Уровень Ферми одинаков во всех частях равновесной системы, какой бы разнородной она ни была.

Это положение можно записать в виде двух равных по смыслу выражениях:

φ_F = const; grad(φ_F) = 0.

 

Если концентрация электронов изменяется вдоль координаты х (одномерный случай), то возникает электрическое поле

.

Движение носителей в электрическом поле называют дрейфом. Плотность дрейфового тока определяется известным выражением

j = σЕ,

где σ – удельная проводимость.

Для полупроводника

σ = qnμ_{n +} qpμ_p,

 

где μ_n и μ_p – подвижности соответствующих носителей.

Для оценки удельной проводимости необходимо знать концентрации электронов и дырок. Руководствуясь условием нейтральности (n = N_d^*+ p), находим концентрацию электронов в виде:

где N_d^* – концентрация положительных донорных ионов.

Аналогично для концентрации дырок в дырочном полупроводнике:

 

 

В рабочем диапазоне температур формулы для концентраций можно упростить по двум причинам.

Во-первых, можно пренебречь концентрацией n_i из-за её малости в сравнении с концентрацией примеси. Во-вторых, эффективную концентрацию примесных ионов N^* можно заменить концентрацией примесных атомов N, поскольку почти все атомы примеси ионизированы. Тогда концентрации основных носителей запишутся в виде:

 

n_n = N_d , p_p = N_a.

Критическую температуру Т_кр можно определить по формуле

,

где N – концентрация примеси, а N_c и N_υ зависят от температуры.

В свободном пространстве под действием электрического поля электроны совершают равноускоренное движение. В твёрдом теле движущиеся электроны непрерывно сталкиваются с узлами кристаллической решётки, примесями и дефектами – испытывают рассеяние, Равноускоренное движение возможно только в промежутках между столкновениями, на длине свободного пробега. В результате средняя дрейфовая скорость носителей оказывается вполне определённой величиной, пропорциональной напряжённости поля:

υ_ср = μЕ.

Коэффициент пропорциональности μ есть подвижность носителей, измеряемая в единицах см²/В·с. Как правило, подвижность электронов больше подвижности дырок (у кремния почти в три раза).

Подвижность зависит наиболее заметно от температуры, концентрации примесей и напряжённости поля. Если рассеяние преобладает на узлах решётки, то

 

μ_L = μ_0L(T₀/T)^c,

 

если же преобладает рассеяние на ионах примеси, то

 

μ_I = μ_0I(T/Т₀)^3/2.

 

Значения μ₀ относятся к исходной температуре Т₀, а значения μ – к температуре Т (Кельвина). Показатель степени с зависит от материала и типа проводимости. Для кремния электронного и дырочного с ≈ 5/2.

Применительно к собственному полупроводнику, для которого n = p = n_i, выражение удельной проводимости принимает вид

 

σ_i = qn _i(μ_n + μ_p).

 

Для примесных полупроводников (электронного и дырочного) получаем, при пренебрежении составляющими, связанными с неосновными носителями

 

σ_n = qN_D μ_n;

 

σ_p = qN_A μ_p;

 

В рабочем диапазоне температуры концентрации N_D и N_A можно считать постоянными и поэтому в этом диапазоне температурная зависимость проводимости примесного полупроводника определяется температурной зависимостью подвижности.

В рабочем диапазоне зависимость σ(Т) для примесных полупроводников несравненно слабее, чем для собственного.

2.3. Эффект поля. Эффектом поля называют изменение концентрации носителей (а, значит и проводимости) в приповерхностном слое полупроводника под действием электрического поля. Слой с повышенной по сравнению с объёмом концентрацией основных носителей называют обогащённым, а слой с пониженной их концентрацией – обеднённым.

На рис.2.3 между металлической пластинкой и полупроводником, разделённых диэлектриком, приложено напряжение U. В такой системе МДП тока нет, поэтому она равновесна и по сути является конденсатором, одна из обкладок которого есть полупроводник. На этой обкладке наведён такой же заряд, как и на металлической. Но заряд в полупроводнике не сосредоточен на поверхности, а распространяется на некоторое расстояние в глубь кристалла.

Электрическое поле распределяется между диэлектриком и полупроводником. Поле в диэлектрике Е_d постоянное (нет объёмных зарядов), а в полупроводнике – непостоянное, так как заряд спадает от поверхности в глубь полупроводника.

При отрицательной полярности металла (рис. 2.3) наведённый заряд положителен. В р -полупроводнике положительный заряд обусловлен дырками, притянувшимися к поверхности (обогащение слоя), а в n -полупроводнике – ионами доноров, от которых оттолкнулись электроны (обеднение слоя основными носителями).

Протяжённость подвижных зарядов в обогащённом слое называют длиной Дебая, а протяжённость неподвижных ионных зарядов – глубиной обеднённого слоя.

 

Рис. 2.3.

 

Из-за наличия зарядов между объёмом и поверхностью между ними возникает разность потенциалов, называемая поверхностным потенциалом,φ_{s .}

При отсутствии внешнего напряжения значение φ_s имеет конечную равновесную величину φ_s0. Внешнее напряжение, компенсирующее потенциал φ_s0, называется напряжением спрямления зон и обозначается U_F.

Расстояние d не может быть произвольно малым; при d<10нм диэлектрик становится проницаемым для подвижных носителей благодаря туннельному эффекту. При этом структура МДП перестаёт быть аналогом конденсатора.

В общем случае плотность заряда в полупроводнике записывается следующим образом:

λ = q(p + N_D^* – n – N_A^*).

 

Концентрации свободных носителей связаны с величиной электростатического потенциала φ_Е так:

 

,

 

где n₀ и р₀ – концентрации электронов и дырок в глубине полупроводника, где заряды и поле отсутствуют.

Для собственного полупроводника полагаем n₀ = p₀ = n_i и N_D* = N_A^* = 0. Тогда плотность заряда приводится к виду

λ = -2 qn_i sh(φ/kT).

Дебаевская длина в этом случае определяется выражением:

.

Для кремния l_Di ≈ 14 мкм. Дебаевская длина – это расстояние, на котором потенциал уменьшается в ℮ раз по сравнению с максимальным значением φ_s на поверхности.

Распределение потенциала в области объёмного заряда определятся следующей функцией:

φ(x) ≈ φ_s exp (-x/l_Di).

 

Графически эта функция представлена на рис. 2.4. Искривление энергетических зон вблизи границы диэлектрик – полупроводник есть характерная особенность эффекта поля. Если изменить полярность напряжения, то знак объёмного заряда изменится, и зоны искривятся в другую сторону – «вниз». Однако при обеих полярностях

Рис. 2.4

 

приповерхностный слой в собственном полупроводнике оказывается обогащённым либо электронами, либо дырками. Отметим, что поверхностный потенциал составляет тем большую долю приложенного напряжения, чем тоньше диэлектрик. При всех реальных значениях толщины диэлектрика и приложенного напряжения поверхностный потенциал не превышает нескольких десятых долей Вольта.

В примесных полупроводниках возможно получение как обогащённых, так и обеднённых слоёв

Режим обогащения соответствует такой полярности приложенного напряжения, при которой основные носители притягиваются к поверхности. Этот случай близок к рассмотренному на рис. 2.4, но отличается меньшим искривлением зон: примесный полупроводник богат подвижными носителями и поэтому даже небольшой поверхностный потенциал обеспечивает необходимый заряд вблизи поверхности.

При условии φ_s < 2kT дебаевская длина имеет вид:

,

где N – концентрация ионизированной примеси (донорной или акцепторной).

Так как N >> n_i, дебаевская длина в примесных полупроводниках значительно меньше, чем в собственных. Типичное значение l_D ≈ 0,04 мкм, то есть поле проникает в примесные полупроводники на ничтожную глубину.

Режим обеднения соответствует такой полярности приложенного напряжения, при которой основные носители отталкиваются от поверхности. В этом случае поверхностный потенциал может иметь гораздо большие значения, чем в режиме обогащения. Отталкивание основных носителей приводит к появлению некомпенсированного объёмного заряда примесных ионов.

Протяжённость (толщина) обеднённого слоя определяется из соотношения:

 

.

 

Обычно величина l₀ в несколько раз превышает величину l_D.

С ростом напряжения основные носители продолжают отталкиваться (а обеднённый слой расширяться), но одновременно к поверхности притягиваются неосновные носители. Когда заряд неосновных носителей превысит заряд оставшихся основных, изменится тип проводимости слоя около поверхности. Этот случай характеризуют термином инверсия типа проводимости, а образованный неосновными носителями слой называют инверсионным слоем (рис. 2.5).

 

Рис. 2.5

 

С точки зрения зонной теории образование инверсионного слоя объясняется тем, что вблизи поверхности уровень электростатического потенциала пересекает уровень Ферми, так что на приповерхностном участке уровень Ферми оказывается в той половине запрещённой зоны, которая соответствует преобладанию неосновных носителей. Толщина инверсионного слоя составляет всего 1-2 нм, то есть 3-4 постоянных решётки.

 

2.4. Законы движения носителей в полупроводниках. В общем случае движение носителей заряда обусловлено двумя процессами: диффузией под действием градиента концентрации и дрейфом под действием градиента электрического потенциала. Естественно, что полный ток состоит из четырёх составляющих:

 

j = (j_n)_др + (jn)_дф +(j_p)_др + (j_p)_дф.

В формуле указаны плотности токов (удобнее при анализе). В одномерном случае

(j_n)_др =qnμ_nE = -qnμ_n(∂φ/∂x);

(j_p)_др =qnμ_pE = -qnμ_p(∂φ/∂x);

 

Диффузионные составляющие

 

(j_n)_дф = qμ_nkT·dn/dx = qD_n·dn/dx;

(j_p)_дф = -qμ_pkT·dp/dx = qD_p·dp/dx.

Коэффициенты D_n и D_p называются коэффициентами диффузии электронов и дырок.

Формула Эйнштейна:

D = kTμ;.

 

Дрейфовые составляющие пропорциональны n и p (концентрациям), а диффузионные определяются только градиентами концентраций.

В общем случае концентрации зависят от координат и времени, то есть n = n(x,t) и p = p(x,t). Эти функции есть решения уравнений непрерывности потока:

 

dn/dt = Δg – (n –n₀)/τ + (1/q)·div(j_n);

dp/dt = Δg – (p –p₀)/τ + (1/q)·div(j_p),

где n – n0 = Δn и p – p0 = Δp – избыточные концентрации, Δg – скорость генерации носителей под действием внешних факторов (света и др.); τ – время жизни избыточных носителей.

В одномерном случае

div(j/q) = (1/q)·∂j/∂x.

 

Используя эту операцию и опуская Δg, запишем уравнения непрерывности так:

 

∂n/∂t = -(n – n0)/τ + D_n·∂²n/∂x² +μ_nE(∂n/∂x) +nμ_n(∂E/∂x);

∂n/∂t = -(p – p0)/τ + D_p·∂²p/∂x² - μ_nE(∂p/∂x) - nμ_n(∂E/∂x);

последние слагаемые связаны с наличием объёмных зарядов.

При отсутствии поля Е = 0. Тогда

 

∂n/∂t = -(n – n0)/τ + D_n·∂²n/∂x² ;

∂n/∂t = -(p – p0)/τ + D_p·∂²p/∂x² .

Последние уравнения – уравнения диффузии.

При падении на поверхность полупроводника пучка света (рис. 2.6) в тонком приповерхностном слое рождаются электронно-дырочные пары. Между поверхностью и объёмом возникнут градиенты концентрации и как следствие – дрейф избыточных носителей вглубь полупроводника. Такое движение носителей называют биполярной или амбиполярной диффузией. Из-за более высокой подвижности электроны несколько обгоняют поток дырок, возникает небольшой объёмный заряд и соответствующее электрическое поле, которое тормозит поток электронов и ускоряет дырки. Устанавливается стационарный режим в виде двух сдвинутых относительно друг друга «облачков» (электронов и дырок), которые движутся синхронно, так что суммарный ток отсутствует. Описанное явление есть эффект Дембера с демберовским полем и демберовским напряжением

При монополярной диффузии в приповерхностный слой вводятся только неосновные носители – инжекция. Уровнем инжекции называют отношение концентрации избыточных носителей к равновесной концентрации основных носителей (концентрации примесей):

δ = Δn/N.

 

Если интерес представляют только избыточные концентрации, достаточно использовать одно из двух

Рис. 2.6

 

.

уравнений диффузии, которое принимает вид:

 

∂²(Δn)/∂x² – Δn/L² = (1/D)∂(Δn)/∂t.

 

Стационарный вариант уравнения получается при ∂(Δn)/∂t = 0.

Величина есть средняя диффузионная длина и характеризует среднее расстояние, на которое носители могут продиффундировать за время жизни. Для кремния значения L cоставляют 5 – 20 мкм в зависимости от времени жизни.

Решение стационарного уравнения диффузии имеет вид:

 

Δn(x) = Δn(0)exp(-x/L).

 

Следовательно, на расстоянии диффузионной длины избыточная концентрация уменьшается в ℮ раз. На участке длиной (3-4)L концентрация уменьшается в 20-50 раз, то есть становится пренебрежимо малой по сравнению с граничной концентрацией.

Дифференцируя последнее уравнение, получаем градиент концентрации

d(Δn)/d x = - [ Δn (0)/L] exp(- x /L).

 

Как видно, градиент концентрации (значит, и диффузионный ток) спадает при удалении от поверхности вглубь кристалла и имеет максимальное по модулю значение при x = 0, то есть на инжектирующей поверхности:

 

d(Δn)/d x | _x=0 = - [ Δn (0)/L].

 

2.5. Электронно-дырочные переходы. Комбинация двух полупроводниковых слоёв с разным типом проводимости обладает вентильными свойствами, то есть гораздо лучше пропускает ток в одном направлении (рис. 2.7). Прямое напряжение соответствует большему току (прямому току), а обратное напряжение – меньшему току (обратному току).

Рис. 2.7

 

Вентильные свойства структуры позволяют применять её

в качестве полупроводникового диода (рис. 2.7,б).

Поверхность контакта р и n слоёв называется металлургической границей, прилегающая к ней область объёмных зарядов – р-n- переходом. Внешние контакты в диоде – невыпрямляющие (омические).

Ступенчатые переходы имеют идеальную границу, по одну сторону которой – доноры с постоянной концентрацией N_D, а по другую – акцепторы с постоянной концентрацией Na.

Плавные переходы имеют в районе металлургической границы постепенное уменьшение концентрации одного типа и увеличение другого. Граница в этом случае соответствует равенству N_D = Na.

Симметричные переходы характеризуются условием N_Dn ≈ Nap, они не типичны для полупроводниковой техники.

При резкой асимметрии (различие концентраций на 1-2 порядка и более) переходы называют односторонними и обозначают n⁺-p или p⁺-n.

На рис. 2.8 показана электрическая структура р-n -перехода. Для наглядности разница в концентрациях основных носителей принята меньшей, чем это имеет место в действительности.

 

Рис. 2.8

 

В большинстве случаев р-n -переход можно идеализировать так, как показано на рис. 2.8,в, то есть совсем пренебречь наличием свободных носителей в переходе и считать границы перехода идеально резкими. Такая идеализация упрощает решение многих задач.

Переход в целом нейтрален, однако плотности зарядов резко различны: в слое с меньшей концентрацией примеси (в нашем случае в р -слое) область объёмного заряда много шире. Говорят, несимметричный переход сосредоточен в высокоомном слое. Следует обратить внимание на факт, что внутри перехода есть участок с собственной (значит – минимальной) концентрацией носителей. Поэтому область перехода – наиболее высокоомная часть всей диодной структуры.

На рис. 2.9 представлены зонные диаграммы p-n перехода до и после соприкосновения слоёв. Единство уровня Ферми в равновесном переходе приводит к искривлению зон в области металлургической границы и образованию разности потенциалов (потенциальный барьер) и электрического поля. Высота потенциального барьера определяется так:

 

Δφ₀ = φ _Ep – φ _{En .}

 

 

Рис. 2.9

Для равновесного состояния справедливо

 

Δφ₀ = kT ln(n_n0 p_p0 / n_i ²).

 

Если положить n_n0 = N _d и p_p0 = N _a (N _d и N _a – эффективные концентрации примесей), то

 

Δφ₀ = kT ln(N_dN_a / n_i ²).

 

При прочих равных условиях высота потенциального барьера тем выше, чем меньше собственная концентрация. Для кремния при N_d = 10¹⁹ cм^-3, N_a = 10¹⁶ см^-3 и n_i = 2·10¹⁰ см^-3 получаем для комнатной температуры Δφ₀ = 33kT ≈ 0,83 В.

Концентрации основных носителей можно заменить на концентрации неосновных, что позволяет записать

 

Δφ₀ = kT ln(n_n0 / n_p0).

Δφ₀ = kT ln(p_p0 / p_n0).

 

Следовательно, равновесная высота потенциального барьера определяется отношением концентраций однотипных носителей по обе стороны перехода, на его границах.

Решение уравнения Пуассона позволяет получить соотношение между составляющими ширины перехода в р - и n -слоях:

 

ℓ_n / ℓ_p = N_a/N_d.

 

Из решения этого же уравнения можно определить высоту потенциального барьера как функцию концентраций и составляющих ширины перехода:

 

Δφ₀ = .

 

Для несимметричных переходов одним из слагаемых можно пренебречь, что приводит к следующей формуле ширины потенциального барьера:

,

 

где N – концентрация примеси в высокоомном слое перехода. Полагая Δφ₀ = 0,8 В и N = 10¹⁶ cм^-3, получаем для кремния l₀ ≈ 0,3 мкм.

Для плавных переходов, считая плотности объёмных зарядов линейными функциями координаты, можно получить ширину равновесного перехода в виде:

 

,

 

где N′ – градиент эффективной концентрации.

Так как градиент одинаков в обеих частях перехода, то ширина его делится поровну между р- и n- слоями. Плавный переход симметричен.

При подключении источника э.д.с. U между р- и n- слоями равновесие перехода нарушится и в цепи потечёт ток. Внешнее напряжение почти полностью падает на переходе, поэтому, когда э.д.с. U приложена плюсом к р -слою, высота барьера уменьшается

 

Δφ = Δφ₀ – U.

 

Напряжение такой полярности является прямым. При минусе на р -слое высота барьера увеличивается

 

Δφ = Δφ₀ + U.

 

С высотой барьера меняются его ширина и граничные концентрации носителей. Для неравновесного барьера имеем

 

 

Как видно, переход сужается при прямом напряжении (U > 0) и расширяется при обратном (U < 0).

Связь между граничными концентрациями неосновных носителей в равновесном и неравновесном состояниях такова:

 

Δ n _p = n_p0 (℮ ^U/kT – 1);

 

Δ p_n = p_n0 (℮ ^U/kT – 1);

 

Δn_p/Δp_n = N_D/N_A.

 

Следовательно, у несимметричных переходов концентрация избыточных носителей в высокоомном слое много больше, чем в низкоомном. Инжектирующий слой называют эммитером, а слой, в который направлена инжекция, – базой.

2.6. Вольт-амперная характеристика р-n перехода. В общем случае ток перехода состоит из электронной и дырочной составляющих, каждая из которых содержит инжекционную и рекомбинационную компоненты. При выводе идеализированной вольт-амперной характеристики (ВАХ) рекомбинационной компонентой пренебрегают.

Принимая, что токи инжектированных носителей чисто диффузионные, можно получить электронную и дырочную части тока в виде:

 

 

С физической точки зрения токи протекают от «плюса» к «минусу», то есть являются положительными. Суммируя части тока, умножая их сумму на площадь перехода S и опуская знак минус, запишем ВАХ перехода

 

 

где

.

 

Формула для ВАХ – одна из важнейших в транзисторной теориии. Её начальный участок представлен на рис. 2.10 в относительных единицах. Эта ВАХ – идеальная, но именно ею пользуются при анализе и расчёте полупроводниковых приборов в электронике.

Ток I₀ называется тепловым и сильно зависит от температуры. Из формулы для ВАХ следует, что при | U | > 3kT и U отрицательном величина обратного тока равна –I₀ и не зависит от U.

В несимметричных переходах составляющие теплового тока существенно различаются. Для n⁺-p -перехода главной является электронная составляющая, которую можно записать таким образом

 

I₀ = (qDS/LN)n_i²

 

Если N = 10¹⁶см^-3 и L = 10мкм, то при Т ≈ 300 К j₀ ≈ 2·10^-10А/см². У современных интегральных транзисторов

Рис. 2.10

 

 

площади баз не превышают 2·10^-5см², а площади эммитеров – 10^-6см², так что типичным значением теплового тока при Т = 300К можно считать I₀ = 10^-15A.

Температурная зависимость тока I₀ определяется так

 

I₀ = I₀₀ ·exp(ф_з/kT).

 

При U >0 зависимость I(U) чрезвычайно крута, поэтому для р-n -переходов характерен режим заданного тока. ВАХ можно записать в такой форме:

 

.

 

При ничтожном значении I₀ справедливо

 

U = kT· ln (I/I₀)

На практике диапазон изменения тока I невелик, поэтому и прямое напряжение меняется незначительно. В зависимости от диапазона токов прямые напряжения несколько различаются, но в пределах диапазона их можно считать постоянными и рассматривать как своего рода параметр открытого перехода.

Один из важнейших параметров прямой ветви ВАХ есть дифференциальное сопротивление перехода:

 

r_p-n = dU/dI = kT/I.

 

Заменим дифференциалы конечными приращениями

 

ΔU = ΔI•r_p-n.

Значит, r_p-n есть сопротивление для приращений тока ΔI, малых по сравнению с постоянной составляющей тока I. Типичным значением является r_p-n = 25 Ом при I = 1мА.

Реальный обратный ток перехода намного превышает теоретическую величину I₀ из-за генерации n-p пар в области обратно смещённого перехода. Обусловленную этим явлением компоненту обратного тока называют током термогенерации. При больших обратных напряжениях возможны три типа пробоя p-n перехода: туннельный, лавинный и тепловой.

Туннельный пробой объясняется квантово-механическим преодолением электронами тонкого потенциального барьера. В основе лавинного пробоя – «размножение» носителей в сильном электрическом поле в области перехода. Тепловой пробой обусловлен саморазогревом перехода при протекании обратного тока.

Диод обладает емкостью, которую можно считать подключённой параллельно p-n переходу. Эту ёмкость разделяют на две составляющие: барьерную, отражающую перераспределение зарядов в переходе, и диффузионную, отражающую перераспределение в базе. Обе ёмкости нелинейны. Заслуживает рассмотрения барьерная ёмкость, которая является удобным параметром. В транзисторной электронике часто пользуются дифференциальной барьерной ёмкостью (на единицу площади):

 

 

В формуле Δφ₀ – равновесная высота барьера, U – обратное напряжение (имеет отрицательный знак).

2.7.Контакты полупроводник-металл (MS). В ИС контакты металл-полупроводник применяются как невыпрямляющие (соединения элементов в ИС) и как специфические выпрямляющие (диоды Шоттки). Структура и свойства контактов MS зависят от взаимного расположения уровней Ферми. На рис. 2.11 вверху – зонные диаграммы раздельных слоёв, а внизу – зонные диаграммы контактов. На рис. 2.11,а φ _Fm > φ _Fp, поэтому часть электронов из металла перейдёт в полупроводник р -типа. Из-за рекомбинации вблизи границы с металлом «обнажаются» некомпенсированные отрицательные ионы акцепторов. Появляется электрическое поле, энергетические уровни искривляются вниз. На рис. 2.11,б – противоположный случай. Область искривления зон (область объёмных зарядов) в обоих случаях имеет протяжённость порядка 0,1-0,2 мкм. Контакты такого рода создаются напылением металла на полупроводник.

Обмен электронами между металлом и полупроводником обычно характеризуют разностью работ выхода φ_MS = φ_M- φ_S, которую называют контактной разностью потенциалов.

При φ_М < φ_S электроны переходят из металла в полупроводник (рис.2.11,а), а при φ_М > φ_S – из полупроводника в металл (рис. 2.11,б).

Потенциальный барьер в приконтактном слое называют барьером Шоттки. Контакты, показанные на рис. 2.11, обладают выпрямляющими свойствами и могут быть основой диодов (диодов Шоттки).

 

А б

Рис. 2.11

 

Важнейшая особенность диодов Шоттки – отсутствие инжекции неосновных носителей (работают на основных носителях). Поэтому у диодов Шоттки нет диффузионной ёмкости, что существенно повышает быстродействие диодов при изменениях токов и напряжений, в том числе с прямых на обратные и наоборот, до десятых и сотых долей нс.

Кроме того, у диодов Шоттки прямое напряжение примерно на 0,2 В меньше, чем у р-n –перехода, и имеет типичное значение 0,4 В. У этих же диодов прямая ветвь ВАХ строго подчиняется экспоненциальному закону в широком диапазоне токов (от 10 до 10 А), что позволяет использовать такие диоды как прецизионные логарифмирующие элементы.

Барьеры Шоттки образуются в кремнии при контакте с такими металлами, как молибден, нихром, золото, платина и алюминий.

Если при контакте металла с полупроводником р -типа имеет место неравенство φ_МS > 0, а при контакте с полупроводником n -типа φ_МS < 0, то в первом случае электроны будут переходить из полупроводника в металл (зоны искривятся «вверх»), а во втором случае – из металла в полупроводник (зоны искривятся «вверх»). В таких контактах вблизи границы в полупроводнике накапливаются основные носители – образуются обогащённые слои с протяжённостью сотых долей мкм. При φ_МS > 0,1(0,2) В уровень Ферми пройдёт через соответствующую разрешённую зону и полупроводник превращается в полуметалл с очень малым удельным сопротивлением. Такие невыпрямляющие контакты называются омическими.

2.8.Граница полупроводник – диэлектрик. Здесь мы рассмотрим структуру Si-SiO₂. Особенность плёнок SiO₂ состоит в том, что они всегда содержат примеси донорного типа – натрий, калий и водород, сосредоточенные вблизи границы с кремнирем. Отданные донорами электроны переходят в приповерхностный слой кремния, создавая типичные приповерхностные концентрации (0,5-2,0)·10^-12см^-2.

Если у кремния проводимость n -типа, то перешедшие в него из окисла электроны обогащают его приповерхностный слой основными носителями: образуется так называемый

 

Рис. 2.12

 

n-канал (рис. 2.12, а). В кремнии с р -типа проводимостью перешедшие в него из окисла электроны либо обедняют приповерхностный слой, «обнажая» отрицательные ионы акцепторов (рис. 2.12,б), либо образуют вместе с обеднённым слоем тонкий инверсионный слой n -типа (рис. 2.12,в).

Возникновение дополнительных каналов проводимости под слоем SiO₂ в приборах с использованием р-n переходов и МДП может нарушить структуру этих приборов и нормальную работу элементов ИС.

 

Контрольные вопросы

1.Что такое металлургическая граница? Дайте классификацию переходов.

2.Чем определяется величина потенциального барьера перехода? Несимметричный и плавный переходы.

3.Влияние прямого и обратного напряжений на величину потенциального барьера.

4.Поясните структуру токов в р-n переходе.

5.Нарисуйте ВАХ идеализированного перехода.

6.Отличие нормального режима и микрорежима работы р-n перехода.

7.Зонная диаграмма выпрямляющего контакта металла с полупроводником n- типа, р -типа.

8.Что такое барьер Шоттки? Основные качества диода Шоттки.

9.Пеимущества диода Шоттки в сравнении с обычным р-n переходом.

10.В чём заключается влияние границы полупроводник-диэлектрик на работу МДП-структуру.

11.В чём отличие диффузионной ёмкости от барьерной?

12.Охарактеризуйте виды пробоя р-n перехода.

13.Напряжение открытого перехода U^* и каковы его величины при нормальном режиме и микрорежиме.

14.Виды пробоя р-n перехода.