shù)。討論非簡并半導體的情況。 共三十九頁7.2 金屬半導體接觸整流理論(lln)7.2.2 金屬半導體整流接觸電流電壓方程針對(zhndu)n

6、型半導體，電流密度其中理查遜常數(shù)Ge、Si、GaAs有較高的載流子遷移率，有較大的平均自由程，因此在室溫下主要是多數(shù)載流子的熱電子發(fā)射。共三十九頁兩種理論結果表示的阻擋層電流與外加電壓變化關系(gun x)基本一致，體現(xiàn)了電導非對稱性正向電壓，電流隨電壓指數(shù)增加；反向電壓，電流基本不隨外加電壓而變化JSD與外加電壓有關；JST與外加電壓無關，強烈依賴溫度T。當溫度一定，JST隨反向電壓增加處于飽和狀態(tài)，稱之為反向飽和電流。7.2 金屬半導體接觸(jich)整流理論7.2.2 金屬半導體整流接觸電流電壓方程共三十九頁7.2 金屬半導體接觸整流(zhngli)理論7.2.3 肖特基勢壘二極管 肖特

7、基勢壘二極管利用金屬-半導體整流接觸特性制成的二極管。與pn結的相同點： 單向導電性 。與pn結的不同點：pn結正向電流為非平衡少子擴散形成的電流,有顯著的電荷存儲效應；肖特基勢壘二極管的正向電流主要是半導體多數(shù)載流子進入金屬形成的，是多子器件，無積累，因此高頻特性更好；肖特基二極管JsD和JsT比pn結反向(fn xin)飽和電流Js大得多，因此對于同樣的使用電流，肖特基二極管有較低的正向導通電壓。共三十九頁7.3 少數(shù)載流子的注入和歐姆(u m)接觸7.3.1 少數(shù)載流子的注入n型阻擋層，體內電子濃度為n0，接觸面處的電子濃度是電子的阻擋層就是空穴(kn xu)積累層。在勢壘區(qū)，空穴(kn

8、 xu)的濃度在表面處最大。體內空穴(kn xu)濃度為p0，則表面濃度為共三十九頁平衡時，空穴的擴散運動(yndng)和由于內電場產生的漂移運動(yndng)相等，凈電流為零。加正壓時，勢壘降低，除了前面所提到的電子形成的電子流以外，空穴的擴散運動占優(yōu)，形成自金屬向半導體內部的空穴流，形成的電流與電子電流方向一致，因此總的正向電流包含電子流和少數(shù)載流子空穴流?？昭娏鞔笮?，取決于阻擋層的空穴濃度和空穴進入半導體內擴散的效率。7.3 少數(shù)載流子的注入和歐姆(u m)接觸7.3.1 少數(shù)載流子的注入共三十九頁平衡時，如果接觸面處有此時(c sh)若有外加電壓，空穴電流的貢獻就很重要了。7.3 少

9、數(shù)載流子的注入和歐姆(u m)接觸7.3.1 少數(shù)載流子的注入共三十九頁加正電壓時，勢壘兩邊界處的電子濃度將保持平衡值，而空穴先在阻擋層內界形成積累，然后再依靠(yko)擴散運動繼續(xù)進入半導體內部。7.3 少數(shù)載流子的注入和歐姆(u m)接觸7.3.1 少數(shù)載流子的注入共三十九頁7.3 少數(shù)載流子的注入和歐姆(u m)接觸7.3.1 少數(shù)載流子的注入綜上，在金屬(jnsh)和n型半導體的整流接觸上加正向電壓時，就有空穴從金屬流向半導體，這種現(xiàn)象稱為少數(shù)載流子的注入。加正向電壓時，少數(shù)載流子電流與總電流值比稱為少數(shù)載流子的注入比，用表示。對n型阻擋層而言共三十九頁7.3 少數(shù)載流子的注入和歐姆(

10、u m)接觸7.3.2 歐姆接觸歐姆接觸金屬與半導體形成的非整流(zhngli)接觸，這種接觸不產生明顯的附加阻抗，而且不會使半導體內部的平衡載流子濃度發(fā)生顯著的變化。實現(xiàn) 反阻擋層沒有整流作用，但由于常見半導體材料一般都有很高的表面態(tài)密度，因此很難用選擇金屬材料的辦法來獲得歐姆接觸。 共三十九頁重摻雜的半導體與金屬接觸時，則勢壘寬度變得很薄，電子通過隧道效應貫穿勢壘產生大隧道電流，甚至超過熱電子發(fā)射電流而成為電流的主要成分，即可形成接近理想的歐姆(u m)接觸。 常常是在n型或p型半導體上制作一層重摻雜區(qū)域后再與金屬接觸，形成金屬-n n或金屬-p p型結構。7.3 少數(shù)(shosh)載流子

11、的注入和歐姆接觸7.3.2 歐姆接觸+共三十九頁接觸電阻：零偏壓下的微分電阻把導帶底Ec選作電勢(dinsh)能的零點，可得電子勢壘令y=d0-x，則7.3 少數(shù)載流子的注入(zh r)和歐姆接觸7.3.2 歐姆接觸共三十九頁根據(jù)量子力學中的結論，x=d0處導帶底電子通過隧道(sudo)效應貫穿勢壘的隧道(sudo)概率為有外加電壓時，勢壘寬度為d，表面勢為(Vs)0+V，則隧道概率7.3 少數(shù)載流子的注入(zh r)和歐姆接觸7.3.2 歐姆接觸共三十九頁隧道電流與隧道概率(gil)成正比進而可得到7.3 少數(shù)載流子的注入和歐姆(u m)接觸7.3.2 歐姆接觸共三十九頁一、金屬-半導體接觸形成的四種接觸類型（4個方面、能帶圖）；二、金屬-半導體的整流接觸的理論分析；兩種電流-電壓方程；肖特基二極管與pn結二極管的差異；三、少數(shù)(shosh)載流子注入和歐姆接觸的概念；本章主要(zhyo)內容回顧：共三十九頁內容摘要第7章 金屬和半導體的接觸。隨著D的減小，電勢差同時落在兩界面(jimin)間及半導體表面的空