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 I_n. Эти электроны являются основными для металла, а их концентрация n _s оказывается много меньше равновесной концентрации электронов в металле n _м. Поэтому нейтрализация неравновесного заряда происходит с максвелловским временем релаксации τ_М=εε₀/σ, где σ – проводимость металла. Таким образом, приборы содержащие контакт металл-полупроводник, оказываются более высокочастотными по сравнению с невырожденными p-n -переходами.

Электронам находящимся в металле, для того чтобы попасть в зону проводимости полупроводника, необходимо преодолеть потенциальный барьер Δ Р = Р _м– Р _с. Высота этого барьера зависит только от работы выхода из металла Р _м и полупроводника Р _с и не зависит от степени легированности полупроводника. Поскольку Р _м и Р _с являются параметрами материала, ток, связанный с переходом электронов из металла в полупроводник, не зависит от внешнего напряжения и является величиной постоянной I _м=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

, (2)

где [А/К²] – постоянная Ричардсона, а Δ Р = Р _м– Р _с =Δ W _Fn+ψ – работа выхода из металла в полупроводник. В состоянии термодинамического равновесия, когда внешнее напряжение равно нулю, этот ток уравновешивается потоком электронов, направленных из полупроводника в металл:

J _П-М= qv _s n (0), (3)

где – тепловая скорость электронов, n (0) – концентрация электронов в полупроводнике, на границе полупроводник-металл при U =0.

Приравнивая формулы (2) и (3) получим

(4)

где – эффективная плотность квантовых состояний у дна зоны проводимости.

Сравнивая (4) с (1) легко установить, что , где n _s(0) – концентрация электронов на границе полупроводника при U =0, т.е.

где n ₀ – равновесная концентрация электронов вдали от контакта.

При изменении внешнего смещения U граничная концентрация n _s(0) будет изменяться в соответствии с изменением высоты потенциального барьера ψ– qU и, следовательно, будет меняться величина тока из полупроводника в металл

Результирующий электронный ток равен разности

где - термический потенциал, а - величина обратная термическому потенциалу.

Полученное выражение совпадает с формулой ВАХ идеального p-n -перехода. Однако выражение для обратного тока насыщения отличается от выражения для обратного тока насыщения идеального p-n -перехода, не только количественно, но и по физическому смыслу. В p-n -переходе обратный ток связан с экстракцией неосновных носителей, а в контакте металл-полупроводник – 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 теоретической, т.к.:

1) уровень инжекции всегда мал n_s (0)<< n _м, максимальная концентрация электронов при полностью открытом переходе n_s (0)= N _d~10¹⁵÷10¹⁷ см^–3, а концентрация электронов в металле n _м~10²²см^–3,