Электрофизические свойства реальных контактов металл - полупроводник тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

тИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ АЗЕРБАЙДЖАНСКОЙ

РЕСПУБЛИКИ БАКИНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

На правах рукописи УДК 621.382.323

МАМЕДОВ РАСИМ КАРА ОГЛЫ

ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА РЕАЛЬНЫХ КОНТАКТОВ МЕТАЛЛ - ПОЛУПРОВОДНИК

Специальность: 01.04.10 - Физика полупроводников

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора фнзико - математических наук

БАКУ - 2004

Работа выполнена в Физическом факультете Бакинского Государственного Университета

Научный консультант: Доктор физико-математических

наук, проф. АСКЕРОВ Ш.Г.

Официальные оппоненты;- Чл. корр. HAH Азербайджана,

доктор физико-математических наук, проф. ТАГИРОВВ.И.

-Доктор физико-математических наук, проф. МЕХДИЕВ Н.М.

- Доктор физико-математических наук ТАГИЕВ О.Б

Ведущая организация: Институт Радиационных Проблем

HAH Азербайджана

Зашита состоится " ^¿¿^¿iL 2004 г. в 1200 часов

заседании разового Диссертационного Совета B/D 02.012 присуждению ученой степени доктора физико - математнческ наук при Бакинском Государственном Университете

Адрес:Аг1073/1, Баку, ул. З.Халилова 23, гл. корпус, ауд. №435

С диссертацией можно ознакомится в научной библиотеке Бакинского Государственного Университета.

Автореферат разослан " JL- 2004 г.

Ученый секретарь Диссертационного Совета проф. КУЛИ-ЗАДЕ Д.М.

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. Контакт металл-полупроводник (КМП), 5ладающий как омическим, так и выпрямляющим свойством, является шовным многофункциональным физическим элементом

злупроводниковой электроники. Без преувеличения можно сказать, что в (стоящее время трудно найти современные электронные устройства, в ггорых не применялись бы КМП приборы или в качестве дискретных хпупроводниковых приборов, или же составных элементов микросхем.

К простым полупроводниковым приборам, изготовленным на :нове выпрямляющих КМП, т.е. диодов Шоттки (ДШ), относятся: ■шрямительный, детекторный и смесительный диоды; стабилитрон; лпульсный, переключающий, умножительный и параметрический диоды; ¡ементы памяти; генераторный, лавинно-пролетные диоды; этосопротивление; фотодиод; фотоемкость; фотокатод, имулированный полем; датчики температуры и давления; счетчик [ерных частиц; холодный катод; солнечные элементы. Сложными щупроводниковыми приборами с выпрямляющим КМП являются: »левой транзистор с ДШ; поверхностно-барьерный транзистор; шолярный транзистор с шунтирующим диодом Шоттки; биполярный анзистор с коллектором с диодом Шоттки; МДП транзистор с истоком и оком с ДШ; инжекционно-пролетньш диод с БШ; транзистор с ггаллической базой и МП структурами; ПЗС с БШ; диод Ганна с БШ; илитель бегущей волны с БШ; комбинированный прибор лампа-диод оггки; фототранзистор; полевой фототранзистор с БШ; ектрооптический модулятор; тиристор; акустоэлектрические приборы с II; быстродействующие переключатели с БШ и т.д.

Широкое применение КМП приборов в радиоэлектронике, |форматике, вычислительной технике и других областях современной ектронной техники обусловлено их многочисленными преимуществами д р-п переходами: большим быстродействием, которое достигает 10п-12 Гц; универсальностью и многофункциональностью; простотой шологии и ее совместимостью с технологией интегральных схем; 1лыми размерами действующей активной области; малой ергопотребляемостью; большим теплоотводом, дешевизной и т.д,

Основным недостатком КМП приборов является их большая вствительность к воздействиям конструктивно-технологических и иматических факторов. Несмотря на то, что это ограничивает широкое именение КМП приборов, в тоже время это позволяет разработать

наиболее оптимальные конструктивно-технологические способы для изготовления более высококачественных КМП приборов. Поскольку из-за существования серьезных разногласий между экспериментальными результатами реальных , и теоретическими результатами идеализированных КМП, изготовление контактов с необходимыми электрофизическими параметрами связано с большими трудностями. Часто наблюдается отклонение вольтамперных, вольтемкостных, фотоэлектрических, термоэлектрических и других характеристик реальных ДШ от теоретических характеристик идеальных контактов.

В результате большого количества экспериментальных исследований электрофизических свойств КМП было твердо установлено, что образование потенциального барьера в реальных КМП происходит на основе физической модели Шоттки, базированной на разности работ выхода контактирующих металла и полупроводника. А токопрохождение в реальных выпрямляющих КМП хорошо описывается теорией термоэлектронной эмиссии. Принципиальное разногласие между результатами теоретических и экспериментальных исследований электрофизических свойств КМП возникает, в первук очередь, потому, что физическая модель Шоттки и теорш термоэлектронной эмиссии токопрохождения разработаны дл* идеального КМП, имеющего одинаковую высоту потенциального барьера вдоль неограниченной контактной поверхности, тогда ка1 реальный КМП имеет разную высоту потенциального барьера вдол! контактной поверхности, ограниченной свободными поверхности контактирующих материалов.

Были сделаны многочисленные попытки интерпретировав разногласие между результатами теоретических и экспериментальны) исследований электрофизических свойств КМП на основе физическо* модели неоднородного КМП, согласно которой реальный КМГ представляется как совокупность параллельно соединенны: электрически невзаимодействующих микроконтактов с различным! электрофизическими параметрами. Однако, невозможность объяснена большинства разногласий между фундаментальными результатам] теоретических и достоверными результатами экспериментальны: исследований электрофизических свойств реальных КМП с помощьк очевидной неоднородности вызывает сомнения.

В действительности, реальные КМП состоят из совокупное параллельно соединенных и электрически взаимодействующих

жроконтактов с различными локальными высотами потенциального рьера. В результате этого, в приконтакгаой области полупроводника ряду с основным электрическим полем контактной разности »тенциалов контактирующих поверхностей металла и полупроводника, зникает и дополнительное электрическое поле контактной разности ггенциалов (до 1 В) электрически взаимодействующих микроконтактов с зличными локальными высотами барьера. В то же время, полнительное электрическое поле образуется в приконтактной области •лупроводника реальных КМП с ограниченной контактной площадью юке и из-за возникновения контактной разности потенциалов между нтактной поверхностью, имеющей высоту барьера порядка 1 эВ, и отмыкающими к ней свободными поверхностями металла и »лупроводника, имеющими работы выхода около 4-6 эВ. Следовательно, [и участвуют как в формировании потенциального барьера, так и в юцессе токопрохождения в реальных КМП. Такие особенности реальных VIП, имеющие ограниченные контактные площади и эмиссионные однородные границы раздела, практически не исследовались.

Целью настоящей диссертационной работы является разработка «ической модели образования потенциального барьера в реальных VIП, установление механизма токопрохождения на основе теории рмоэлектронной эмиссии, разработка способов определения ометрических и электрофизических параметров действующих участков МП и проведение экспериментальных исследований электрофизических ойств КМП, изготовленных на основе контакта металлов с кремнием, в ироких интервалах температур и концентраций примесей шупроводника.

Для достижения поставленной цели решены следующие задачи:

Создание физических моделей неоднородного КМП с раниченной контактной площадью, состоящих из совокупности ектрически взаимодействующих микроконтактов с различными »кальными высотами потенциальных барьеров.

Разработка механизмов токопрохождения на основе теории рмоэлектронной эмиссии в неоднородном КМП с ограниченной »нтактной площадью, состоящих из совокупности электрически аимодействующих микроконтактов с различными локальными высотами лгенциальных барьеров.

Создание физических моделей образования потенциального [рьера и разработка механизмов токопрохождения в реальных КМП с

дополнительными электрическими полями, возникающими из-за электрического взаимодействия микроконтактов с различными локальными высотами потенциального барьера и ограниченности контактной площади со свободными поверхностями металла и полупроводника.

Разработки способов измерения периферийных электрофизических параметров и геометрических размеров активной периферийной контактной поверхности реальных ДШ, имеющих ограниченные контактные площади и состоящих из совокупности электрически взаимодействующих микроконтактов с различными локальными высотами потенциальных барьеров.

Экспериментальное исследование особенностей

токопрохождения с учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийных эффектов и через периферийную контактную поверхность реальных кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях напряжения.

Экспериментальное исследование особенностей

токопрохождения с учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийных эффектов и через периферийную контактную поверхность реальных кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях напряжения в широком интервале (100-400 К) температуры.

Экспериментальное исследование особенностей

токопрохождения с учетов влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийных эффектов и через периферийную контактную поверхность реальных кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях напряжения в широком интервале концентрации (1014-1017 см"1) примесей полупроводника.

Экспериментальное исследование деградированных и омических характеристик КМП и их особенности в зависимости от конструктивно-технологических и климатических условий.

Решение поставленных задач составило основу развиваемого в работе научного направления - физики реальных КМП с дополнительным электрическим полем, возникающим из-за эмиссионной неоднородности границы раздела и ограниченности контактной площади со свободными поверхностями контактирующих материалов.

В качестве объектов экспериментального исследования были выбраны КМП, изготовленные на основе контактов различных металлов-с кремнием, широко используемых в качестве полупроводниковых

риборов и элементов интегральных схем и детально изученных с омощыо современных экспериментальных методик.

Научная новизна проведенных в работе исследований аюночается в следующем:

Установлено возникновение дополнительного электрического поля приконтактной области полупроводника реальных КМП.

Предложены физические модели реальных КМП с ополнительным электрическим полем.

Разработаны механизмы токопрохождения на основе теории ермоэлектронной эмиссии в реальных КМП с дополнительными лектрическими полями.

Установлены особенности измерений электрофизических траметров реальных ДШ. Изобретены способы измерения периферийных шектрофизических параметров и геометрических размеров активной ¡ериферийной контактной поверхности реальных ДШ.

Установлены особенности токопрохождения с учетом влияния 1ериферийных эффектов, при отсутствии периферийных эффектов и через 1ериферийную контактную поверхность реальных кремниевых ДШ в фямом и обратном направлениях. Изобретен полупроводниковый диод т основе КМП с дополнительным электрическим полем, в котором обратный ток практически отсутствует.

Установлены особенности токопрохождения с учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийных эффектов и через периферийную контактную поверхность реальных кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях в широком интервале температур.

Установлены особенности токопрохождения с учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийных эффектов и через периферийную контактную поверхность реальных кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях в широком интервале концентрации примесей полупроводника.

Выявлены характерные особенности деградированных и омических свойств КМП в зависимости от конструктивно-технологических и климатических условий.

Основные положения, выносимые на защиту:

Явление возникновения дополнительного электрического поля в приконтактной области полупроводника реальных КМП, вследствие

эмиссионной неоднородности контактной площади и ограниченност контактной поверхности свободными поверхностями металла полупроводника.

Физические модели реальных КМП с дополнительны! электрическим полем.

Механизмы токопрохождения на основе теори термоэлектронной эмиссии в реальных КМП с дополнительны! электрическим полем.

Установленные особенности измерений электрофизически: параметров реальных ДШ. Изобретения способов измерени периферийных электрофизических параметров и геометрически, размеров активной периферийной контактной поверхности реальны: ДШ.

Результаты экспериментальных исследований токопрохождения > учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийны: эффектов и через периферийную контактную поверхность реальны: кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях. Изобретен и полупроводникового диода на основе КМП с дополнительный электрическим полем, в котором обратный ток практически отсутствует

Результаты экспериментальных исследований токопрохождения < учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийны; эффектов и через периферийную контактную поверхность реальны; кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях в широког* интервале температур.

Результаты экспериментальных исследований токопрохождения ( учетом влияния периферийных эффектов, при отсутствии периферийны? эффектов и через периферийную контактную поверхность реальны> кремниевых ДШ в прямом и обратном направлениях в широко\ интервале концентрации примесей полупроводника.

Характерные особенности деградированных и омическт характеристик КМП в зависимости от конструктивно-технологических у климатических условий.

Практическая значимость работы.

Установленное явление возникновения дополнительногс электрического поля в приконтактной области полупроводника в реальных КМП, обусловленного эмиссионной неоднородностью границы раздела и ограниченностью контактной поверхности

ободными поверхностями металла и полупроводника, открывает новое фавление исследования физики реальных КМП и расширяет нкциональные возможности созданных на их основе дискретных 1упроводниковых приборов и элементов интегральных схем.

Разработанные физические модели образования потенциального )ьера и механизмы токопрохождения на основе теории »моэлектронной эмиссии в реальных КМП позволяют описывать шьные электрофизические процессы, происходящие в зависимости от лроды, свойств и структуры контактирующих материалов, пложенного напряжения, механического и радиационного воздействий, 1Структивно-технологичеких и климатических условий, геометрических 1фигураций контактных структур.

На основе разработанных способов измерения периферийных сов и активной периферийной контактной площади ДШ определяются периферийные электрофизические параметры, следовательно, шовится возможным выбор оптимальных геометрических )фигураций и использование корректных параметров при создании на основе полупроводниковых приборов и элементов интегральных схем.

Результаты экспериментальных исследований токопрохождения в гмниевых ДШ в зависимости от температуры и концентрации примесей пупроводника, при наличии периферийных эффектов, при отсутствии эиферийных эффектов и через периферийную контактную поверхность шьных кремниевых ДШ в обоих направлениях, могут быть пользованы при разработке более высококачественных ДШ приборов с эбходимыми электрофизическими свойствами.

Достоверность полученных результатов определяется пользованием основных законов электродинамики для построения зических моделей реальных КМП и механизмов токопрохождения на юве фундаментальной ■ теории термоэлектронной эмиссии, следованием образцов, изготовленных с помощью современной толитографической технологии, проведением измерений с помощью иборов с высокими точностями и численной обработкой результатов на зременной компьютерной технике.

Апробация работы. Материалы диссертации докладывались и суждались на III республиканской конференции молодых ученых и ециалистов "Вопросы микроэлектроники и физики полупроводниковых иборов" (Тбилиси, 1977 г.), IY республиканской межвузовской нференции по физике (Баку, 1978 г.), научной сессии

"Итоги научно-исследовательских работ по физико-математическим наукам" прфессорско-преподавательского состава с предприятиями производственных организаций (Баку, 1981), Республиканской научно-технической конференции "Достижения радиотехники, электроники и связи - в народное хозяйство" (Баку, 1981), Всесоюзном научно-техническом семинаре "Пути повышения стабильности и надежности микроэлементов и микросхем" (Рязань, 1981 г.), I, II, III Всесоюзных конференциях "Физические основы надежности и деградации полупроводниковых приборов"(Кишинев, 1982, 1986, 1991 гг.), Всесоюзной конференции по физике полупроводников (Баку, 1982 г.), Всесоюзной школе-семинаре "Физические основы работы и надежности полупроводниковых приборов с барьером Шотгки" (Иваново-Франковск, 1983 г.), YII Международном совещании по фотоэлектрическим и оптическим явлениям в твердом теле (Варна, 1983 г.), Научном семинаре института Полупроводников АН Украины (Киев, 1983 г.), Всесоюзной конференции "Физика и применение контакта металл-полупроводник" (Киев, 1987 г.), на VII Координационном совещании по исследованию и применению твердых растворов Ge-Si (Баку,1988 г.), XXX Международной Конференции "Физика многокомпонентных полупроводников" (Баку, 1992 г.), V Республиканской Межвузовской конференции по физике (Баку, 1992 г.), Республиканской конференции "Физика-93" (Баку,1993 г.), Международных Конгрессах Энергетики, Экономики и Экологии (Баку, 1997, 2001 гг.), I, II Республиканских научных конференциях "Актуальные проблемы физики" (Баку,1998, 2001 гг.), Научной конференции БГУ (Баку, 1998 г.), Юбилейной научной конференции БГУ (Баку, 1999 г.), Международном конгрессе физики твердого тела (Ерзурум, 2000 г.), YIII Международной Научно-технической конференции "Актуальные проблемы твердотельной электроники и микроэлектроники" (Таганрог,2002 г.),Международном совещании "Влияние ионизирующих радиаций на экологию стран Кавказа" (Баку,2002 г.), Республиканской научно-технической конференции "Наука и связь" (Баку, 2002 г.).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 66 работ и получено 3 патента на изобретения, список которых приводится отдельно. Основные результаты опубликованы в журналах "Физика и техника полупроводников", "Письма в ЖТФ", "Электроника",

прикладная Физика", "Вестник Бакинского Университета", "Известия АН Азерб. Республики.", "Физика" и в сборниках статей БГУ.

Структура и объем диссертации. Диссертационная работа зстоит из введения, восьми глав, заключения, списка цитируемой птературы из 276 наименований. Она содержит 270 страниц ашинописного текста, 79 рисунков и 29 таблиц.

Личный вклад автора заключается: в установлении явления озникновения дополнительного электрического поля в приконтактиой бласти полупроводника реальных КМП, вследствие эмиссионной еоднородности вдоль ограниченной контактной поверхности; в азработке энергетических моделей и особенности токопрохождения на снове теории термоэлектронной эмиссии реальных КМП: в изобретении гюсобов измерений электрофизических и геометрических параметров ктивной периферийной области контактной поверхности реальных КМП;

проведении экспериментальных исследований электрофизических войств кремниевых выпрямляющих КМП, получении их зависимостей от емпературы контакта и концентрации примесей полупроводника с учетом лияния периферийных эффектов, в их отсутствии, по периферийное бласти контакта и при высоких обратных напряжениях.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснован выбор темы диссертации и ее актуальность, сформулирована цель работы и решаемые в ней задачи. Приведены основные защищаемые положения, научная новизна и практическая ценность полученных в диссертации результатов.

В первой главе приведен аналитический обзор литературы п развитию физических моделей выпрямляющих КМП. Описано развита теории КМП, в которых реализовались объективно существующи факторы, играющие активную роль при формировании потенциальног барьера. При этом было отмечено, что физическая модель реального КМ1 является более сложной по сравнению с обычно принимавшейся моделы идеального КМП. В реальных КМП следует учитывать тонки диэлектрический слой и плотные локализованные поверхностны состояния между металлом и полупроводником, неоднородное! электрофизических параметров вдоль границы раздела контактирующи материалов, электрическое взаимодействие эмиссионно неоднородны микроконтактов, а также между контактной поверхностью и свободным поверхностями металла и полупроводника. Проведенные широка теоретические исследования КМП с тонким промежуточны диэлектрическим слоем и плотным поверхностным состоянием, экспериментальная проверка теоретических результатов позволил установить одну из возможных причин больших значений коэффициент неидеальности, заметного отклонения токов насыщения от токо рассчитанных по идеализированной теории и других особенностс реальных КМП. Однако, экспериментальные исследования КМП б< диэлектрического зазора (изготовленных на основе силицидов или же ь сколотой поверхности полупроводника) показали, что аналогичнь особенности коэффициента неидеальности, тока насыщения и друп параметров реальных КМП остаются и в таких структурах. Пр исследовании реальных КМП с неоднородными электрофизическим параметрами вдоль контактной поверхности, общий контакт представляла как совокупность параллельно соединенных и электрическ невзаимодействующих однородных микроконтактов с различным параметрами. В действительности, эти микроконтакты находятся электрическом контакте и взаимодействуют друг с другом. Для сравнен» теоретических результатов с экспериментальными данными использовал усредненные электрофизические параметры по контактной поверхност неоднородных КМП. Такой подход, хотя в некоторых ситуациях является

иемлемым, в целом, не в состоянии интерпретировать разновидности ецифических особенностей реальных КМП.

На основе глубокого анализа результатов фундаментальных следований по созданию реальных контактов показано, что существуют и типа реальных КМП, в процессе изготовления которых: 1) не имулируется твердофазное взаимодействие между металлом и шупроводником; 2) металл образует с полупроводником твердые ¡створы; 3) металл образует химические соединения с полупроводником, пя первого типа КМП характерна структура металл-полупроводник, а для орого и третьего КМП - эта же структура, но вместо пленки металл,! >разуется соответственно пленка твердого раствора полупроводника г лалле или их химическое соединение.

Для первого типа КМП неоднородность границы раздела штактной поверхности обусловлена: 1) отличающейся "»металлографической ориентацией зерен в поликристаллической пленке еталла; 2) неравномерностью потенциального рельефа поверхности апупроводника; 3) наличием чужеродных атомов и молекул на границе гздела. Неоднородность контактной поверхности второго и третьего шов КМП определяется: 1)отличающейся кристаллографической риентацией зерен в поликристаллической пленке металла, твердого аствора и (или) химического соединения; 2) рельефом поверхности олупроводника; 3) сегрегацией полупроводника на границах зерен вердого раствора полупроводника в металле и (или) химических оединений; 4) наличием участков, содержащих химические соединения и лли) твердые растворы полупроводника в металле, отличающиеся по оставу.

Теоретические и экспериментальные данные о величинах работ ыхода, полученных разными методами, для простых веществ многих имических элементов (поликристаллических и монокристаллических), ;имических соединений (поликристаллических и монокристаллических) и вердых растворов (поликристаллических и монокристаллических) обраны в известных трудах В.С.Фоменко. Значения работ выхода всех фостых веществ, химических соединений и твердых растворов находятся, 1 основном, в интервале 2-6 эВ. В то же время твердо установлено, что рани монокристаллов, имеющие различные кристаллографические >риентации, обладают разными значениями работы выхода. Для данного ¡ещества работа выхода грани тем больше, чем плотнее расположена 1томы на этой грани монокристалла. Разница в работе выхода I" ¡ависимости от кристаллографических ориентацией достигает около 1 эВ.

а наличие на поверхности тела мономолекулярного слоя чужеродны атомов может приводить к изменению работы выхода на несколько э! Например, работа выхода \У при мономолекулярных покрытия атомами Сз уменьшается от 4,5 эВ до 1,6 эВ, а уже при двух-тре мономолекулярных покрытиях она становится равной работе выхода С Значит, величина работы выхода является константой, характеризующе не только вещество, но и структуру и состояние его поверхиосп Поэтому целесообразно говорить не о работе выхода вещества или тела, о работе выхода определенной поверхности тела.

Потенциальные барьеры КМП, изготовленных на основе Б!, ОаА и др., формируются при нанесении металлических покрытий толщино до 1-4 атомных монослоев, а дальнейшее увеличение количества атомны монослоев не оказывает влияние на значение высоты потенциальног барьера.

Таким образом, реальный КМП с определенной площадью практически всегда состоит из совокупности параллельно соединенных и электрически взаимодействующих микроконтактов с различными локальными высотами потенциальных барьеров. Следовательно, из-за эмиссионной неоднородности границы раздела и ограниченности контактной паверхности, в приконтактной активной области полупроводника реальных КМП возникает дополнительное электростатическое поле, которое непосредственно участвует при образовании потенциального барьера. Напряженности этого поля вполне соизмеримы с напряженностью электрического поля в активной области идеальных ДШ и направлены противоположно для различных участков с неодинаковыми высотами потенциальных барьеров реального КМП.

Было рассмотрено образование потенциального барьера е неоднородном КМП с учетом эмиссионной неоднородности границы раздела и ограниченности контактной поверхности в отдельности. Для определенности, при рассмотрении образования потенциального барьера с учетом эмиссионной неоднородности использована структура КМП с полупроводником п-типа, состоящая из двух сортов участков с различными высотами барьеров ФВ1 и ФВ2, где Фш < Фю-

Показано, что при Фш « 0 и Фв2 >0, в случае отсутствия взаимодействия между участками с различными высотами барьера, согласно модели Шоттки участок с Фщ имеет омическое свойство, а участок с ФВ2 - выпрямляющее свойство. А в случае электрического взаимодействия участков возникает дополнительное электрическое поле

приконтактной области полупроводника, следовательно в области детка с Фв] образуется потенциальный барьер с высотой ДФш и высота эьера участка с ФВ2 уменьшается под действием силы изображения с „том дополнительного поля на величину ДФв2- При этом, расстояние хм1 ксимума высоты барьера от поверхности металла для участка с Фш товится намного больше того же расстояния х„2 для участка с ФВ2-¡щий КМП с такими участками Фщ и ФВ2 становится выпрямляющим.

При Фв! > 0 и Фвг >0, в случае не взаимодействия участков с ^личными высотами барьера, по модели Шоттки эти участки с Фш и с 12 имеют выпрямляющие свойства. А в случае электрического шмодействия участков, возникает дополнительное электрическое поле в иконтактной области полупроводника, следовательно, высота барьера астка с Фш увеличивается на величину АФщ и высота барьера участка с 12 уменьшается под действием силы изображения с учетом полнительного поля на величину АФвг- При этом, расстояние хм1 ксимума высоты барьера от поверхности металла для участка с Фш кже становится намного больше того же расстояния х„2 для участка с !2-

При рассмотрении образования потенциального барьера с учетом раниченности контактной поверхности, использована структура КМП с инаковой высотой потенциального барьера Фв вдоль контактной верхности. Показано, что в периферийной приконтактной области лупроводника, из-за электрического взаимодействия между контактной верхностью с высотой барьера ~ 1 эВ и примыкающими к ней ободными поверхностями металла и полупроводника с работой выхода ~ 5 эВ возникает дополнительное электрическое поле. Напряженность ого дополнительного поля направлена от контактной поверхности КМГ1 свободным поверхностям контактирующих материалов. При Фв«0, в риферийной приконтактной области полупроводника под действием полнительного поля образуется потенциальный барьер с высотой АФВ. един КМП становится неоднородной по высоте барьера и имеет два шческого и выпрямляющего участка. При Фв>0, под действием полнительного поля высота барьера по периферии контакта еличиваегся на величину ДФВ.

Подробно проанализировано влияние глубины проникновения полнительного электрического поля в полупроводник на образование ггенциального барьера неоднородного КМП.

Во второй главе представлены результаты исследований токопрохождения в выпрямляющих КМП с эмиссионной неоднородностью границы раздела и ограниченной контактной площадью. Были проанализированы основные положения теории термоэлектронной эмиссии, диффузионной теории, теории полевой и термополевой эмиссии и рекомбинационные и генерационные токи в идеализированных ДШ. Обоснована преобладающая роль теории термоэлектронной эмиссии в токопрохождении в реальных выпрямляющих КМП.

Выявлены особенности токопрохождения в КМП с неограниченной площадью, на простейшем примере контактной поверхности металла, содержащей участки лишь двух сортов с одинаковой конфигурацией и локальными работами выхода Фм) и Фм2, правильно чередующиеся на этой поверхности. Показано, что если контакт образуется между металлом с Фм1 и Фш и полупроводником п-типа с работой выхода Фп, где выполняется условие Фм2>Фм1>Фп, то при отсутствии их взаимодействия, в приповерхностном слое полупроводника образовались бы из неподвижных объемных зарядов запирающие слои с глубиной (11 для участков с Фш и с глубиной с]2 для участков с Фш, где с12>с1]. В действительности, из-за взаимодействия участков поверхности металла с ФМ] и ФМ2 возникает электрическое поле пятен, которое проникает в полупроводник на глубину 10. В результате этого, если с!1< 10<с12, то для участков с ФМ1 обедненный слой расширяется на глубину 10 и образуется дополнительный потенциальный барьер на величину АФоь максимум которого находится на расстоянии хМ] от поверхности металла, а для участка с ФМ2 высота барьера уменьшается на величину ДФ02 под действием силы изображения, и его максимум находится на расстоянии х ы2<хМ|.

При приложении внешнего прямого напряжения, напряженности внешнего поля ЕВ[1 и поля пятен Еп в обедненном слое полупроводника для участка с Фм) направлены параллельно. С ростом напряжения высота барьера уменьшается на величину qU для электронов, эмитгированных из полупроводника в металл. В то же время сама высота барьера в области контакта для участков с ФВ1 увеличится на величину Д т.е.

АФЛ1=АФ01+Д(?С/ где Д -коэффициент пропорциональности, ц- заряд электрона.

А для участка с ФВ2 уменьшение ДФВ2 высоты барьера с ростом и феделяется влиянием силы изображения и выражается по формулой

ДФЛ2 = д

и„-и-

кТ

1е N0 - концентрация примесей в полупроводнике, а ^диэлектрическая юницаемость полупроводника, Т- абсолютная температура, и0-{ффузионный потенциал, к- постоянная Больцмана.

Согласно теории термоэлектронной эмиссии, зависимость ютности тока 1ь состоящей из суммы плотностей токов 1п и 1Р2 двух ютветствующих участков, от прямого напряжения 1Г для общего »нтакта выражается формулой:

= /,, + /,, = АГ

ехр

Фв. + АФш+Д'?^

+ ехр -

ФК,-ДФ„

ехр(~—)-1

кТ ) \ кТ 1е А - постоянная Ричардсона.

При приложении внешнего обратного напряжения, напряженности 1ешнего поля ЕВн и поля пятен Еп в обедненном слое полупроводника 1я участка с Фш направлены противоположно. С ростом напряжения до [ачения иКР, дополнительное поле частично компенсируется внешним >лем и дополнительно накопленные электроны на границе раздела для [астка с ФМ1 постепенно освобождаются. Это означает, что при и < иКР де (1 > (10, через участок с Фш обратный ток не протекает. А при и > а», где (1 < <!]), через этот участок контакта начинает протекать обратный |К. С ростом напряжения высота барьера в области контакта для участка с з1 уменьшается на величину /?2 т.е. дфл1 = АФГЛ - /32д11, где Д, <1.

А для участка с ФВ2 высота барьера уменьшается на величину Ёвг, под действием силы изображения, с учетом 11<0.

Согласно теории термоэлектронной эмиссии, зависимость ютности тока от обратного напряжения и для общего контакта фажается формулой:

, =/и +1Ю=АТ* ехр| ^

кТ

кТ

АТ2 схр

ФВ2 -АФва

кТ

-ехр -

( $Е?\

кт)

где ис=и при и< ик? и ис=иКр прии>иКр.

В этой формуле, внешйее напряжение и=ис компенсирует приращение высоты барьера, обусловленное накоплением на границе раздела свободных электронов для участка с Фв] в области Мь При 0<ис<иКр, обратный ток через этот участок контакта не протекает. В прямом направлении ис = 0.

Когда дополнительное электрическое поле проникает в полупроводник на глубину 1 <ёь критическое напряжение отсутствует (иКР = 0 и 11с - 0) и как прямые, так и обратные токи начинают протекать через участок с ФВ1 контакта сразу же с ростом напряжения, начиная от нуля.

При образовании контакта между металлом с ФМ1 и Фш и полупроводником п- типа с работой выхода Фп, где выполняется условие Фм2>Фм1 «Фп, в случае отсутствия поля пятен, в приповерхностном слое полупроводника участков с ФМ2 образовался бы из неподвижных объемных зарядов запирающий слой с глубиной ё 2, а для участков с Фш отсутствовал бы приповерхностный запирающий слой и они обладали бы омическими свойствами. В действительности, из-за взаимодействия участков поверхности металла с Фш и ФМ2 возникает дополнительное электрическое поле, которое проникает в полупроводник на глубине 10. Напряженность поля пятен Ьп направлена от поверхности участка металла с ФМ1 к поверхности участка металла с Фш- Под действием поля пятен свободные электроны в приконтактной области полупроводника для участка с Фм1 накапливаются на границе раздела и, следовательно, образуется приконтактный обедненный слой на глубине 10 и в нем потенциальный барьер на высоту ДФвь максимум которого находится на расстоянии хМ| от поверхности металла. А для участка с Фш высота барьера уменьшается на величину ДФв2,> как в случае влияния силы изображения, и его максимум находится на расстоянии х М2<хМ1-

Для установления особенности токопрохождения в КМП с ограниченной контактной поверхностью рассмотрен узкий КМП, где основное электрическое поле, возникающее из-за контактной разности потенциалов между контактирующими поверхностями металла и полупроводника, и дополнительное электрическое поле, возникающее из-за контактной разности потенциалов между контактной поверхностью и примыкающими к ней свободными поверхностями металла и полупроводника, охватывают всю приконтактную область полупроводника. Следовательно, в таких узких КМП основное и

пополнительное электрические поля вместе оказывают влияние как на эбразование потенциального барьера, так и на токопрохождение.

Показано, что при образовании узких КМП с однородной границей раздела, созданный на основе контакта металла с работой выхода Фм и полупроводника п-типа с работой выхода Фп (с электронным сродством X), согласно модели Шотгки, в случае Фм-Фп~0 (ФП=ФМ - у)

отсутствует обедненный слой, следовательно, узкий КМП обладает омическими свойствами. В действительности, между контактной поверхностью и примыкающими к ней свободными поверхностями металла и полупроводника возникает контактные разности потенциалов на величины (Фм-ФзУя и (Фп-Фп)/ц, следовательно, в приконтактной области полупроводника на глубине 10 образуется дополнительное электрическое поле. Напряженность дополнительного поля Ед направлена от контактной поверхности металла к свободным поверхностям металла и полупроводника через приконтактную область полупроводника. При этом в приконтактной области полупроводника максимум потенциального барьера находится на относительно большом расстоянии (хмо) от поверхности металла, чем это следует из влияния силы изображения для идеального диода Шоттки.

Согласно теории термоэлектронной эмиссии, в случае отсутствия внешнего напряжения, через границу раздела с единичной площадью в противоположных направлениях проходят токи 10 :

АФ „, '

/„ = ЛТ~ ехр

кТ

При приложении внешнего прямого напряжения и>0 (плюс к металлу), в обедненном слое полупроводника направления напряженностей внешнего поля ЕВн и дополнительного поля Ед совпадают. Для электронов, эмитированных из полупроводника в металл высота барьера уменьшается на величину . В тоже время сама высота барьера увеличивается на величину ¡5 ]ц11 , т.е. дфд = дф^ + р^и, где р, < 1.

Согласно теории термоэлектронной эмиссии, зависимость плотности тока 1Г от и в прямом направлении выражается формулой:

, , ДФ„

/.. =■ АТ ехр--

/■ И кТ

ехр

цЦ_ кТ

-1

ехр

О -А)<]Ц кТ

•ехр]

Ряи

кТ

= АТ2 ехр -

- ¡О ехр

&ФП1+рхди]

кГ

-1

ди

п.кТ

При приложении внешнего обратного напряжения 1К0 (минус к металлу) напряженность внешнего поля ЕВц и дополнительного поля Ед в обедненном слое полупроводника направлены противоположно. С ростом напряжения дополнительное поле частично компенсируется внешним полем и следовательно, уменьшается количество свободных электронов, накопленных на границе раздела. При этом уменьшается и высота потенциального барьера для электронов, идущих через контакт в противоположных направлениях. Обратный ток начинает протекать лишь в том случае, когда ЛФво полностью компенсируется внешним напряжением иК]>. При и>иКР обратный ток имеет омический характер.

При Фм > Фц, согласно модели Шоттки, в приконтактной области полупроводника образуется обедненный слой с глубиной 4 и в нем формируется потенциальный барьер с высотой Фв и его максимум находится на хмо. Если возникающее дополнительное электрическое поле проникает в приконтактный слой полупроводника на глубину 10>с10, то потенциальный барьер увеличивается на ЛФво и его максимум находится на достаточно большом расстоянии х м> хмо. При этом под действием дополнительного электрического поля свободные электроны за пределами с!0 накапливаются на границе раздела.

При приложении внешнего прямого напряжения, напряженности внешнего поля ЕВц и дополнительного поля Ед в обедненном слое полупроводника направлены параллельно. С ростом напряжения высота барьера уменьшается на величину ци для электронов, эмитированных из полупроводника в металл. В то же время сама высота барьера увеличится на величину Д^Ц т.е. АФД = ЛФда + , где ¡31<1. Согласно теории

термоэлектронной эмиссии зависимость плотности тока от прямого напряжения выражается формулой:

1г=АГех

к'Г

ех

кТ

кТ

ш

ф, кТ

к'Г

М1

кТ ,

Ч;сх1>

ди

1\кТ

Согласно теории термоэлектронной эмиссии, зависимость плотности обратного тока от I) выражается формулой:

/„ = А Т2 ех]

к

А1*сх

де ис=и при и<11КР и ис=иКр прии>Икр.

Когда дополнительное электрическое поле проникает в юлупроводник на глубину I < с!0, критическое напряжение 11кр - 0 (ис = 0) [ через узкий КМГ1 как прямой, так и обратный токи начинают протекать разу же с ростом напряжения, начиная от нуля.

В третьей главе дан подробный аналитический литературный >бзор по развитию физических моделей неоднородных КМП в период от [ервоначального точечного контакта до современных совершенных шоских КМП. Описана физическая картина конструктивно-ехнологических структур современных КМП, в которых образуются [ополнительные электрические поля. Изложены физические модели и 1еханизмы токопрохождения в реальных широких и узких КМП, [меющих хаотично распределенные неодинаковые высоты локальных ютенциальных барьеров вдоль контактной поверхности с ограниченной шощадью.

Когда ширина контактной поверхности металла составляет более 1ссколы<их микрометров, основное электрические поле, возникающее из-а контактной разности потенциалов между контактирующими юверхностями металла и полупроводника, и дополнительное лектрическое поле, обусловленное эмиссионной неоднородностью ;онтактной поверхности, охватывают всю приконтактную активную >бласть полупроводника. А дополнительное электрическое поле, юзникающее из-за контактной разности потенциалов между контактной юверхностью металла и примыкающими к ней свободными юверхностями металла и полупроводника, охватывает приконтактную шриферийную область полупроводника.

Для определенности сначала рассмотрен КМП с однородной раницей раздела, созданный на основе контакта металла с работой выхода Г>м и полупроводника п-типа с работой выхода Фп (с электронным :родством х )• Согласно модели Шоттки, КМП с полупроводником п-типа три Ф,\ГФп ~ 0 обладает омическими свойствами. Однако в (ействительносги, дополнительное электрическое поле, возникающее из-;а контактной разности потенциалов между контактной поверхностью и фимыкающими к ней свободными поверхностями металла (Фм-ФвУя 11 юлупроводника (Фп-ФвУя проникает в приконтактную периферийную )бласть полупроводника на глубину 10 и его напряженность направлена от сонтактной поверхности металла к свободным поверхностям металла и

полупроводника. В центральной области контактной поверхности дополнительное электрическое поле практически отсутствует. Под действием дополнительного электрического поля в приконтактной периферийной области полупроводника образуется приконтактный обедненный слой на глубине 10 и в нем потенциальный барьер с высотой АФво- Общий контакт представляется как параллельно включенные омический и выпрямляющий контакты. Максимум потенциального барьера выпрямляющей части контакта находится на относительно большом расстоянии (хмо) от поверхности металла, чем это следует из влияния силы изображения для идеального диода Шотгки. Согласно теории термоэлектронной эмиссии, в случае отсутствия внешнего напряжения через границу раздела периферийной диодной части общего контакта в противоположных направлениях проходят токи 1о, где

Здесь 50 - площадь диодной части общего контакта с площадью Б.

При приложении внешнего прямого напряжения и>0 (плюс к металлу), в обедненном слое диодной области полупроводника направления напряженности внешнего поля Еви и дополнительного поля Ед совпадают. Для электронов, эмитированных из диодной области полупроводника в металл высота барьера уменьшается на величину qU. В тоже время сама высота барьера увеличивается на

величину (31ци, т.е.

ЛФВ = АФ[Ю + ДдО',гдс

¡31 < 1. Согласно теории

термоэлектронной эмиссии, зависимость тока от напряжения в прямом направлении по периферии контакта выражается формулой:

V ехр

АФ ю+ДдЕ^

к'Г

ехр

иг

> 1(1 ехр!

ди

п{кТ

В то же время, через омическую часть с площадью Бом общего контакта протекает ток 10м с плотностью т.е. /ом = 5П Ток общего контакта 1Р выражается формулой:

'ОМ'^ОМ ■

АФ м+РдЦ) кТ

ехр

ди кТ

-1

+ ^ом^ом

По направлению от периферии к центру контакта высота потенциального барьера уменьшается. Поэтому с ростом напряжения 80м увеличивается

и Бо уменьшается. При ци <ДФво зависимость тока от прямого напряжения является нелинейной, а при яи > Д ФВо - линейной.

При приложении внешнего обратного напряжения и<0 (минус к металлу) напряженность внешнего поля ЕВц и дополнительного поля Ед в обедненном слое периферийной диодной области полупроводника направлены противоположно. С ростом напряжения дополнительное поле частично компенсируется внешним полем и, следовательно, уменьшается высота потенциального барьера в диодной области контакта для электронов, идущих через контакт в противоположных направлениях. Обратный ток в диодной области контакта начинает протекать лишь в том случае, когда ДФво полностью компенсируется внешним напряжением ию>. При и>иКР обратный ток диодной части с площадью 50 имеет омический характер. Наряду с этим, через омическую часть общего контакта протекает омический ток.

Согласно модели Шоттки когда Фм > Фп в приконтактной области полупроводника образуется обедненный слой с глубиной с!о и в нем формируется потенциальный барьер с высотой Фв, максимум которого находится на расстоянии хмо от поверхности металла. Под действием силы зеркального изображения Фв снижается на величину АФВ. В действительности, дополнительное электрическое поле проникает в прнконтактный периферийный слой полупроводника на глубину 10. В результате этого, в периферийной области потенциальный барьер увеличивается на ДФцо и его максимум находится на достаточно большом расстоянии х „> хмо. При этом, в случае 1о>(1о, под действием дополнительного электрического поля в периферийной области полупроводника свободные электроны за пределами с10 накапливаются на границе раздела.

При приложении внешнего прямого напряжения, высота барьера уменьшается на величину ци для электронов, эмиттированных из полупроводника в металл. В то же время сама высота барьера в периферийной области контакта увеличится на величину /? ^11, т.е. ДФШ = АФ„0 + РдТ] . В центральной области контакта величина ДФВ2

определяется влиянием силы изображения. Согласно теории термоэлектронной эмиссии, зависимость тока от прямого напряжения для общего контакта выражается формулой:

ехр

Фв+ДФ«.

< 8,.АТ2 ехр|

Ф,

кТ

ехр

+ &ехр -

ци

кТ

Фв-афВ2

кТ

ехр

кТ

В формуле коэффициенты §1 и g2 являются долями площадей участков с ДФВ) и АФвг от общей площади контакта, где §1 + g2 =1.Значение коэффициента неидеальности П] определяется из характера зависимости эффективной высоты барьера ФВр от напряжения. Остальные обозначения являются общепринятыми.

При обратном направлении, с ростом напряжения до значения иК[> дополнительное поле частично компенсируется внешним полем и дополнительно накопленные электроны на границе раздела периферийной области контакта постепенно освобождаются. Это означает, что при и < иКр, где (1 > с10), через периферию контакта обратный ток не протекает. А при и > иКр , где (1 < (1о), через периферию контакта начинает протекать обратный ток. С ростом напряжения высота барьера в периферийной области контакта уменьшается на величину ¡5 2 т.е. АФВ1 = ДФШ - Тогда

согласно теории термоэлектронной эмиссии, зависимость тока общего контакта от обратного напряжения выражается формулой:

= + 82^,2 = ХЛТ2

ех

ФВ+ДФЮ

кТ

ФВ~АФЫ

^1-ехрр

ч{и-ис)

кТ

кТ

1 — ехр -

вИ

кТ

Ф,

вд

кТ

ехр

ди \п1к'г

где и с—и при и<иКр и ис=иКр при и>иКр.

Когда I <с!о, критическое напряжение отсутствует (ии> =0 и ис = 0) и как прямые, так и обратные токи начинают протекать через периферию контакта сразу же с ростом напряжения начиная от нуля.

В узких, а так же и точечных, контактах металл-полупроводник КМП основное и дополнительное электрические поля охватывают всю приконтактную область и вместе оказывают влияние как на образование потенциального барьера, так и на токопрохождение в реальных КМП.

В реальных КМП, микроконтакты с различными локальными высотами потенциального барьера вполне хаотично распределяются вдоль контактной поверхности. Локальные высоты потенциальных барьеров этих микроучастков меняются в широком интервале, т.е. от Фвмин и до Фвиач, где Фвмин имеет настолько низкое значение, что микроучастки с Фвмин обладают омическими свойствами согласно модели Шоттки. При отсутствии взаимодействия микроучастков, общий контакт состоит из совокупности микроучастков с различными локальными высотами потенциальных барьеров Фв> ширинами обедненных слоев ^ и уменьшения высот барьеров ДФд| под действием силы зеркального изображения. В действительности, микроучастки с различными локальными высотами барьера взаимодействуют и, следовательно, между ними возникают дополнительные электрические поля, напряженности которых направляются от поверхности металла микроучастков с низкой высотой барьера к поверхности металла микроучастков с высокой высотой барьера, проходя через приконтактную область полупроводника. При этом, высоты барьеров и расстояние их максимумов от поверхности металла увеличиваются на величины ДФВ1 и х^ для микроучастков с низкими высотами барьера. Л для микроучастков с высокими потенциальными барьерами, высоты потенциальных барьеров и расстояния их максимумов от поверхности металла уменьшаются согласно нормальному эффекту Шоттки на величины Д Ф^ и хм(. В результате чего, КМП имеет единую ширину обедненного слоя с1м1х. При этом предполагается, что глубина проникновения 1 дополнительного поля не превышает ширину сЗмах.

В периферийной области реальных КМП напряженность дополнительного электрического поля направляется от контактной поверхности металла к свободным поверхностям металла и полупроводника через проконтактную область полупроводника. Поэтому в этой области контакта для всех микроучастков высота барьера и ее максимум увеличиваются.

Из вышеизложенного следует, что несмотря на то, что количество микроучастков с различными локальными высотами барьеров в реальных КМП достаточно большое, общий контакт по изменению высоты барьера с напряжением делится на две части. Изменение высоты барьеров микроучастков первой части общего контакта, из металлической контактной поверхности которых выходят напряженности дополнительных электрических полей, определяется аномальным эффектом Шоттки, а микроучастков второй части общего контакта, в металлическую контактную поверхность которых входят

напряженности дополнительных электрических полей, определяется, анологично идеальным диодам Шоттки, нормальным эффектом Шоттки. Обозначим усредненное значение локальных высот барьеров микроучастков первой части КМП через Фш и второй части через Фв2. А усредненное значение высоты барьера периферийной области КМП обозначим через Фв ь- С о отв етству ющ и е изменения высот барьеров первой, второй частей и периферийной области общего контакта под действием дополнительного поля и силы зеркального изображения, обозначим через А Фен , ЛФ02 и ЛФ<х • Зависимости изменения АФ01 и ДФвь высот барьеров от напряжения и для первой части и периферийной области КМП имеют линейный характер: ДФВ1=ДФ01±/Зди и АФнь = АФ01±/]ьди, где /?<1 и

знаки (+) в прямом и (-) в обратном направлении. Зависимость ДФв2 от и определяется влиянием силы изображения.

В прямом направлении, согласно теории термоэлектронной эмиссии ВАХ КМП выражается формулой

: 5/1 Т'

Я,ехр -

Фш+АФ01 + Д7СЛ кТ )

+ 8г ехр

Ф,у; ~ АФн кТ

+ К,, ехр

Ф„ +ДФ 01.+Р,.чи

кТ

= Х^.ЛТ1 ехр

кТ

/№.ехр

уп,кТ

В формуле коэффициенты §ь §2 и (где ё; + + доли общей площади 8 контакта.

Обратная ветвь ВАХ реальных КМП термоэлектронной эмиссии описывается формулой:

¡я = gJIlX + gг1Rl + gJнL =

=1) - действующие

согласно теории

: &4Г

шI схр -

ФМ+АФ01

-Ряи

+ -

+ £/.ехр -

кТ кТ

+ АФ о/.

1 - ехр -

ЗЁ. кт

ф,

■РМ)

кт

1-ехр -

д(и-ис)

кТ

= БКАТ2ехр\-

Ф;« - РкФ

кТ

1-ехр

дЦ кТ

/шехр

яи

пКкТ )

гдеис=и при и<икс и 11с=икр прии>11кр.

Зезразмерного коэффициента (пк) при и=3 В, экспериментальной (Аэ) и теоретической (А) постоянной Ричардсона.

Коэффициент неидеальности пР и безразмерный коэффициент Пя зыражаются формулами: п и „ = —

У 1-А. * Рп

В формуле, внешнее напряжение и=ис компенсирует приращение зысоты потенциального барьера периферийной поверхности с ФВь эбусловленное накоплением свободных электронов в области 1>с1мах на границе раздела. При 0<ис^иКр обратные токи через периферийную поверхность с ФВь не протекают.

Представлены результаты численных расчетов и уникальных экспериментальных исследований, проведенных с помощью сканирующих электронных микроскопов и других технических средств в известных научных центрах, и ряд особенностей токопрохождения в реальных КМП с дополнительным электрическим полем.

В четвертой главе на основе физических моделей и механизмов токопрохождения, изложенных в предыдущей главе описаны специфические особенности таких электрофизических параметров реальных выпрямляющих КМП, как высоты потенциального барьера, коэффициент неидеальности прямой ветви ВАХ, безразмерный коэффициент обратной ветви ВАХ, сопротивление контакта, постоянная Ричардсона, термический коэффициент высоты барьера, напряжение пробоя. Отмечено, что в большинстве случаев, измеренные параметры реальных выпрямляющих КМП идентифицируются соответствующими параметрами идеализированных КМП. В действительности, как это следует из изложенных в предыдущих главах, при определении электрофизических параметров реальных выпрямляющих КМП необходимо измерить их действующие значения. При этом, возникает необходимость измерения электрофизических параметров общего контакта, его периферийной и центральной областей в отдельности.

Были разработаны методы измерения периферийных токов и действующих площадей реальных выпрямляющих КМП. Согласно этим методам, токи периферийных эффектов выпрямляющих КМП измеряются с помощью линейной плотности периферийного тока. Для этого используются два идентичных КМП с площадями Б] ,32 и с длинами периферии контактов Ъ] и Ь2, через которые протекают токи 1| и Ь соответственно. Если количество КМП с Б] , суммарная площадь, которых равна площади идентичного им КМП с составляет N1, имеют место следующие выражения:

и д <жг

Когда через КМП с площадями Si и S2 протекают токи ISi и Is? без влияния периферийных эффектов и токи lLi и IL2 под влиянием лишь периферийных эффектов, тогда общие токи Ji и Ь КМП выражаются как:

h = + ¡И И 72 = Л-2 + !L2 Для идентичных КМП справедливо отношение: IS2 = NIS]. Следовательно, периферийный ток IL , протекающий через длину L = NLl-L2 периферии контакта определяется выражением:

h = ЛгЛл - = N{1, - /,,)- (/2 - Is2) = N1, -12 Линейная плотность (JL) тока КМГ1, обусловленного лишь периферийными эффектами определяется формулой:

j =L=EizL

1 L Ж,-12

Следовательно, токи 1Ы и I и КМП с длинами периферии контактов Li и Ь2 выражаются как 11л — J\LX и //2 = J^.

Вклады периферийных токов gi и g2, вносимые в общие токи КМП с площадями Si и S2 определяются формулами в

&=Амоо и g2=^-100

1 j Ly

Общие периферийные токи ILSi и ILS2 КМП с диаметрами Li и L2 определяются формулами:

¡ш = +

/<, л i

S2¡

\s2s )

Ьг

„ hl » +

V\s- )

При достаточно малых значениях геометрических размеров выпрямляющих КМП, порядка нескольких микрометров, влияние периферийных эффектов, обусловленных дополнительным электрическим полем, возникающим из-за контактной разности потенциалов между контактной поверхностью и к ней примыкающими свободными поверхностями металла и полупроводника, охватывает всю приконтактную область полупроводника . Геометрическая • контактная площадь таких КМП являются и эффективной площадью для периферийного тока.

Если геометрическая площадь КМП с So является эффективной, т.е. So= Soi. = S0s , тогда при известных значениях токов I0l, II, los и Is, эффективные контактные площади SL и Ss идентичного ему КМП аналитически определяются формулами:

S, = =Í?íL/ и

L j L j l. I л ж i

'ol 'or, 'os 'os

Эффективные контактные площади SL и Ss выпрямляющих КМП можно определить и графическим путем. Для этого строятся теоретические линейные зависимости соответствующих токов ÍLT и ISx, КМП от их контактной площади, которые проходят через токи I0l и I0s для КМП с геометрической площадью S0. На графике наносятся точки, соответствующие токам IL и Is. Проведя через эти точки линии, параллельные к оси абсцисс до пересечения с линией зависимости токов Ilt и Íst от площади КМП, находят эффективные значения SL и Ss по оси абсцисс.

Ширина h активной области периферийной контактной поверхности выпрямляющих КМП с различной площадью остается практически одинаковой, если линейные размеры контакта г« L. При этом, h определяется с помощью простого выражения:

h = Sl/L .

Таким образом, используя значения токов и действующих площадей соответствующих частей реальных КМП определяются их электрофизические параметры по известным формулам для идеализированного КМП. Показано, что при высокой степени неоднородности выпрямляющего КМП, имеет место расхождения его высот барьеров, измеренных различными методами. Преждевременный пробой реальных выпрямляющих КМП происходит вследствие аномального эффекта Шоттки.

Представлены результаты измерений электрофизических параметров выпрямляющих КМП, изготовленных на основе различных контактных структур, которые находятся в согласии с действующими параметрами реальных КМП.

В пятой главе дан литературный обзор по результатам экспериментальных исследований токопрохождения в реальных диодах Шоттки. Анализированы расхождения между результатами экспериментальных исследований и теоретическими положениями токопрохождения в однородных ДШ. Далее, представлены экспериментальные результаты исследований токопрохождения (при наличии и при отсутствии периферийных эффектов, через периферийную контактную поверхность и в больших обратных напряжениях) в ДШ с диаметрами 6, 10, 20, 60, 100, 200, 500 и 1000 мкм, изготовленных методом стандартной фотолитографии на основе

контакта металлов (Al, Au, Ni, Си, Cr, Ti, V) с поверхностью (111) кремния n-типа и с удельным сопротивлением 1 Ом см. Пленки металлов имели достаточно большую площадь, перекрывающую диэлектрический слой Si02 по периферии окон для предотвращения искривления приповерхностного обедненного слоя полупроводника по периферии контакта.

Экспериментальное исследование токопрохождения при прямом направлении в ДШ показало, что прямые токи ДШ состоят из суммы двух составляющих токов, протекающих через периферийный участок (Ifl) и внутренний участок (lis) контактной поверхности. Прямые ветви ВАХ ДШ выражаются формулой:

gj. exp

Ф/Л + ,

kT

exp -

Ф hs+PS^U

kT

exp

Ж

IkT

= SsAT2 exp

Ф,.

kT

exp

qu

nFkT

= /„,- exp

qU nFkT

Численные значения соответствующих параметров в формуле для ДШ с различными диаметрами представлены в таблицах 5.1 и 5.2.

Таблица 5.1

d N «OF Фвр nF Rc , JL II Is lis g(U

мкм А эВ Ом.см А/мкм А А А %

6 27778 5.10Ш 0,588 1,02 15,0 2,09.10" 3,94.1а"1 1,06.10"1и 5,0.10'" 79

10 10000 1,1.10'9 0,594 1,04 19,2 2,57.10" 8,08.10-'° 2,92.10"10 1,03.10'9 74

20 2500 3,4.10"9 0,600 1,02 24,6 3,57.10" 2,24.10"9 1,16.10 е 2,85.10-" 66

60 278 1,9.10 е 0,613 1,07 41,5 4,63.10" 8,72.109 1,03.10® 1,11.10-" 46

100 100 4,7.10"8 0,616 1,07 46,4 6,02.10" 1,89.10"8 2,81-Ю8 2,40.10'8 40

200 25 1,5.1 ОТ' 0,622 1,04 56,5 5,97.10" 3,75.10 s 1.13.10'7 4,76.10'8 25

500' 4 ' 8,0.10"' 0,626 1,02 64,9 6,37.10" 1,00.10"7 7,00.10"7 1,27.10'' 12

1000 1 3,0.10 е 0,628 1,02 69,2 6,37.10" 2,00.10"7 2,80.10* 2,54.10"7 7

Таблица 5.2

С1 Эз Фвэ Пз 9(1з) Р?С1_ д(Ы д(^)

мкм см2 эВ Ом. % см2 мкм ЭВ Ом. % %

см2 см2

6 2,82.10' 0,628 1,02 70,5 21 2,83.10"' - 0,588 1,02 15,0 100 100

10 7,79.10'7 0,628 1,02 70,5 27 5,80.10"7 - 0,588 1,04 15,2 94 74

20 3,08.10"8 0,628 1,02 70,3 34 1,61.10* 2,57 0,588 1,03 15,1 84 52

60 2,74.10'5 0,628 1,01 70,1 54 6,27.10° 3,33 0,588 1,13 16,6 59 22

100 7,51.10"5 0,628 1,01 70,1 60 1,36.10"5 4,32 0,588 1,15 16,9 51 17

200 3,00.10'4 0,628 1,01 69,9 75 2,69.10"5 4,29 0,588 1,12 16,4 32 9

500 1,87.10'3 0,628 1,02 70,7 83 7,18.10"5 4,57 0,588 1,02 15,0 16 4

1000 7,48.10"3 0,628 1,02 70,7 93 1,44.10"4 4,58 0,588 1,02 15,0 9 2

Обратная ветвь ВАХ ДШ состоит из двух участков со лецифическими особенностями. В первом начальном участке ток (1ш) с аеличением напряжения медленно растет и с увеличением размеров энтакта эта зависимость ослабевает. Во втором участке ток ([К2) начинает □являться после приложения определенного напряжения и с ростом оследнего экспоненциально увеличивается. Первый участок (1К]) ВАХ Щ состоит из суммы токов, протекающих через периферийную площадь яы) и относительно внутреннюю площадь (ГК|) контакта, а второй тасток ВАХ состоит в основном из периферийного тока 12)- Таким эразом, обратные ветви ВАХ реальных ДШ описываются формулой:

1 1Ш + IК1 ~ ^/Ш + IШ IЫ.1 ~

Б^АТ

£/ е.хр

Ф,

-Рыяи

кт

+ ехр

кТ

1 - ехр -

кТ

Б^АТ1 схр| -

Фщ - РтЧи

1 - схр -

ч(и-ис)

кТ

■5мА7" схр]

5, ,.17"2 схр! -

кТ кТ

. 1

1—Р1 -—

I - ехр -

^ с)

кТ

1е, ис=1/ при и < икр и ис= иКр »2 -3 В при и>1/кр.

Между ФВь2 и существует следующая корреляция:

п,

Ф»/,2 =

= Ф

АЛ1

-РиЧУ

+

Численные значения соответствующих параметров в формуле для ДШ с различными диаметрами представлены в таблицах 5.3, 5.4 и 5.5.

Таблица 5.3

а N '«01 ФвР!1 Пт Л !ц кг! дОи)

мкм А эВ А/мкм А А А %

6 27778 6,00.10"'" 0,580 20,3 2,32.10"" 4,37.10"'" 1,63.10"10 6,0.10"'" 72,8

10 10000 2,00.10"9 0,576 20,5 4,95.10'" 1,56.10 е 4,44.10"10 2,13.10"9 77,8

20 2500 5,50.103 0,585 22,7 5,95.10"" 3,73.10"9 1,77.109 5,12.10"э 67,9

60 278 2,10.10 е 0,608 36,6 2,51.10'" 4,72.10"9 1,63.10'8 6,47.10"9 22,5

100 100 5,50.10® 0,609 38,3 3,18.10'" 1,00.10'8 4,50.10'8 1,37.10"а 18,2

200 25 2,00.10"7 0,612 55,5 3,18.10'" 2,00.10"6 1,80.10'7 2,74.10"3 10,0

500 4 1,16.10 е 0,614 52,9 1,27.10" 5,00.10"' 9,00.10"7 6,85.10"' 43,1

1000 1 4,60.10"6 0,614 76,6 1,27.10" 9,99.10"7 3,60.10"® 1,37.106 21,7

Таблица 5.4

с) ФвЭ! Пэ1 д(Ы эй, Ни Ф|.в1 Пи1 '"дф.О

мкм см2 эв % см2 мкм эВ % %

6 2,83.10"' 0,614 89,1 27,2 2,81.10"' 0,580 17,9 100 99,5

10 7,72.10"7 0,614 107 22,2 1,00.10"6 3,19 0,580 18,5 100 110

20 3,06.10"* 0,614 113 32,2 2,40.10"6 3,82 0,580 19,3 93,1 76,5

60 2,83.10"5 0,614 87,5 77,6 3,04.10 е 1,61 0,580 19,3 30,8 10,8

100 7,81.10"5 0,614 93,8 81,8 6,43.10 е 2,05 0,580 18,3 24,9 8,2

200 3,13.10"* 0,614 87,0 90,0 1,29.10"5 2,05 0,580 21,5 13,7 4,1

500 1,56.10"3 0,614 87,0 77,6 3,22.10"4 20,5 0,580 55,5 5,9 16,4

1000 6,25.10"3 0,614 87,0 78,3 6,42.10'4 20,5 0,580 55,4 3,0 8,2

Таблица 5.5

С1 мкм МО) А ш А 5|_2 см2 Фв1.2 эВ П|.2 Р?С1.2 Ом см2 мкм О)

6 3,2.10'" 2,0.10" 2,83.10"' 0,537 47,8 110 100

10 1,0.10'8 4,9.10"6 8,84.10"7 0,537 49,7 114 2,82 113

20 1,5.10"8 7,2.10"6 1,33.10"6 0,537 49,8 115 2,12 42,4

60 3,2.10"8 1,5.10"5 2,83.10"6 0,537 50,0 115 1,50 10,0

100 6,6.10"8 2,3.10"5 5,84.10"6 0,537 52,6 121 1,86 7,44

200 1,4.10"' 3,5.10"5 1,24.10"5 0,537 55,7 128 1,97 3,95

500 6,0.10"' 8.5.10"5 5,31.10'5 0,537 62,1 143 3,38 2,71

10ОО 1,7.10* 2,7.10 1,50.10'* 0,537 60,7 139 4,78 1,91

Толучено хорошее согласие между экспериментальными результатами и еоретическими положениями токопрохождения в реальных ДШ, зложенных в третьей главе.

> и1естой главе приведен литературный обзор по результатам кспериментальных исследований температурных зависимостей окопрохождения в реальных диодах Шоттки. Проанализированы асхождения между результатами экспериментальных исследований и еоретическими положениями токопрохождения в однородных ДШ. ^лее, представлены экспериментальные результаты изучения емпературных зависимостей в интервале 132-400 К токопрохождения при наличии и при отсутствии периферийных эффектов, через [ериферийную контактную поверхность и при больших обратных спряжениях) в ДШ с диаметрами 10, 40, 60, 100, 200, 500 и 1000 мкм., изготовленных на основе контакта никеля с поверхностью (111) кремния (-типа и с удельным сопротивлением 1 Ом см.

Показано, что при комнатной температуре прямые ветви ВАХ ДШ различными диаметрами изображаются прямыми линиями в юлулогарифмическом масштабе, а начальные участки обратных ветвей }АХ описывают медленное возрастание обратных токов с ростом тпряжения. При достаточно больших напряжениях, порядка 20-25 В, 1амного ниже теоретического значения напряжения пробоя 100 В, фоисходит резкое возрастание обратных токов ДШ. Эти особенности }АХ соблюдаются в ограниченных интервалах температур. Линейность фямой ветви ВАХ в полулогарифмическом масштабе сохраняется в штервале температур 222К -363 К, а традиционный вид начальных 'частков обратных ветвей ВАХ - в 267 К - 387 К. При относительно (ысоких температурах прямые ветви ВАХ приобретают нелинейный характер в полулогарифмическом масштабе, а при относительно низких емпературах деградируют, т.е. появляются избыточные токи при низких тпряжениях, а начальные участки обратных ветвей ВАХ приобретают ючти омический характер.

Характер температурной зависимости высоты барьера и соэффициента неидеальности ДШ зависит от выбранного интервала температур и от геометрических размеров выпрямляющего контакта. При »том, в зависимости от температуры направления изменения высоты карьера и коэффициента неидеальности становятся противоположными, г.е. низкому значению высоты барьера соответствует высокое значение соэффициента неидеальности и, наоборот. Однако, экспоненциальный характер 'зависимости,контактного сопротивления ДШ от температуры

сохраняется во всем интервале температур, где ВАХ ДШ имеет удовлетворительный вид. Между экспериментальным значением постоянной Ричардсона (А^ и Аю) и термическим

коэффициентом высоты барьера (атр и атя) ДШ в обоих

направлениях существует экспоненциальная зависимость. С ростом напряжения возрастание обратного тока ДШ происходит сильнее, чем это следует из уменьшения высоты барьера под действием силы зеркального изображения.

Установлено, что между теоретическими значениями (АР и Ак) и экспериментальными значениями (Аю и Аю) постоянной

Ричардсона ДШ имеется следующее соотношение

(а- Л (■

Аю = А,г ехр и Аю = А1{ ехр

атк

В первом приближении, для ограниченных температурных интервалов зависимость экспериментального значения Фвэ ДШ от температуры Т может быть представлена по формуле

Фвэ=Фв(Т)±ат.Т Из прямых ветвей и начальных участков обратных ветвей ВАХ ДШ с различными диаметрами (ф определены высоты барьеров Фщ- и Фвя в широком интервале температур. Их значения при комнатной температуре для различных ё приведены в таблице 6.1 и таблице 6.2, соответственно. Там же представлены значения коэффициента

Таблица 6.1

сУ мкм Фвя эВ П1 Омег/ Фвг(Т) ЭВ АФВР эВ aгf эВ/К А/К1 см' Ае АМсы?

10 0,564 1,09 12,8 0,514 0,050 1,71.10* 16,6 122

40 0,565 1,06 13,0 0,487 0,078 2,67.10* 5,56 126

100 0,578 1,09 22,7 0,491 0,087 2,98.10'* 3,82 124

200 0,577 1,10 21,9 0,544 0,033 1,13.10-* 31,85 119

500 0,583 1,07 26,5 0,544 0,039 1,34.10* 25,48 121

1000 0,584 1,05 27,9 0,555 0,029 9,93.10"5 38,22 122

неидеальности (п}), контактного сопротивления (Лс), высоты барьера по энергии активации (ФВ(Т)), термического коэффициента (ат),

4

Таблица 6.2

с* 1КМ Фвк эВ Ъ<3) Ф„(Т) эВ ЛФвй эВ «ст эВ/'К Аяэ А/К1 см2 А„ А/^см2

0 0,575 59,8 0,652 -0,770 -2,64.10-" 2550 117

40 0,579 80,9 0,621 - 0,420 -1,44.104 635 113

100 0,582 102 0,633 -0,510 -1,75.10"4 892 116

>00 0,585 125 0,617 -0,320 -1,10.10"* 414 115

500 0,586 144 0,620 - 0,340 -1.16.104 459 118

000 0,586 163 0,623 - 0,370 -1,27.10"4 510 116

Удовлетворительный вид ВЛХ ДШ, при отсутствии влияния паевых эффектов, сохраняется в ограниченных интервалах температур и : электрофизические параметры имеют следующие особенности.

Для прямой ветви ВАХ: высота барьера практически не зависит от мпературы; коэффициент неидеальности имеет значения больше, чем о следует из влияния силы зеркального изображения, и он увеличивается ростом температуры; экспериментальное значение постоянной трдсона приблизительно равно ее теоретическому значению.

Для обратной ветви ВАХ: высота барьера с ростом температуры :дленно уменьшается; безразмерный коэффициент становится почти в ¡а раза меньше его расчетного значения; экспериментальное значение »стоянной Ричардсона становится намного больше ее теоретического ачения; между экспериментальным значением постоянной Ричардсона и рмическим коэффициентом высоты барьера ДШ существует :споненциальная зависимость.

Высоты барьера для прямой и обратной ветвей ВАХ, [ределенных из зависимостей 150/ Т2 от 1/Т, отличаются.

Исследование температурной зависимости токопрохождения по :риферии контакта ДШ показало, что их электрофизические параметры леют следующие особенности.

Краевые эффекты оказывают влияние на свойства ДШ по ;риферийной площади контакта с шириной несколько микрометров и шады токов, обусловленных лишь краевыми эффектами, в периферийные (ки ДШ отличаются для прямой и обратной ветвей ВАХ.

Для прямой ветви ВАХ: высота барьера увеличивается с ростом температуры, коэффициент неидеальности имеет значения больше, чем то следует из влияния силы зеркального изображения, и он уменьшается

с ростом температуры, экспериментальное значение постоянно! Ричардсона становится меньше ее теоретического значения; межд; экспериментальным значением постоянной Ричардсона и термически» коэффициентом высоты барьера ДШ существует экспоненциальна: зависимость.

Для обратной ветви ВАХ: высота барьера с ростом температурь уменьшается; безразмерный коэффициент становится намного меныи его расчетного значения; экспериментальное значение постоянно! Ричардсона становится на несколько порядков больше е теоретического значения; между экспериментальным значение!* постоянной Ричардсона и термическим коэффициентом высоты барьер ДШ существует экспоненциальная зависимость;

Высоты барьера ДШ для прямой и обратной ветвей ВАХ определенных из зависимостей 1¿$/ I от 1/Т, отличаются.

Исследование токопрохождения в ДШ при больших обратны напряжениях показало, что:

- характер зависимости обратного тока ДШ от напряжения пр начальных низких и за ним следующих относительно больши напряжениях существенно отличается, но в обоих случая токопрохождение определяется механизмом термоэлектронной эмиссш Между первым и вторым участками обратной ветви ВАХ ДИ существует переходной участок, который становится более заметным ка при понижении температуры, так и при уменьшении геометрически размеров ДШ;

- при относительно больших напряжениях обратный ток Д1. практически полностью состоит из токов, протекающих черс периферийную контактную поверхность с шириной порядка микрометра, и с ростом напряжения он увеличивается экспоненциально

- высота потенциального барьера по периферии ДШ пр комнатной температуре становится приблизительно 60 мэВ меныи высоты барьера остальной части общей контактной поверхности, и он линейно уменьшается с понижением температуры в широком интервал Между термическим коэффициентом высоты барьера и измеренны значением постоянной Ричардсона по периферии ДШ существу« экспоненциальная зависимость, и значение периферийного термическог коэффициента становится на один порядок больше значен»: соответствующего коэффициента остальной части контакта;

- безразмерный коэффициент ВАХ ДШ с ростом температуры ачала уменьшается, а потом начинает увеличиваться. Зависимости жду Iuc/T2 и 1/Т изображаются ломанными линиями, состоящими из ух прямолинейных участков. Высота барьера ДШ, определенная из висимостей 1i2q/Т2 от 1/Т, соответствует высоте барьера при Т-0 К.

В седьмой главе изложен литературный обзор по результатам спериментальных исследований токопрохождения в реальных диодах оттки в зависимости от концентрации примесей полупроводника. Были ¡ализированы расхождения между результатами экспериментальных следований и теоретическими положениями токопрохождения в (еальных ДШ. Далее, представлены экспериментальные результаты учения токопрохождения (при наличии и при отсутствии периферийных )фектов, через периферийную контактную поверхность и при больших (ратных напряжениях) в ДШ с диаметрами 6, 10, 20, 60, 100, 200, 500 и 100 мкм., изготовленных на основе контакта никеля с поверхностью (111) »емния с различной концентрацией доноров (3,3.1014 - 2,5.1017 см"3).

Показано, что прямые ветви ВАХ ДШ с различными диаметрами )и различных концентрациях доноров в кремнии изображаются прямыми шиями в полулогарифмическом масштабе, а начальные участки ¡ратных ветвей ВАХ описывают медленное возрастание обратных токов ростом напряжения. При достаточно больших напряжениях, намного тже теоретических значений их напряжения пробоя, происходит резкое )зрастание обратных токов ДШ. Графический анализ и аналитический 1счет показывает, что токи обратной ветви ВАХ при больших шряжениях состоят в основном из периферийных токов ДШ.

Из прямых ветвей и начальных участков обратных ветвей ВАХ Ш с различными диаметрами были определены высоты барьеров ФВр и 'в/? при различных концентрациях примесей кремния. Их значения при энцентрации N¿=3,5.1016 см' для ДШ с различными диаметрами d риведены в таблице 7.1. Там же представлены экспериментальное (nF) и ¡оретическое (п[Т) значения коэффициента неидеальности, контактного мтротивления (Rc), экспериментальное (nR) и теоретическое (nRx) гачения безразмерного коэффициента при U=1B, теоретическое значение иеньшеиия высоты барьера (АФвт) силой изображения.

Показано, что теоретический линейный характер зависимости vie/кду Фвр и Nd1/4 почти сохраняется для ДШ с различными диаметрами. Однако, тангенсы углов наклона экспериментальных прямых становятся

больше теоретической прямой и он увеличивается с уменьшением диаметра ДШ.

Таблица 7.

и>о и<о

(У мкм Фве ЭВ Г>1 Пп Кс ОмсМ1 Фця эВ п2(1) п2т(1) АФвт эВ

6 0,559 1,02 1,02 4,99 0,557 27,1 105 0,029

10 0,566 1,01 1,02 6,41 0,572 28,7 105 0,029

20 0,570 1,03 1,02 7,62 0,570 43,9 105 0,029

60 0,582 1,00 1,02 11,7 0,576 43,3 105 0,029

100 0,581 1,01 1,02 11,5 0,580 58,0 105 0,029

200 0,587 1,00 1,02 14,4 0,583 45,4 105 0,029

500 0589 1,05 1,02 16,2 0,583 63,0 105 0,029

1000 0,589 1,08 1,02 17,0 0,585 58,6 105 0,029

Исследование токопрохождения в №-п81 ДШ с различными диаметрами в зависимости от концентрации примесей кремния показало следующие.

Характер корреляции между электрофизическими параметрами ДШ и концентрацией примесей кремния зависит от геометрических размеров выпрямляющей контактной поверхности.

Концентрационные зависимости высоты барьера и коэффициента неидеальности ДШ становятся сильнее, чем это следует от влияния силы изображения. С ростом концентрации примесей кремния, высоты барьера ДШ уменьшается, коэффициент неидеальности ВЛХ увеличивается и эти зависимости усиливаются с уменьшением диаметра ДШ. Концентрационная зависимость контактного сопротивления ДШ находится в согласии с механизмом термоэлектронной эмиссии токопрохождения.

При всех концентрациях примесей кремния, отклонение от насыщения обратных ветвей ВАХ ДШ становится сильнее, чем это следует из теоретически рассчитанного. Обратные ветви ВАХ четко разделяются на два участка. С ростом напряжения ток на первом участке увеличивается медленно, а на втором - резко. На первом участке, отклонение ВАХ от насыщения увеличивается (т.е. безразмерный коэффициент уменьшается) как с ростом концентрации примесей кремния, так и с уменьшением диаметра контакта ДШ. Резкое увеличение второго участка ВАХ происходит при низких напряжениях,

:ньших напряжения пробоя ДШ. Напряжение преждевременного пробоя анальное напряжение второго участка ВАХ при постоянном токе) еличивается с ростом концентрации примесей кремния.

Исследование токопрохождения в ДШ при отсутствии влияния 1аевых эффектов в зависимости от концентрации примесей кремния жазало следующие.

Концентрационные зависимости высоты барьера и коэффициента ¡идеальности ДШ становятся сильнее, чем это следует от влияния силы ;ображения. С ростом концентрации примесей кремния, высота барьера Щ уменьшается, коэффициент неидеальности ВАХ увеличивается, энцентрационная зависимость контактного сопротивления ДШ 1Ходится в согласии с механизмом термоэлектронной эмиссии |Копрохождения.

При всех концентрациях примесей кремния, отклонение от юыщения первого начального участка обратных ветвей ВАХ ДШ ановится сильнее, чем это следует из теоретически рассчитанного. На :рвом участке, отклонение ВАХ ог насыщения увеличивается (т.е. ;зразмерный коэффициент уменьшается) с ростом концентрации жмесей кремния.

Исследование токопрохождения по периферии контакта ДШ в висимости от концентрации примесей кремния показало следующие.

Действующая периферийная поверхность ДШ имеет ширину ^сколько микрометров. С ростом диаметра контакта ДШ от 6 мкм до )00 мкм вклад токов действующих периферийных поверхностей в общие жи ДШ уменьшается от 100 % до около 5 %.

Концентрационные зависимости высоты барьера и коэффициента .'идеальности ДШ становятся сильнее, чем это следует от влияния силы юбражения. С ростом концентрации примесей кремния, высоты барьера Ш уменьшается, коэффициент неидеальности ВАХ сначала уменьшается потом увеличивается. Концентрационная зависимость контактного шротивления ДШ находится в согласии с механизмом ¡рмоэлектронной эмиссии токопрохождения.

При всех концентрациях примесей кремния, отклонение от псыщения первого начального участка обратных ветвей ВАХ по гриферии ДШ становится сильнее, чем это следует из теоретически 1ссчитанного. На первом участке, отклонение ВАХ от насыщения зеличивается (т.е. безразмерный коэффициент уменьшается) с ростом эпцентрации примесей кремния.

Исследование зависимости токопрохождения в N¡-1181 ДШ от

концентрации примесей полупроводника при больших обратных напряжениях показало, что:

- характер зависимости обратного тока ДШ от напряжения при начальных низких и за ним следующих относительно больших напряжениях существенно отличается, но в обоих случаях токопрохождение определяется механизмом термоэлектронной эмиссии. С ростом концентрации интервал напряжения первого участка обратной ветви ВАХ ДШ уменьшается;

- вторые участки обратных ветвей ВАХ ДШ при относительно больших напряжениях практически полностью состоят из токов, протекающих через периферийную контактную поверхность с шириной порядка 1 микрометра, и при этом с ростом напряжения ток увеличивается экспоненциально;

- высота потенциального барьера по периферии ДШ становится меньше высоты барьера остальной части общей контактной поверхности, и эта разница увеличивается с ростом концентрации примесей кремния ;

- безразмерный коэффициент второго участка ВАХ ДШ с ростом концентрации примесей кремния уменьшается.

В восьмой главе изложен литературный обзор по результатам экспериментальных исследований деградации электрофизических свойств реальных ДШ. Были анализированы сложный характер деградации реальных ДШ в зависимости от конструктивно-технологических и климатических условий.

Показано, что деградация свойств ДШ органически связана с особенностями их энергетических структур. При большой контрастности эмиссионной неоднородности контактной поверхности реальных КМП, если их параллельно включенные и взаимодействующие микроучастки имеют достаточно большие размеры, то интегральная ВАХ обшего контакта содержит диодные и омические составляющие. Деградированная ВАХ таких КМП с площадью Л', состоящей из суммы диодного участка с площадью и омического участка с площадью Ь'ои, через которые протекают соответствующие токи и /0ц, где ¿о^/^, $аи =£>*> и gl+g2 -1, определяется формулой:

1 = 1п+[ом =£,&4Г2ехр

Фв-ДФЛ

ехр(^)-1

н кт'

+ §2'

ь

кТ

где Фв - высота потенциального барьера диодного участка, к- постоянная Больцмана, д- заряд носителя тока, А Фв - снижение

ДФд = д

ысоты барьера. С/ - приложенное напряжение, р - удельное опротивление полупроводника, I- толщина полупроводника.

Пели А Фи обусловлена влиянием силы зеркального изображения, о его зависимость от напряжения и описывается формулой:

8Л-2£4. А я )_

де, Ло - концентрация доноров в полупроводнике, £ .¡-диэлектрическая фоницаемость полупроводника, {Уд-диффузионный потенциал, знаки (-) и +) соответствуют прямому и обратному направлению.

Если же АФв обусловлена влиянием дополнительного лектрического поля, то его зависимость от напряжения и описывается формулой: АФн = ±Д/II, где р-безразмерный коэффициент, знаки (+) и -) соответствуют прямому и обратному направлениям.

Были построены вольтамперные характеристики КМП со ледующими приемлемыми значениями электрофизических параметров: Ив=0,65 эВ; ии =0,5 В; А=120 А см"2 К"2; Т=300 К; кТ=0,026 эВ; /3 =

<л=

),02;Мд=5,5 10'5 см"3; £,=10,6 10"!3 Кл В'1 см"1; иПРоБ=100 В; Ю"4 см

р=1 Ом см; Ь=0,03 см; =1- g2; §2=1; 0,99; 0,9; 0,5; 10"; 10"; 10"3; 10"4; О"5; 0; иПР=0-0,3 В; иОБ=0-100В.

Показано, что при увеличении §2 от 0 до 10"3, вклад тока шического участка практически не сказывается на прямой ветви ВАХ >бщего контакта, который имеет нормальные диодные свойства. Когда ¡2 > Ю"3 прямые ветви ВАХ ДШ начинает деградировать и при g2 > 0,5 (МП становится практически омическим. Однако, обратные ветви ВАХ ЗД1 сильно деградируют даже при «2 < 10"4 и при g2 > 10"3 ВАХ КМП 1рактически имеет линейный характер. КМП имеет нормальные шические свойства с симметричными линейными ВАХ при g2 > 0,5. Следовательно, при 0,5 > «2 > 10"3 прямые ветви ВАХ КМП имеют ;еградированный экспоненциальный характер и их обратные ветви имеют шнейный характер. При g2 < 10"3 прямые ветви ВАХ ДШ имеют юрмальный экспоненциальный характер и их обратные ветви ВАХ почти ю деградируют. А при 0,5 < g2 < 1 КМП имеют нормальные омические :войства с симметричными линейными ВАХ, однако их контактные юпротивления отличаются до двух раза.

Установлено, что экспериментальные ВАХ N¡-081 ДШ, имеющие юрмальные выпрямляющие свойства сильно деградирует как под действием термической обработки, так и при снижении температуры

образцов. При этом геометрические размеры контактов оказываю-существенное влияние на особенности деградации ВАХ ДШ. Результать термической обработки в течении 10 мин на электрофизические свойств; №-п81 ДШ представлены в таблице 8.1.

Таблица 8.1

Без отжига Тотж=300°С Тотж=400°С Тотж=450 °С

с! Фв п Яс Фв п Кс Фв п Яс Фв п Яс

мкм эВ Ом см2 эВ Ом см2 ЭВ Ом см2 ЭВ Ом см2

10 0,589 1,05 17,9 0,583 1,07 14,6 0,547 1,13 3,8 Деградация

20 0,592 1,09 21,2 0,588 1,06 17,3 Деградация Деградация

50 0,594 1,04 21,2 Д эграда ция Омическое Омическое

100 0,599 1,04 26,6 Омическое Омическое Омическое

С увеличением продолжительности термической обработю выпрямляющие свойства большинства контактов востановливаются Обнаружено, что после термической обработки при 300 °С в течение К минут ДШ с диаметрами меньше 20 мкм сохраняли свои нормальны! выпрямляющие свойства, а больше 20 мкм превращались в контакты < омическими и деградированными ВАХ, точнее, ВАХ контактов < диаметром 50 мкм были деградированными, а при 100 мкм обладаги чистыми омическими свойствами. Однако при дальнейшем увеличеши времени термической обработки до 60 минут наблюдалось, чтс выпрямляющие свойства этих контактов востановливаются. Но, при этол в зависимости от диаметра контактов требовалось различное врем) термической обработки. Выпрямляющие свойства контактов < диаметрами 50 мкм востановливаются после термической обработки 1 течении 20 минут, а у контактов с диаметром 100 мкм - в течении 5( минут.

Различие в температурной зависимости токопрохождения в ДШ I в омических контактах позволяет обнаружение наличия омически> микроучастков на границе раздела. Были исследованы температурные зависимости токопрохождения в ДШ с различными диаметрами I

интервале температур 141 - 311 К. Получено, что с ростом температурь начиная от комнатной, нормальные выпрямляющие свойства ДИ сохраняются. Однако, при понижении температуры ВАХ деградирует т.е. наблюдается избыток тока при начальных прямых напряжениях \ линейные участки начальной обратной ветви ВАХ ДШ, когорьп ог раничивается ^преждевременным пробоем.

ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ

В результате исследований электрофизических свойств реальных

жтактов металл - полупроводник получены следующие основные

>тоды:

Установлено явление возникновения дополнительного электрического поля в приконтактной области полупроводника реальных КМП, имеющих ограниченные контактные площади и состоящих из совокупности параллельно соединенных и электрически взаимодействующих микроконтактов с различными локальными высотами потенциальных барьеров. Напряженности дополнительных полей оказываются сравнимыми с напряженностью электрического поля в области ОПЗ идеальных ДШ и направлены противоположно для микроконтактов с различными локальными высотами потенциального барьера в реальных ДШ.

. Разработана физическая модель реальных КМП с дополнительным электрическим полем, согласно которой, независимо от степени сложности конфигурации контактной площади и распределения микроконтактов с различными локальными высотами барьера вдоль контактной поверхности, реальные ДШ представляются как совокупности параллельно включенных взаимодействующих двух участков с различными усредненными высотами потенциальных барьеров. Высоты барьеров первого и второго участков становятся, соответственно, ниже и выше усредненной высоты барьера по общей контактной поверхности ДШ, а их максимумы находятся на различных расстояниях от контактной поверхности металла. Зависимости высот барьеров этих двух участков от напряжения имеют различный характер.

. Разработан механизм токопрохождения на основе теории термоэлектронной эмиссии в реальных ДШ с дополнительным электрическим полем, согласно которому ток общего контакта состоит из суммы токов первого, имеющего усредненную низкую высоту барьера, и второго, имеющего усредненную высокую высоту барьера, участков. Токопрорхождение через первый участок реальных ДШ определяется аномальным эффектом Шоттки, а через второй участок - либо нормальным, либо же аномальным эффектами Шоттки. Токопрохождение по периферии контакта определяется аномальным эффектом Шоттки и обуславливает преждевременный пробой реальных ДШ.

4. Выявлены особенности методов определения электрофизических параметров реальных ДШ, согласно которым, в частности, между высотами потенциального барьера ДШ, измеренными методами ВАХ, ВФХ, ФЭ и ЭА существует расхождение, зависящее от степени эмиссионной неоднородности границы раздела контакта. Разработаны методы измерения периферийных электрофизических параметров и геометрических размеров активной периферийной контактной поверхности реальных ДШ.

5. Экспериментально установлено, что токи прямой ветви ВАХ кремниевых ДШ состоит из суммы двух составляющих токов с различными характерами, протекающих через периферийный участок с шириной в несколько микрометров и внутренний участок контактной поверхности. Для Сг-г^ ДШ коэффициент неидеальности ВАХ имел значения 1,02-1,07 и высота барьера периферийного участка с шириной 2-4 мкм становится на примерно 40 мэВ ниже от 0,628 эВ для остального участка контакта. С уменьшением диаметра ДШ от 1000 мкм до 10 мкм, вклад периферийного тока в ток общего контакта увеличивается от 9 % до 100 %. Линейная плотность периферийного тока ДШ, обусловленного лишь периферийными эффектами, составляет порядка 10"11 А/мкм.

6. Экспериментально установлено, что обратная ветвь ВАХ кремниевых ДШ состоят из двух участков со специфическими особенностями. В первом начальном участке ВАХ, ток с увеличением напряжения медленно растет и с увеличением размеров контакта эта зависимость ослабевает. Первый участок обратной ВАХ ДШ состоит из суммы токов с различными характерами, протекающих через периферийную площадь с шириной в несколько мкм и внутреннюю площадь контакта. Второй участок ВАХ состоит в основном из периферийного тока, который появляется после приложения определенного напряжения и экспоненциально увеличивается с ростом последнего, т.е. обуславливает преждевременный пробой.

7. Для Сг-п81 ДШ с ростом диаметра барьерного контакта от 6 мкм до 1000 мкм безразмерный коэффициент первого участка обратной ветви ВАХ увеличивается от 20 до 77 при напряжении 1 В и при этом высота барьера периферийного участка с шириной 2-3 мкм имеет значение примерно 35 мэВ ниже от 0,614 эВ дтя остального участка контакта. С уменьшением диаметра ДШ от 1000 мкм до 10 мкм, вклад периферийного тока в ток общего контакта увеличивается

от 3 % до 100 % при напряжении 0,1 В. Линейная плотность периферийного тока ДШ , обусловленного лишь периферийным эффектом, составляет порядка 3.10"11 А/мкм. Во втором участке ВАХ с безразмерным коэффициентом 50-60 ток начинает появляться после приложения напряжения 2-3 В.

Установлен различный характер температурных зависимостей в интервале 132-400 К токопрохождения при наличии и при отсутствии периферийных эффектов, через периферийную контактную поверхность и при больших обратных напряжениях в N¡-«81 ДШ. Показано, что особенности токопрохождения в ДШ при комнатной температуре, представленные в пп. 5-7, соблюдаются в ограниченных интервалах температур. Линейность прямой ветви ВАХ в полулогарифмическом масштабе сохраняется в интервале температур 222К -363 К, а традиционный вид начальных участков обратных ветвей ВАХ - в интервале 267 К - 387 К. При относительно высоких температурах прямые ветви ВАХ приобретают нелинейный характер в полулогарифмическом масштабе, а при относительно низких температурах деградируют, т.е. появляются избыточные токи при низких напряжениях, а начальные участки обратных ветвей ВАХ приобретают почти омический характер.

Характер температурной зависимости высоты барьера и коэффициента неидеалыюсти №-п81 ДШ зависит от выбранного интервала температур и от геометрических размеров выпрямляющего контакта. При этом, в зависимости от температуры направления изменения высоты барьера и коэффициента неидеальности становятся противоположными, т.е. низкому значению высоты барьера соответствует высокое значение коэффициента неидеальности и, наоборот. Однако, экспоненциальный характер зависимости контактного сопротивления ДШ от температуры сохраняется во всем интервале температур, где ВАХ ДШ имеет удовлетворительный вид. Между экспериментальным значением постоянной Ричардсона и термическим коэффициентом высоты барьера ДШ существует экспоненциальная зависимость.

). При отсутствии влияния краевых эффектов для прямой ветви ВАХ ДШ: высота барьера практически не зависит от температуры; коэффициент неидеальности увеличивается с ростом температуры: экспериментальное значение постоянной Ричардсона

приблизительно равно ее теоретическому значению. Для обратной ветви В АХ: высота барьера с ростом температуры медленно уменьшается; безразмерный коэффициент становится почти в два раза меньше его расчетного значения; экспериментальное значение постоянной Ричардсона становится намного больше ее теоретического значения; между экспериментальным значением постоянной Ричардсона и термическим коэффициентом высоты барьера ДШ существует экспоненциальная зависимость.

11. Обнаружено, что краевые эффекты оказывают влияние на свойства ДШ по периферийной площади контакта с шириной в несколько микрометров и вклады токов, обусловленных лишь краевыми эффектами, в периферийные токи ДШ отличаются для прямой и обратной ветвей ВАХ. Для прямой ветви периферийной ВАХ: с ростом температуры высота барьера увеличивается и коэффициент неидеальности уменьшается, экспериментальное значение постоянной Ричардсона становится меньше ее теоретического значения; между экспериментальным значением постоянной Ричардсона и термическим коэффициентом высоты барьера ДШ существует экспоненциальная зависимость. Для обратной ветви периферийной ВАХ: высота барьера с ростом температуры уменьшается; безразмерный коэффициент становится намного меньше его расчетного значения; экспериментальное значение постоянной Ричардсона становится на несколько порядков больше ее теоретического значения; между экспериментальным значением постоянной Ричардсона и термическим коэффициентом высоты барьера ДШ существует экспоненциальная зависимость.

12. Установлено, что между первым и вторым участками обратной ветви ВАХ ДШ существует переходной участок, который становится более заметным как при понижении температуры, так и при уменьшении геометрических размеров ДШ. При относительно больших напряжениях обратный ток ДШ практически полностью состоит из токов, протекающих через периферийную контактную поверхность с шириной порядка 1 микрометра, и с ростом напряжения он увеличивается экспоненциально. Высота потенциального барьера по периферии ДШ при комнатной температуре становится приблизительно на 60 мэВ меньше высоты барьера остальной части общей контактной поверхности,

и она линейно уменьшается с понижением температуры. Между термическим коэффициентом высоты барьера иизмеренным значением постоянной Ричардсона по периферии ДШ существует экспоненциальная зависимость, и значение периферийного термического коэффициента становится на один порядок больше значения соответствующего коэффициента остальной части контакта. Безразмерный коэффициент ВАХ ДШ с ростом

температуры сначала уменьшается, а потом начинает увеличиваться.

13. Выявлен различный характер зависимостей токопрохождения при наличии и при отсутствии периферийных эффектов, через периферийную контактную поверхность и при больших обратных напряжениях в 1чЧ-п81 ДШ от концентраций доноров кремния в интервале 3,3.10ы - 2,5.1017 см". Показано, что особенности токопрохождения в ДШ при комнатной температуре, представленные в пп. 5-7, соблюдаются в указанном интервале концентрации N0- С ростом концентрации примесей кремния, высота барьера ДШ уменьшается и коэффициент неидеальности увеличивается При этом теоретический линейный характер зависимости между высотой барьера и почти сохраняется для ДШ с различными диаметрами (6-1000 мкм). Однако, тангенс угла наклона экспериментальных прямых становится больше угла наклона теоретического прямого и он увеличивается с уменьшением диаметра ДШ. Концентрационная зависимость контактного сопротивления ДШ находится в согласии с механизмом термоэлектронной эмиссии токопрохождения. На первом участке обратной ВАХ безразмерный коэффициент уменьшается как с ростом концентрации примесей кремния, так и с уменьшением диаметра ДШ. Напряжение преждевременного пробоя ДШ уменьшается с ростом концентрации примесей кремния.

14, При отсутствии краевых эффектов концентрационные зависимости высоты барьера и коэффициента неидеальности ДШ становятся сильнее, чем это следует из влияния силы изображения. С ростом концентрации примесей кремния, высота барьера ДШ уменьшается, коэффициет" неидеальности ВАХ увеличивается, концентрациишгаа

зависимость контактного сопротивления ДШ находится в согласии С механизмом термоэлектронной эмиссии токопрохождения. При всех концентрациях примесей кремния отклонение от насыщения первого начального участка обратных ВАХ ДШ становится сильнее,

чем это следует из теоретического расчета. Безразмерный коэффициент уменьшается с ростом концентрации примесей кремния.

15. По периферии контакта ДШ концентрационные зависимости высоты барьера и коэффициента неидеальности ДШ становятся сильнее, чем это следует из влияния силы изображения. С ростом концентрации примесей кремния, высота барьера ДШ уменьшается, коэффициент неидеальности ВАХ сначала уменьшается и потом увеличивается. Концентрационная зависимость контактного сопротивления ДШ находится в согласии с механизмом термоэлектронной эмиссии токопрохождения. При всех концентрациях примесей кремния, отклонение от насыщения первого начального участка обратных ветвей ВАХ по периферии ДШ становится сильнее, чем это следует из теоретического расчета. Безразмерный коэффициент уменьшается с ростом концентрации примесей кремния.

16. Интервал напряжения первого участка обратной ветви ВАХ ДШ уменьшается с ростом концентрации. Токи второго участка обратных ВАХ ДШ практически полностью состоят из токов, протекающих через периферийную контактную поверхность с шириной порядка 1 микрометра и экспоненциально увеличиваются с ростом напряжения. Высота потенциального барьера по периферии ДШ становится меньше высоты барьера остальной части общей контактной поверхности и эта разница высот барьеров вдоль поверхности контакта увеличивается с ростом концентрации примесей кремния. Безразмерный коэффициент второго участка ВАХ ДШ с ростом концентрации примесей кремния уменьшается.

17.Установлена связь между деградацией ВАХ выпрямляющих ( и омических) КМП и эмиссионной неоднородностью коЕггактпой поверхности. В частности, показано, что при увеличении от 0 до 10'3 доли площади (&>) омического участка от общей площади ДШ с высотой барьера 0,65 эВ, вклад тока омического участка практически не сказывается на нормальной прямой ветви ВАХ участка ДШ, где

• При §2 > Ю-3, прямые ветви ВАХ ДШ начинают деградировать и при & > 0,5 становяться омическим. Обратные ветви ВАХ ДШ сильно деградируют даже при < 10"4 и при g2 > 10"3 обладают линейным характером. КМП имеет нормальные омические свойства с симметричными линейными ВАХ при > 0,5.

Получено, что ВАХ №-п81 ДШ, имеющие нормальные выпрямляющие свойства, сильно деградируют как под действием температуры (573 -723 К) и продолжительности (10-60 минут) термической обработки, так и при снижении температуры ДШ (ниже 273 К). При этом особенности деградации ВАХ сильно зависят от геометрических размеров ДШ. В частности, под действием термической обработки при температуре 573 К и в течении 10 минут ВАХ ДШ с диаметром 100 мкм приобретает омический характер, с диаметром 50 мкм

деградирует, а с диаметром 10 мкм сохраняет прежний характер.

Список публикаций по теме диссертации

1. Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. Исследование электрических свойств контакта поликристаллического металла с полупроводником. Письма в ЖТФ, 1978, т.4, в.5, с.275-277

2. Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. Влияние неоднородности на свойств« КМП. ФТП, 1978, т. 12, в. 10, с.2071-2073

3. Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. Влияние температуры подложки иг войства диода с барьером Шотгки. Ученые записки АТУ сер.физ.мат.наук, 1978, № 2, с.96-99

4. Мамедов Р.К. Зависимости электрических характеристик дподог Шоттки от технологических параметров и ориентацией полупроводника. Тезисы докладов 1У Реснубликанско? межвузовской конференции но физике, Баку, 1978, с.28

5. Мамедов Р.К., Аскеров Ш.Г. Влияние наличия омического элемент на свойства диодов с барьером Шоттки. Тезисы докладов 1> Республиканской межвузовской конференции по физике, Баку 1978, с.27

6. Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. Температурные зависимости параметров диодов Шоттки. Тезисы докладов II Республиканской конференции молодых ученых и специалиста! "Вопросы микроэлектроники и физика полупроводниковыз приборов", Тбилиси, 1977, с.41

7. Аскеров Ш.Г., Кадимов Г.Г., Мамедов Р.К., Мамишев Р.Т. Эфендиев К.И. Влияние температурного отжига на свойства диодо* Шотгки. Деп. в ВИНИТИ, №3273-77,1977, 10 с.

8. Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. О деградации ВАХ диодов Шотгки Тезисы докладов Всесоюзного научно-техническоп семинара"Пути повышения стабильности и надежносп микроэлементов и микросхем", Рязань, 1981, с.46-47

9. Аскеров Ш.Г, Мамедов Р.К., Кадимов Г.Г., Гурбанов А.А., Мамедо! P.M. Температурные зависимости различных параметров диодов < барьером Шоттки. Известия АН Аз.ССР, серия физ.тех.мат.наук 1981, № 1,с 83-87

10. Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. Поле пятен в контакте металл полупроводник, ФТП, 1982, т. 16, в. 9, с. 1722 , Деп "Электроника", 1982, № Р-3380/82,18 с.

11, Аскеров Ш.Г., Мамедов Р.К. Физические процессы на границ* раздела, определяющие надежность и деградацию приборов созданных на основе КМП. Тезисы докладов Всесоюзной

конференции "Физические основы надежности и деградации полупроводниковых приборов", Кишинев, 1982, с.ЗЗ :. Аскеров Ш.Г, Мамедов Р.К., Мамишев Р.Т. Конструктивно-технологический метод повышения надежности диодов Шотгки. Тезисы докладов Всесоюзной конференции "Физические основы надежности и деградации полупроводниковых приборов", Кишинев, 1982, с. 139 1. Мамедов Р.К., Аскеров Ш.Г. Новый подход к анализу электрофизических процессов, происходящих на границе раздела КМП. Труды Всесоюзной конференции по физике полупроводников, Баку, 1982, т.2, с.233-234 к Аскеров Ш.Г., Кадимов Г.Г., Мамедов Р.К. Влияние концентрации примесей полупроводника и площади контактов на различные параметры диодов Шотгки. Тем. науч. сборн. 'Неравновесные процессы в тв. телах и газовых плазмах", Баку,БГУ, 1983, с.30-34 >. Мамедов Р.К., Аскеров Ш.Г. Поле пятен и его влияние на свойства диодов Шотгки. . Тем. науч. сборн. "Неравновесные процессы в твердых телах н газовых плазмах", Баку, БГУ, 1983, с.78-80 ». Мамедов Р.К. Фотовольтаические явления в солнечных элементах, созданных на основе КМП с барьером Шоттки. Резюме докл. YII Международного совещания по фотоэлектрическим и оптическим явлениям в твердых телах, Варна, 1983, с.32-33 1. Мамедов Р.К. Влияние эмиссионной неоднородности на свойства

МДМ структур. Деп. В ВИНИТИ, № 953-83,1983,15 с. S. Мамедов Р.К. Пути повышения качества полупроводниковых приборов и интегральных схем, созданных на основе KMIT переходов. В сборн. "Новые приборы, устройства, методики и технологические процессы, разработанные учеными АТУ" , Баку, 1983, с. 14-15

Аскеров Ш.Г, Мамедов Р.К., Гурбанов A.A., Алиев Б.З. Влияние площади контакта Cr-nSi на напряжение пробоя диодов Шоттки. Известия АН Аз.ССР, серия физ.тех.мат.наук, 1984, №2. с. 94-98 ). Мамедов Р.К. Параллельно включенные и взаимодействующие переходы с барьером Шотгки. Известия АН Аз.ССР, серия физ.тех.мат.наук, 1984, №5,с 73-76 1. Мамедов Р.К. МП переходы с неоднородным электрическим полем. Материалы научной конференции "Университетская наука -производству" , Баку, 1984, с.85-86

22. Мамедов Р.К., Набиев М.А., Гасанов Х.А. Ток утечки в диодах Шоттки. Материалы научной конференции "Университетская наука-производству",Баку, 1984, с.286-287

23. Мамедов Р.К. Поверхностный эффект в МП и МД переходах. Материалы научной конференции, посвященной итогам научно-исследовательских работ за 1983,Баку, 1984,с.286-287

24. Мамедов Р.К., Набиев М.А., Гасанов Х.А. Высота барьера диода Шоттки, определенная различными методами. . Тем. науч. сборн."Высокоэнергетические процессы и физика молекул", г.Баку, БГУ, 1984, с. 179-182

25. Мамедов Р.К., Набиев М.А. Электрический пробой реальных диодов Шоттки. . Тем. науч. сборн. "Электрические и оптические свойства вещества", Баку, БГУ, 1984, с.66-71

26. Мамедов Р.К.,Набиев М.А. Обратные ветви ВАХ диодов с барьером Шоттки. Тем. науч. сборн."Физика плазмы и конденсированных сред", Баку, БГУ, 1985, с. 106-111

27. Мамедов Р.К., Набиев М.А. Влияние краевых эффектов на протекание тока в диодах Шоттки. ФТП,1986,т.20,в.2, с.332-335

28. Мамедов Р.К., Набиев М.А. Влияние эмиссионной неоднородности на коэффициент неидеальности ДШ. Тем. науч. сбори."Высокоэнергетические процессы", Баку, БГУ, 1984, с.66-71

29. Мамедов Р.К., Набиев М.А. Некоторые особенности токов утечки в никель-кремниевых ДШ. Тезисы докладов II Всесоюзной конференции "Физические основы надежности и деградации полупроводниковых приборов", Кишинев, 1986, ч.Н, с. 18

30. Мамедов Р.К. Температурная зависимость безразмерного коэффициента Ni-Si ДШ.. Тем. науч. сборн. "Некоторые вопросы физической электроники", Баку, БГУ, 1987, с.62-63

31. Мамедов Р.К. Температурные и размерные зависимости параметров выпрямляющих Ni-nSi контактов. Тезисы докладов Всесоюзной конференции "Физика и применение контакта металл-полупроводник", Киев, 1987, с.114

32. Мамедов Р.К. Образование потенциального барьера по периферии КМП. Материалы докладов VII Координационного совещания по исследованию и применению твердых растворов Ge-Si , Баку, 1988, с.73

33. Мамедов P.K. Изменение высоты барьера КМП в зависимости от температуры. Тем. науч. сборн."Электрические свойства полупровод, и плазмы газовых разрядов", Баку, БГУ, 1989, с.80-82

34. Мамедов Р.К. Избыточные токи в КМП структурах. . Тем. науч. сборн. "Кинетические и оптические явления в средах" , Баку, 1990, с.5-6

35. Мамедов Р.К. Деградация характеристик титан-кремниевых ДШ, Тезисы докладов II Всесоюзной конференции "Физические основы надежности и деградации полупроводниковых приборов", Кишинев, 1991,ч.И, с.18

36. Мамедов Р.К. Новое в исследовании металл-полупроводниковых переходов. Материалы XXX Международной Конференции "Физика многокомпонентных полупроводников", Баку, 1992, с.48

37. Мамедов Р.К. Двухбарьерная модель реальных МП приборов. Тезисы докладов V Республиканской межвузовской конференции по физике, Баку, 1992, с.57

38. Мамедов Р.К. Изменчивый характер возрастания обратного тока поверхностно-барьерных переходов. Вестипк Бакинского Университета, серия физ.мат.наук, 1993, №1, с.164-165

39. Мамедов Р.К. Георазмерное ограничение выпрямления в металл-полу-проводниковых переходах. Тезисы докладов Республиканской конференции"Физика-93",Баку, 1993, с.35

40. Мамедов Р.К. Двухбарьерная модель реальных металл-полупроводниковых переходов. Тезисы докладов Республиканской конференцни"Фнзика-93",Баку, 1993, с. 132

41. Memmedov R.Q. Metal-silisium keqdlerin potensial фэрвппю hündürlüyünün nemperatur asihligi. BDU-nun Yubiley Elmi Konfrans materiali, Baki, 1994, s.83

42. Mamedov R.K. Two barriers energetic model of real metal-semiconductor solar elements. In: Proc. Fourth Baku International Congress. Baku, 1997, p.205-209

43. Мамедов P.K., Гурбанов A.A. Экспоненциальный характер токопрохождения по периферии поверхностно-барьерных структур. I Республиканской научной конференции "Актуальные проблемы физики", Баку, 1998, с.82-83

Í4. Мамедов Р.К. Новое свойство контакта металл-полупроводник. I Республиканской научной конференции "Актуальные проблемы физики", Баку, 1998, с.84-85

45. Memmedov R.Q. Real metal-yanmkefirici kefidlerde seciyyov cerayan axim. BDU-nun Yubiley Elmi Konfrans materiali, Baki, 1996 s.260

46. Mammadov R.Q. Düzlendirici metal-yanm-ke^irici kefidlerde elektri de§ilma haqqinda. Baka Universitetinm xoberleri, fizika-riyaziyy< elmleri seriyasi, 1998, № 2, s.60-63

47. Mömmadov R.Q. Metal-yanmke^irici kontaktlarda potensial ?эрэп effektiv hündürlüyü. BDU-nun Yubiley ElmiKonfrans material Бакы,1999, c.87-88

48. Мамедов P.K. Полупроводниковый диод, Патент № i 2001-013; Азербайджан, 1999

49. Memmedov R.Q. Metal-yarimetken kontaktlarin iki potensiyal серег modeli. Ulusal Yogun Madde Fisigi Kongresi toplusu, Erzurum, 200( s.68

50. Мамедов P.K. Способ измерения периферийных токов диоде Шотгки. Патент № i 2003-0010, Азербайджан, 2000

51. Мамедов Р.К. Способ измерения эффективных контаюгнь площадей диодов Шотгки. Патент № i 2003-0012, Азербайджан, 200(

52. Мамедов Р.К. Токопрохождение в реальных диодах Шотгки дополнительным электрическим полем. II Республиканской научне конференции, "Актуальные проблемы физики", Баку, 2001, c.58-f

53. Мамедов Р.К. Двухбарьерная физическая модель реальных контакт« металл-полупроводник. Вестник Бакинского Университета, cepi физ.мат.наук, 2001, №2, с.84-94

54. Мамедов Р.К. Выпрямляющие свойства узких контактов метал, полупроводник. АМЕА xeberleri, fiz.-riyaz.-texn. seriyasi, 200 №2,5, s. 13-17

55. Mamedov R.K.. Influence of additional electrical field on I-characteristic of real Schottky Diodes. J. Physics NASA, 2001, v.7, № p.6-9

56. Мамедов Р.К. Особенности токопрожождения в реальных диод Шотгки. Прикладная физика, 2002, № 4, с.143-151

57. Мамедов Р.К. Двухбарьерность контактной поверхности Ni-nSi диод Шотгки при обратном направлении. I. Fizika, riyaziyyat, yer elmle 2001, №4, s.4-9 .

Мамедов Р.К. Двухбарьерность контактной поверхности Ni-nSi диодов Шоттки при прямом направлении. J. Fizika, riyaziyyat, yer elmleri, 2002, №1, s.10-19

Мамедов Р.К. Периферийные токи и эффективные контактные площади Диодов Шоттки. Вестник Бакинского Университета, серия физ.мат.наук, 2002, №1, с.15-22

Мамедов Р.К. Особенности токопрохождения в диодах Шоттки в широком интервале обратного напряжения. Труды YIXI Международной научно-технической конференции "Актуальные проблемы твердотельной электроники и микроэлектроники", Таганрог, 2002, часть 2, с. 19-21 .Мамедов Р.К. Зависимости электрофизических параметров диодов Шоттки с дополнительным электрическим полем от концентрации примесей полупроводника. Вестник Бакинского Университета, серия физ.мат.наук, 2002, №3, с.34-42 Мамедов Р.К. Температурные зависимости токопрохождения в диодах

Шоттки. Прикладная физика, 2003, №1, с.158-165 .Мамедов Р.К. Температурные зависимости токопрохождения в диодах Шоттки при отсутствии краевых эффектов. Прикладная физика, 2003, №3, с. 103-109 Мамедов Р.К. Температурные зависимости токопрохождения по периферии контакта в диодах Шоттки. Прикладная физика, 2003, №4, с.126-132

.Мамедов Р.К. Температурные зависимости токопрохождения в диодах Шоттки при больших обратных напряжениях. Прикладная физика, 2003, №5, с. 123-129 . Мамедов Р.К. Контакты металл - полупроводник с электрическим полем пятен. Баку, Бакгосуниверситет, 2003, 231 с.

Memmedov Rastm Qara oglu

Real metel-ûanmkeçirici kontakllarm elektroßziki xassoleri

XÜLASQ

îçda real metal-yanirikeçirici kontaktlarda (MYK) potensial çaparin formalaçmasi ve carayan axmasinin sociyyavi xüsusiyyotlari araçdmlrmçdir. Müayyen edilmiçdir ki, real MYK-da yanmkeçiricinin kontaktalti hissasinda, metal va yanmkeçiricinin kontakt sothlarinir potensiallar ferqi hesabina yaranan esas elektrik sohesindan baçqa, kontakl sathindaki müxtalif hündiirlüklü lokal potensial çapara malik hissalarin elektrik qarçihqli tesiri hesabma da elave elektrik sahasi yaranir. Eyni zamanda, real MYK-nin kontakt sathi ve onu ahata edan metal va yanmkeçiricinin sarbast sethlari arasinda yaranan potensiallar farqi hesabma da yanmkeçiricinin periferiya kontaktalti oblastinda alava elektrik sahasi amale galir. Real MYK-nn enerqetik modellari hazirlanmiç ve corayanaxma mexanizmi müayyen edilmiçdir.

Çottki diodlanmn (ÇD) periferiya carayanlannm va faal kontakt sahalarinin ôlçiilmasi iisullan içlanib hazirlanmiçdir. Real ÇD-nin elektrofxziki parametrlerinin ôlçûlmasinin saciyyavi xüsusiyyetlari müeyyan edilmiçdir. Real ÇD-nin potensial çaparinin hündürlüyünün miixtalif üsullarla ôlçiilan qiymatlerinin müxtalifliyi, elektrik deçilma geiginliyinin kiçik olmasmm va digar parametrlarin ideal ÇD-na nazaran kanara çixmalannm fiziki mahiyyati açkar edilmiçdir.

Tecrübi olaraq metal-silisium ÇEMnda, periferiya efïekti plan va olmayan hallarda, periferiya boyunca va yuksak eks garginliklarda carayan axini ôyranilmiç vo kontakt sethi boyunca carayan sixhgmin qeyri-barabor paylanmasi açkar edilmiçdir. Metal-silisium ÇD-inda, periferiya effekti olan va olmayan hallarda, periferiya boyunca va yuksak eks garginliklarda carayan axmmin temperatur (132-400 K) va silisium açqarlanmn konsentrasiyasindan (3,3.1014 - 2,5.1017 sm"3) asihhqlan ôyrenilmiç va kontakt sathi boyunca qeyri-barabar sixhqla paylanmiç carayan axiomin xarakterik xüsusiyyetlari açkar edilmiçdir. Kontaktin féal periferiya va markezi hissalerinin müvaffiq elektrofiziki parametrlerinin temperatur va konsetrasiya asihhqlan mûayyenlaçdiriîmiçdir. Real MYK-da deqradasiya prosesleri araçdmlmiçdir

Mamedov Rasim Kara oglu Photoelectricaly characteristics of real metal-semiconductor contacts

SUMMARY

The potential barrier shaping and features of current transport in the real tal-semiconductor contacts (MSC), having limited contact areas and isisting of parallel connected and electrically interacting microcontacts with ferent local potential barrier heights were explored in the work. An additional ctrical field caused by the interaction of microcontacts with different local ghts of potential barrier, along with the main electrical field of contact ential difference of contacting surfaces of metal and semiconductor, appears the near contact space of semiconductor of MSC. At the same time, an litional electrical field due to the restriction of contact surface with the metal 1 semiconductor free surfaces also appears in the near contact space of niconductor of real MSC.

The energy model of real MSC and mechanisms of current transport on : base of thermoelectron emissions theory, with taking into account an iitional electric field in the near contact space of semiconductor of MSC is /eloped.

The methods of measurement of peripheral currents and active areas of il Schottky diodes (SD) were designed. Specific features of measurements of ctrophysical parameters of real SD are determined. The physical essence of smatch of potential barrier heights, measured with different methods, :mature breakdown, great deviation of non-ideality factor from uniti pointed and discrepaked of other parameters of real SD in contrast with the ideal SD : discovered. Current transport in the presence and absence of peripheral ects, in peripheral part of the contact and for the great reverse voltages in the :tal-silicon SD experimentally explored. A nonuniform distribution of current nsity along the contact area is discovered and electrophysical parameters for ripheral and internal part of the contact surface SD are determined.

The dependencies of the current transport in the presence and absence of ripheral effects, in peripheral part of the contact and under the great reverse ltages in the metal-silicon SD for the temperatures (132-400 K) and ncentrations of impurities in silicon (3,3.1014 - 2,5.1017 sm"3) are perimentally explored and the specific features of nonuniform distribution of rrent density along the rectifying contact area are investigated. Temperature d concentration dependencies of peripheral electrophysical parameters and atively internal part of the contact surface of SD are determined. Degradation ocesses in real MSC are studied.