金属和半导体接触

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1、第七章金属和半导体的接触17.1金属半导体接触及其能级图27.1.1金属和半导体的功函数金属功函数WE(E)m0Fm金属功函数随原子序数的递增呈现周期性变化。3半导体功函数WE(E)s0Fs电子亲和能EE0c故W[E(E)]EscFsn其中EE()EncFs47.1.2接触电势差金属与n型半导体接触为例金属和半导体间距离D远大于原子间距WWsmVVVmsmsq随着D的减小，WWsmVVmssq5若D小到可以与原子间距相比较WWsmVVsDq若W>W，半导体表面形成正的

2、空间电荷区，ms电场由体内指向表面，V<0，形成表面势垒s（阻挡层）。若W0。形成高电导区s（反阻挡层）。67.1.3表面态对接触电势的影响实验表明：不同金属的功函数虽然相差很大，但与半导体接触时形成的势垒高度却相差很小。原因：半导体表面存在表面态。7表面态分为施主型和受主型。表面态在半导体表面禁带中呈现一定分布，表面处存在一个距离价带顶为qФ的能级。电子正好填满qФ以下00所有的表面态时，表面呈电中性。若qФ以下表0面态为空，表面带正电，呈现施主型；qФ以上0表面态被电

3、子填充，表面带负电，呈现受主型。对于大多数半导体，qФ越为禁带宽度的三分之0一。8若n型半导体存在表面态，费米能级高于qФ，表面态为受主型，表面处出现正的0空间电荷区，形成电子势垒。势垒高度qV恰好使表面态上的负电荷与势垒区的D正电荷相等。9高表面态密度钉扎（pinned）qVEqEDg0n存在表面态即使不与金属接触，表面也形成势垒。当半导体的表面态密度很高时，可以屏蔽金属接触的影响，使半导体内的势垒高度和金属的功函数几乎无关，有半导体表面性质决定。107.2金属半导体接触整流理论117.2.1扩散理论当势垒宽度大于电子的平

4、均自由程，电子通过势垒要经过多次碰撞，这样的阻挡层称为厚阻挡层。（耗尽层近似）泊松方程2qNDdV(x),(0xxd)2r0dx0,(xx)d12边界条件dV(x)E(x)0ddxxxdV(0)ns可得dV(x)qNDE(x)(xx)ddxr0V(x)qND(xx1x2)dns2r013外加电压于金属，则V(x)(V),VdnnsnD可得势垒宽度12[(V)V]r0s02x{}dqND12(V)r0s02x[]d0

5、qND14电流密度方程dn(x)Jq[n(x)

6、E(x)

7、D]nndx代入爱因斯坦关系，并整理得qV(x)dqV(x)Jexp[]qD{n(x)exp[]}nkTdxkT0015在x=0到x=x对上式积分，求解可得dqVJJ[exp()1]sDkT0当V>0时，若qV>>kT，则0qVJJexp()sDkT016当V<0时，若

8、qV

9、>>kT，则0JJsD该理论是用于迁移率较小，平均自由程较短的半导体，如氧化亚铜。177.2.2热电子发射理论当n型阻挡层很薄，电子平均自由程远大于势垒宽度。起作用的是势垒高度

10、而不是势垒宽度。电流的计算归结为超越势垒的载流子数目。假定，由于越过势垒的电子数只占半导体总电子数很少一部分，故半导体内的电子浓度可以视为常数。讨论非简并半导体的情况。18半导体单位体积能量在E~E+dE范围内的电子数3*2(2m)1EEn2Fdn4(EE)exp()dE3chkT03*2(2m)EE1EEncF2c4exp()(EE)exp()dE3chkTkT0019若v为电子运动的速率，则1*2EEcmnv2dEm*vdvn带入上式，并利用EEcFnNexp()0ck0T20可得

11、**2m3mvn22ndn4n()vexp()dv02kT2kT00单位体积内，速率v~v+dv，v~v+dv，xxxyyyv~v+dv范围内的电子数zzz**222mn3mn(vxvyvzdnn()2exp()dvdvdv0xyz2k0T2k0T21显然单位面积而言，大小为v的体积内，x上述速度范围的电子都可以达到金属和半导体界面。达到界面的电子要越过势垒，必须满足1*2mvq[(V)V]nxs0222所需要的x方向的最小速度2q[(V)V]1s02v{}x0*mn若规定电流的正方向是从金属到半

12、导体，则从半导体到金属的电子流所形成的电流密度为*2qnsqVJsmATexp()exp()kTkT0023其中理查逊常数4qm*k2*n0A3h