24
四、肖特基势垒二极管
(一) 概念 一 肖特基势垒：势垒宽度依赖于外加电压的势垒； 肖特基势垒 肖特基势垒二极管：利用金属－半导体整流接触特性制成的 肖特基势垒二极管 二极管。
25
(二)肖特基势垒二极管与 结二极管的异同点 二 肖特基势垒二极管与pn结二极管的异同点 肖特基势垒二极管与 1. 相同点 具有类似的电流—电压关系，即它们都有单向导电性。 2. 区别点 就载流子的运动形式 运动形式而言，pn结正向导通时，由p区注入n 运动形式 区的空穴或由n区注入p区的电子，都是少数载流子 少数载流子，它们 少数载流子 先形成一定的积累，然后靠扩散运动形成电流。这种注入 的非平衡载流子的积累称为电荷存贮效应 电荷存贮效应，它严重地影响 电荷存贮效应 了pn结的高频性能。而肖特基势垒二极管的正向电流，主 要是由半导体中的多数载流子 多数载流子进入金属形成的。它是多数 多数载流子 载流子器件。因此，肖特基势垒二极管比pn结二极管有更 好的高频特性 高频特性。 高频特性
指阻挡层的整流理论。
一、外加电压对n型阻挡层的影响 外加电压对 型阻挡层的影响
(一) 处于平衡态的 型阻挡层 一 处于平衡态的n型阻挡层 对于处于平衡态的阻挡层，从半导体进入金属的电子 流和从金属进入半导体的电子流大小相等，方向相反，构 成动态平衡，因此阻挡层中没有净电流流过 阻挡层中没有净电流流过。 阻挡层中没有净电流流过 对于n型阻挡层，其表面势：
(Vs ) 0 > 0
23
三、整流理论的种类
扩散理论(肖特基提出)：对于n型阻挡层，当势垒的宽度比 电子的平均自由程大得多时，电子通过势垒区要发生多次 碰撞，这样的阻挡层称为厚阻挡层 厚阻挡层。扩散理论正是适用于 厚阻挡层 厚阻挡层理论； 热电子发射理论(贝特提出)：当n型阻挡层很薄，以至于电 子平均自由程远大于势垒宽度时，电子在势垒区的碰撞可 以忽略，因此，势垒的性质不重要，起决定作用的是势垒 高度，扩散理论不再适用，适用的是热电子发射理论； 热电子发射与扩散的综合理论(施敏提出) 考虑镜像力与隧道效应的影响来修正整流理论。 考虑镜像力与隧道效应的二、外加电压对p型阻挡层的影响 外加电压对 型阻挡层的影响
类似地，讨论p型阻挡层的情况。区别点是表面势： 因此，正向电压和反向电压的极性正好与n型阻挡层相反： V<0 (金属加负电压)时，形成从半导体流向金属的正向电 流； V>0 (金属加正电压)时，形成从半导体流向金属的反向电 流； 无论是哪种阻挡层，正向电流都相应于多数载流子 多数载流子由半 无论是哪种阻挡层，正向电流都相应于多数载流子由半 导体到金属所形成的电流。 导体到金属所形成的电流。
3
(二) 功函数 二 指将一个电子从费米能级 费米能级转移到真空能级所需的能量。 费米能级 其大小标志着束缚电子的强弱，功函数越大，电子越不容 易离开材料。 1. 金属功函数 m 金属功函数W
Wm = E0 − ( EF ) m
表示一个起始能量等于费米能级的电子，由金属内部逸出 到真空中所需的最小能量。
(Vs )0 < 0
如下图所示。
17
18
(二) 外加电压时的 型阻挡层 二 外加电压时的n型阻挡层 在紧密接触的金属和半导体之间，外加电压V于金 属，由于阻挡层是一个高阻区域 高阻区域，因此电压主要降落在阻 高阻区域 挡层上。原来半导体表面和内部之间的电势差，即表面势 是 (Vs ) 0，现在应为 ((Vs )0 + V ) ，因此电子势垒高度是：
在半导体表面形成一个正的空间电荷区，其中电场方 向由体内指向表面，Vs<0，使半导体表面电子的能量高于 体内，能带向上弯曲 向上弯曲，即形成表面势垒，如下图所示。 向上弯曲 在势垒区，空间电荷主要由电离施主形成，电子浓度 比体内小得多，因此它是一个高阻区域 高阻区域，称为阻挡层 阻挡层。 高阻区域 阻挡层 n型半导体的势垒和阻挡层都是对电子而言的，由于 空穴所带电荷与电子电荷符号相反，电子的阻挡层就是空 穴的积累层。
χ = E0 − Ec
Ws = ( E0 − Ec ) + [Ec − ( E F ) s ] = χ + En
其中，En = Ec − ( EF ) s
半导体的功函数和电子亲和能
6
二、 接触电势差
接触前： F ) s > ( EF ) m (E
( EF ) s − ( EF ) m = Wm − Ws
第七章 金属和半导体的接触
7.1 金属半导体接触及其能级图 7.2 金属半导体接触整流理论 7.3 少数载流子的注入和欧姆接触 少数载流子的注入和欧姆接触
1
本章重点
阻挡层与反阻挡层的形成 整流理论 欧姆接触
2
金属半导体接触及其能级图 7.1 金属半导体接触及其能级图
一、 金属和半导体的功函数
(一) 真空能级 0 一 真空能级E 真空中静止电子的能量。表示电子跑出材料外进入真 空中所必须具有的最低能量。它对所有的材料都是相同 的。
7
能带向 上弯曲
8
三、 势垒高度
忽略间隙中的电势差时的极限情形(如上图所示)：
其中，Vs称为表面势 表面势，是半导体表面和内部之间存在的 表面势 电势差。
9
四、 阻挡层和反阻挡层的形成
(一) 金属与 型半导体接触的情形 一 金属与n型半导体接触的情形
1. n型(或电子)阻挡层的形成(Wm > Ws )
金属中的电子势阱
4
金属中的电子虽然能在金属中自由运动，但绝大多数 所处的能级都低于体外能级。要使电子从金属中逸出，必 须由外界给它以足够的能量。所以，金属内部的电子是在 一个势阱 势阱中运动。 势阱 2. 半导体的功函数Ws 半导体的功函数
Ws = E0 − ( EF ) s
5
(三) 电子亲和能 三 电子亲和能χ 指将一个电子从导带底 导带底转移到真空能级所需的能量。 导带底 它因材料的种类而异，决定于材料本身的性质 材料本身的性质，和其它外 材料本身的性质 界因素无关：
29
二、欧姆接触的制造
在生产实际中，主要是利用隧道效应 隧道效应的原理在半导体 隧道效应 上制造欧姆接触。 最常用的制作方法是用重掺杂 重掺杂的半导体与金属接触： 重掺杂 在n型或p型半导体上制作一层重掺杂区后再与金属接触， 形成金属-n+-n或金属-p+-p结构； 由于有n+、p+层，金属的选择比较自由； 制作方法有多种，如蒸发、溅射、电镀等。
− q[(Vs ) 0 + V ]
当V与原来表面势符号相同时，阻挡层势垒将提高，否则 势垒将下降。 外加电压后，半导体和金属不再处于相互平衡的状态， 两者没有统一的费米能级，半导体内部费米能级和金 属费米能级之差，等于由外加电压引起的静电势能差。
19
1. 外加正向电压时的 型阻挡层 金属一边接正 外加正向电压时的n型阻挡层 金属一边接正) 型阻挡层(金属一边接正 半导体一边的势垒由 qVD = −q (Vs ) 0降低为− q[(Vs ) 0 + V ] 这时，从半导体到金属的电子数目增加，超过从金属到半 导体的电子数，形成一股从金属到半导体的正向电流 金属到半导体的正向电流，它 金属到半导体的正向电流 是由n型半导体中多数载流子 多数载流子构成的。外加电压越高，势 多数载流子 垒下降越多，正向电流越大。如下图所示
20
2. 外加反向电压时的 型阻挡层 金属一边接负 外加反向电压时的n型阻挡层 金属一边接负) 型阻挡层(金属一边接负 势垒由 qV D = − q (Vs ) 0增高为 − q[(Vs ) 0 + V ] 。从半导 体到金属的电子数目减少，金属到半导体的电子流占优势， 形成一股由半导体到金属的反向电流 半导体到金属的反向电流。由于金属中的电子 半导体到金属的反向电流 qφns 要越过相当高的势垒 才能到达半导体中，因此反向电 流是很小 很小的。从图中看出，金属一边的势垒不随外加电压 很小 金属一边的势垒不随外加电压 变化，所以从金属到半导体的电子流是恒定 恒定的。当反向电 变化 恒定 压提高，使半导体到金属的电子流可以忽略不计时，反向 电流将趋于饱和值 饱和值。如下图所示。 饱和值 以上的讨论说明这样的阻挡层具有类似pn结的伏-安 特性，即有整流作用 整流作用。 整流作用
qV J = J sT exp k T − 1 0
27
少数载流子的注入和欧姆接触 7.3 少数载流子的注入和欧姆接触
少子注入(n型半导体)：在金属和n型半导体的整流接触 少子注入 上加正向电压时，就有空穴从金属流向半导体。这种现象称 为少数载流子的注入。
一、欧姆接触的定义
欧姆接触是金属与半导体之间形成的非整流接触 非整流接触，它 非整流接触 不产生明显 明显的附加阻抗，而且不会使半导体内部的平衡载 明显 流子浓度发生显著 显著的改变。 显著 接触电阻与半导体样品 从电学上讲，理想欧姆接触的接触电阻 接触电阻 或器件的相比应当很小，当有电流流过时，欧姆接触上的 电压降应当远小于样品或器件本身的压降，这种接触不影 响器件的电流—电压特性，或者说，电流—电压特性是由 样品的电阻或器件的特性决定的。 28
14
2. p型(或空穴)阻挡层的形成(Wm < Ws )
qφns = χ − Wm
Ws − Wm
15
(三) 总结：n型与 型阻挡层的形成条件 三 总结： 型与p型阻挡层的形成条件 型与
n型
p型 反阻挡层 阻挡层
Wm > Ws
Wm < Ws
阻挡层 反阻挡层
16
金属半导体接触整流理论 7.2 金属半导体接触整流理论
10
Vs<0
11
2. n型(或电子)反阻挡层的形成(Wm < Ws )
12
qφns = χ − Wm
Vs>0
13
(二) 金属与 型半导体接触的情形 二 金属与p型半导体接触的情形 该情形下，形成阻挡层或反阻挡层的条件正好与n型 的相反：