а) при низкой частоте приложенного напряжения емкость контакта металл - некристаллический полупроводник сильно зависит от частоты;
б) в области низких частот емкость проявляет характерную для барьера Шоттки зависимость от приложенного напряжения (С-2 ~ V);
в) емкость контакта зависит от температуры, причем зависимость НЧ емкости проявляется довольно сильно, что объясняется температурной зависимостью плотности объемного заряда;
г) конкретный вид частотной зависимости определяется спектром локализованных состояний.
Модель формирования барьера на контакте Me-a-Si:H. Другая модель была предложена в работе [36]. Высокая плотность состояний в середине щели подвижности "закрепляет" уровень Ферми вблизи середины щели подвижности. В случае нелегированного a-Si:H это оказывает определяющее влияние на электрофизические параметры барьера. Кроме того, наличие высокой концентрации глубоких ловушек, природу которых связывают с наличием оборванных связей в a-Si:H, сказывается определенным образом на процессах формирования потенциального барьера на контакте Me/a-Si:H. [37]
Важен тот факт, что перенос носителей в a-Si:H сопровождается процессами многократного захвата-освобождения носителей как на мелкие, так и на глубокие ловушки [3]. Вероятность захвата зависит от сечения захвата и уровня заполнения ловушек. Процессы рекомбинации неравновесных носителей происходят гораздо быстрее, чем максвелловская релаксация неравновесного заряда. Кроме того, нелегированный a-Si:H справедливо было бы рассматривать как сильно компенсированный полупроводник, где заряженные примеси компенсируются заряженными дефектными состояниями в рамках модели Д. Адлера [38].
Рис. 23. Формирование барьера металл – a-Si:H: а – начальное состояние системы в момент времени t = 0; б – система в момент соприкосновения t = t1; г – система в момент времени t1 < t < t2; в, д – распределение плотности заряда и электрического поля в случаях б и г, соответственно.
φs,φм – работа выхода из полупроводника и из металла соответственно; Елд, Ела – энергетическая полоса глубоких ловушек донорного и акцепторного типа соответственно; Ел – спектр мелких ловушек; w; w΄ – толщина слоя ОПЗ в момент времени t = t1 и t < t2 соответственно; χs – электронное сродство.
Для нелегированного a-Si:H характерен слабый n-тип проводимости, уровень Ферми EF находится вблизи середины щели подвижности. Используются следующие граничные условия и допущения:
- выполняется условие jS < jM (jS, jM – работы выхода из полупроводника и из металла соответственно);
- плотность поверхностных состояний не учитывается;
- отсутствует диэлектрический зазор между металлом и полупроводником ("тесный" контакт);
- не учитывается вклад менее подвижных носителей (дырок) в перераспределении заряда в ОПЗ;
- используется приближение полного обеднения при абсолютном нуле.
Глубокие уровни акцепторно- и донороподобного типа обозначены на рис. 23 Еa и Еd соответственно. В начальный момент времени (t = 0) металл и a-Si:H находятся на бесконечном удалении друг от друга (рис. 23, а). В отсутствие поверхностных состояний в полупроводнике наблюдается режим плоских зон. Ловушки Еa (выше ЕF) опустошены, а Еd (ниже ЕF) заполнены.
Далее (рис. 23, б) в момент контакта металла и аморфного полупроводника за время t ≤ 10-12 c из-за разницы в работах выхода начинается диффузия свободных электронов из полупроводника в металл, так же как и у идеального кристаллического полупроводника, в результате чего за этот промежуток времени устанавливается распределение плотности объемного заряда и поля вдоль контакта, представленное на рис. 23, в.
Формирующееся поле F начинает препятствовать выходу электронов из полупроводника, и, в момент t1 ~ 10-12 c, устанавливается "промежуточное" равновесие. Такое состояние соответствует ОПЗ с шириной W для кристаллического полупроводника.
Наблюдающийся в момент времени t = t1 изгиб зон приводит к инверсной заселенности уровня Еd в приближении функции Ферми-Дирака при абсолютном нуле, что в свою очередь приводит к термической активации электронов с ловушек при t = t1. При этом, попадая в поле F ОПЗ, электроны выносятся вглубь полупроводника. Из-за низкой подвижности (10-1…10-2 см2/(В´с)) и малой диффузионной длины (LD < W) носители сразу же захватываются на мелкие ловушки. Перед тем как попасть на глубокую ловушку, они, согласно модели многократного захвата, испытывают несколько актов захвата-активации с мелких ловушек, продвигаясь в сторону внутренней границы ОПЗ.
Процессы рассасывания избыточного заряда, который формируется за счет опустошения глубоких ловушек Еd в ОПЗ, происходят в период времени t1 < t ≤ t2, где t2 – время установления полного термодинамического равновесия системы, которое, по существу, и определяет максвелловское время релаксации tM. Причем tM кристаллического полупроводника значительно меньше, чем tM a-Si:H. Такое положение является неотъемлемым свойством всех аморфных полупроводников с непрерывным спектром локализованных состояний [31].
Рис. 23 (г, д) иллюстрирует рассмотренные процессы. Электрон, активированный с уровня Еd, движется под действием поля F вглубь полупроводника, испытывая акты захвата-освобождения на мелкие ловушки до тех пор, пока не произойдет захват на глубокую ловушку. Это станет возможно, когда носитель подойдет к границе ОПЗ W, где F ® 0. Частотный фактор n0 глубокой ловушки намного ниже, чем мелкой, что приводит к изменению положения демаркационного уровня Еd. Следствием этого является изменение хода потенциала j(х) в ОПЗ, сужение ширины ОПЗ до величины W¢ вместе с ростом плотности объемного заряда до величины е(Δn+nt) (рис. 23, д). Аналогичные процессы характерны и для кристаллических полупроводников с глубокими ловушками [31].
Размытие границ j(х) и F(х) связано с процессами диффузии, так как на границе ОПЗ наблюдается большой градиент плотности заряда. Во время t < t2 устанавливается термодинамическое равновесие и размытие границ не наблюдается.
Уважаемый посетитель!
Чтобы распечатать файл, скачайте его (в формате Word).
Ссылка на скачивание - внизу страницы.