§ II.5.3. Особенности контактных явлений

Контактные явления играют исключительно важную роль в электронике вообще и в микроэлектронике в особенности. Все электрические контакты могут быть разбиты на три группы: омические, нелинейные и инжектирующие контакты. В зависимости от конкретной задачи, выполняемой контактом, к нему предъявляются различные требования. Так, омический контакт должен обладать очень малым сопротивлением, не искажать форму передаваемого сигнала и не создавать в цепи электрических шумов. Его вольтамперная характеристика должна быть линейной. Нелинейные контакты, осуществляющие нелинейное преобразование электрических сигналов (выпрямление, детектирование, модуляцию, умножение частоты, генерирование, формирование сигналов и др.), напротив, должны иметь резко нелинейную характеристику со специальными требованиями в каждом конкретном случае. Так, например, в выпрямительных и импульсных диодах необходимо, чтобы прямое сопротивление было минимально, а обратное сопротивление и допустимое напряжение в запорном направлении были максимальными. Для этого в контакте не должны развиваться явления сильного поля. С одной стороны контактный переход не должен быть слишком толстым, чтобы не мог развиться, лавинный пробой, а с другой стороны, этот переход не должен быть слишком тонким, чтобы исключить туннельный эффект.

Совершенно иные требования предъявляются к р-n-переходу, работающему в режиме детектирования малых сигналов. Здесь несущественны величины пробивного напряжения, однако требуется резкий излом характеристики и малый уровень собственных шумов. Кроме того, должны быть малы паразитная ёмкость и время пролета через р-n-переход неосновных носителей.

Инжектирующие контакты, лежащие в основе биполярных транзисторов, должны обладать способностью инжектировать неосновные носители только, в одном направлении. Для этого такой инжектирующий контакт должен быть резко асимметричным. Кроме того, ширина базовой области должна быть крайне мала, а диффузионная длина достаточно велика, чтобы неосновные носители проходили через базовую область, не успев рекомбинировать.

Если в выпрямительных и импульсных диодах лавинный пробой и тунельный эффект являются нежелательными, то так называемые лавинные транзисторы, туннельные диоды, обращенные диоды и туннельные транзисторы работают именно на основе этих явлений.

Приведенные выше примеры в некоторой степени показывают, насколько сложна и многообразна картина контактных явлений.

Среди всего многообразия возможных вариантов контактов в микроэлектронике находят применение следующие группы контактов: металл-металл, металл—полупроводник, металл-диэлектрик, полупроводник-полупроводник, полупроводник-диэлектрик. Проблема электрического контакта двух металлов представляется, особенно существенной в микроэлектронике. Это обусловлено тем, что в микроэлектронных устройствах используются рабочие напряжения, близкие по величине к контактным разностям потенциалов. Как интегральные монолитные и совмещенные схемы, так и гибридные пленочные схемы представляют собой устройства с огромным количеством контактов. Контакты пленочных металлических шин и микросварные контакты представляют по существу структуру металл—диэлектрик-металл, тонкий диэлектрический слой которой образуется в результате окисления исходной пленки. В таких структурах, естественно, развивается туннельный механизм переноса носителей, а сопротивление контакта не всегда оказывается удовлетворительным.

Контакт металл—полупроводник может быть как омическим, так и выпрямляющим. Омические контакты металла с полупроводником широко применяются в диодах, транзисторах и пассивных полупроводниковых элементах интегральных схем. Выпрямляющие контакты типа металл—полупроводник используются в тонкопленочных структурах для построения пленочных диодов и транзисторов с металлической базой на основе барьеров Шоттки.

Структуры с использованием контактов типа металл—диэлектрик и полупроводник—диэлектрик применяются для построения тонкопленочных приборов, работающих на основе токов, ограниченных пространственным зарядом, и с использованием эффекта поля.

Контакты двух полупроводников, образующие р-n-переход, исключительно широко распространены как для создания активных и пассивных элементов интегральных схем, так и изоляции между этими элементами. Следует отметить, что контакт полупроводник—полупроводник может быть получен в результате соприкосновения двух полупроводников различной природы. Такие контакты называются гетеропереходами. Получение гетеропереходов стало возможным после разработки эффективных методов эпитаксиального наращивания.

Необходимо подчеркнуть, что простой механический контакт двух образцов металла и полупроводника или двух полупроводников никогда не дает желаемых результатов, так как при этом неизбежно на соприкасаемых поверхностях сохраняются атомы и молекулы адсорбированного воздуха, поверхностные окисные пленки, а приповерхностный слой образца деформирован и содержит много примесей и дефектов структуры. Кроме того, сама поверхность в силу несовершенства обработки испещрена царапинами, впадинами, выступами и другими микродефектами, что не позволяет получить однородный контакт.

Для получения удовлетворительных контактов используются методы вытягивания из расплавов с переменным составом, сплавление. В современных технологических процессах получения микроэлектронных структур для этой цели широко используются методы диффузии примесей, эпитаксиального и автоэпитаксиального наращивания, вакуумного напыления, ионно-лучевые и другие точно контролируемые процессы [31].

В настоящей главе будут рассмотрены процессы в контактах, используемых в объемных полупроводниковых приборах и интегральных схемах.

Контакт полупроводника с металлом

Рассмотрим энергетическое положение электронов проводимости в металле и полупроводнике относительно положения свободных электронов в вакууме. Поскольку электроны проводимости определенным образом взаимодействуют с ионами кристаллической решетки и между ними имеются определенные силы связи, то потенциальная энергия этих электронов заметно меньше энергии свободных электронов. На рис. 10.1 показаны энергетические диаграммы, иллюстрирующие разницу энергий свободных электронов и электронов проводимости в металлах и полупроводниках.

Для выхода электрона из полупроводника или металла в вакуум электрону необходимо сообщить некоторую энергию, называемую внешней работой выхода χ₀₁ или χ₀₂ соответственно. Внешняя работа выхода отсчитывается от дна зоны проводимости до уровня свободного электрона в вакууме. Внешняя работа выхода определяется свойствами кристаллической решетки и составляет для различных полупроводников и металлов от 1 до 6 эв. Таким образом, можно считать, что электроны проводимости в кристаллах отделены от вакуума потенциальным барьером высотой χ₀.

Несмотря на значительную высоту этого потенциального барьера, некоторая часть электронов проводимости имеет определенную вероятность выйти из кристалла в вакуум. В соответствии со статистикой Максвелла—Больцмана и Ферми—Дирака в кристалле с температурой, отличной от нуля, имеется некоторое количество электронов, энергия которых превышает высоту потенциального барьера. Из теории термоэлектронной эмиссии известно, что количество электронов, вылетающих из кристалла в вакуум с единицы поверхности в единицу времени, равно

где χ=χ_о + Е_с – Е_F — термодинамическая работа выхода, отсчитываемая от уровня Ферми до уровня свободного электрона в вакууме. На рис. 10.1 термодинамическая работа выхода обозначена для полупроводника и металла соответственно χ₁ и χ₂ Следует отметить, что в выражении (10.1) используется не эффективная масса, а масса свободного электрона. Это обусловлено тем, что для «горячих» электронов, имеющих значительную кинетическую энергию, влияние потенциального периодического поля решетки оказывается несущественным.

Если полупроводник или металл изолирован, то эмиссия электронов не может продолжаться неограниченно долго. По мере уменьшения числа электронов в кристалле последний будет заряжаться положительно, что приведет к появлению электрического поля, препятствующего дальнейшей эмиссии электронов.

Рассмотрим поведение эмиссионных электронных потоков в случае, когда рядом с полупроводником n-типа на малом расстоянии d размещен металлический образец при одинаковой температуре [30]. Вначале между кристаллами электрического поля нет, о чем свидетельствует равенство энергии свободного электрона у границ обоих кристаллов, как показано на рис. 10.1. При этом поток электронов из полупроводника в металл равен

Аналогичным выражением описывается поток электронов из металла в полупроводник:

(10.3)

Очевидно, что результат взаимодействия электронных потоков будет различным в зависимости от соотношения термодинамических работ выхода. Рассмотрим вначале случай, когда χ₂ > χ₁. При этом поток I₁ будет больше, чем I₂, поскольку при выходе из полупроводника электронам приходится преодолевать меньший барьер, чем при выходе из металла. Разностный поток создаст отрицательный заряд в металле и положительный заряд в полупроводнике, в результате чего между ними возникнет некоторая разность потенциалов φ. Теперь для перехода из полупроводника в металл электрону надо преодолеть дополнительный барьер ψ == —q·φ. Следовательно, поток электронов из полупроводника, в металл будет равен

а поток электронов из металла в полупроводник останется неизменным, так как высота барьера для этих электронов сохранилась прежней. Разность потенциалов между кристаллами будет возрастать до тех пор, пока потоки не сравняются. Отсюда следует, что максимальная величина дополнительного потенциального барьера в состоянии равновесия равна

Это означает, что в состоянии равновесия уровни Ферми металла и полупроводника совпадают, как это показано на рис. 10.2- При этом величину φ₀ = ψ₀/q принято называть контактной разностью потенциалов. Эта разность потенциалов создаёт между полупроводником и металлом электрическое поле, напряженность которого равна

Контактную разность потенциалов и электрическое поле создают поверхностные заряды — отрицательные на поверхности металла и положительные на поверхности полупроводника. Плотность этих поверхностных зарядов равна

а количество избыточных или недостающих электронов на единице поверхности составляет

Оценим поверхностную концентрацию избыточных или недостающих электронов и толщину слоя, в котором эти электроны размещаются в металле и полупроводнике. Пусть разность работ выхода равна χ₂ — χ₁ = 1 Эв, а расстояние между образцами составляет 100 мкм. Тогда поверхностная концентрация заряда, определяемая по (10.8), равна N = 5·10⁷ см ^-2. В полупроводнике с концентрацией электронов n = 10 ¹⁴ см ^-3 этот заряд образуется в приповерхностном слое толщиной l_n = N/n = 5·10^-7 см. В металлах концентрация электронов в которых обычно превышает 10²² см^-3, толщина слоя избыточного отрицательного заряда меньше 5·10^-15 см. Таким образом, в полупроводнике, а тем более в металле, поверхностный заряд представляется в виде тончайшего монослоя. Поэтому как в металле, так и в полупроводнике этот заряд практически не вызывает искривления энергетических зон.

Рассмотрим далее поведение полупроводника, приведенного в соприкосновение с металлом. При этом расстояние между металлом и полупроводником будет порядка постоянной решетки. Оценим в этом случае концентрацию поверхностных зарядов и толщину их слоев. При той же разности работ выхода и расстоянии d = 10^-7 см плотность избыточных электронов равна N = 5·10¹² см^-2. В металле эти избыточные электроны по-прежнему будут находиться практически на поверхности (точнее, в слое толщиной l_n = 5·10^-10 см).

Иначе обстоит дело в полупроводнике. Если оценить толщину обедненного слоя по формуле l_n = N/n, то при n = 10¹⁴ см^-3 получим l_n = 5 10^-2 см, что значительно превышает толщину зазора d. Полученный результат означает, что в полупроводнике обедненный слой и, следовательно, электрическое поле проникают на значительную глубину. Это приводит к ослаблению напряженности поля в зазоре. При этом формула (10.8) уже несправедлива. Электрическое поле контактной разности потенциалов накладывается на поле атомов в решетке, однако оно значительно меньше последнего и поэтому не может изменить структуру энергетических зон, а лишь искривляет их. Полная энергия электрона при этом равна сумме энергии электрона без поля контактной разности потенциалов и потенциальной энергии в поле ψ(х)=—q·φ(x). На рис. 10.3 иллюстрируется энергетическая диаграмма системы.

Как видно из, рисунка, дополнительный потенциальный барьер на контакте полупроводника с металлом перераспределяется между зазором Δψ и приповерхностным слоем полупроводника ψ₀—Δψ. Однако если толщина зазора приближается к постоянной решетки, то Δψ исчезающе мало и весь дополнительный барьер ψ₀ приходится на приповерхностный слой. Поскольку уровень Ферми в состоянии равновесия во всех частях системы проходит на равной высоте, то расстояние от дна зоны проводимости до уровня Ферми зависит от координаты и равно Е_с – Е_ф + ψ(х), Е_с — уровень дна зоны проводимости в глубине полупроводника. Следовательно, распределение электронов в полупроводнике будет описываться формулой

В приконтактной области плотность объемного заряда может быть вычислена по формуле

где р_д — концентрация ионизированных атомов донорной примеси. При не очень низких температурах, когда р_д = N_д = n₀, из (10.10) имеем

Полученные соотношения позволяют найти выражения для потенциала, напряженности электрического поля и толщины слоя объемного заряда в приконтактной области полупроводника. Известно, что потенциал связан с зарядом уравнением Пуассона

Так как ψ = - qφ, а плотность объемного заряда выражается формулой (10.11), уравнение Пуассона примет вид

Точно решить полученное уравнение крайне трудно. Поэтому рассмотрим его решение при условии, что плотность объемного заряда в граничной области толщиной l_n равна qn₀, а вне её ρ и ψ равны нулю. Тогда уравнение Пуассона упростится и для области 0 < х < l_n запишется так:

Граничными условиями, очевидно, являются следующие соотношения:

Двукратное интегрирование этого уравнения ,с учетом граничных условий дает

Тогда напряженность электрического поля будет раина

Поскольку при х=0 потенциальная энергия ψ(х) = ψ₀, то из (10.17) получим выражение для толщины слоя объемного заряда:

Величина объемного заряда, находящегося в этом слое, равна

Из полученных выражений видно, что глубина проникновения поля тем больше, чем больше разность работ выхода и чем меньше концентрация носителей заряда в полупроводнике, а величина объемного заряда растет с ростом обеих этих величин.

Оценка по полученным выражениям величин l_n и Q дает следующие результаты. В германии при n = 10¹⁴ см^-3 и ψ₀ = 1 эв толщина слоя объемного заряда составляет 4,2 10^-4 см, а заряд в этом слое равен 6,7 10^-9 к/см². Полученные зависимости иллюстрируются рис. 10.4.

Таким образом, в рассмотренном случае, когда χ₂ > χ₁ приконтактная область, обедненная носителями заряда, представляет внутренний потенциальный барьер высотой ψ₀ как показано на рис. 10.5а препятствующий переходу электронов из полупроводника в металл. Такой обедненный слой называется запорным, а описанный контакт металла с полупроводником получил название барьера Шоттки.

В отличие от рассмотренного случая при χ₁ > χ₂ разностный поток электронов будет направлен в сторону полупроводника, в результате чего последний заряжается отрицательно, а металл - положительно. В этом случае в приконтактной области полупроводника будет наблюдаться обогащенный носителями заряда слой, имеющий низкое удельное сопротивление. Такой слой называется антизапорным, а контакт металл — полупроводник — н е в ы п р я м л я ю щ и м. Концентрация электронов в полупроводнике у границы с металлом и в этом случае описывается выражением (10.9), а ход потенциальной кривой определяется уравнением (10.13).Однако поскольку ψ(x) отрицательно, то концентрация электронов у границы может намного превышать концентрацию электронов в глубине полупроводника n₀. Толщина антизапорного слоя будет значительно меньше, чем запорного. Энергетическая диаграмма для этого случая показана да рис. 10.5, б.

Аналогичная ситуация наблюдается при контактировании металла с дырочным полупроводником. Однако в этом случае при χ₁ < χ₂ образуется в приконтактной области обогащенный дырками слой полупроводника, а при χ₁ > χ₂ возникает запорный слой, обедненный дырками. Энергетические диаграммы для обоих этих случаев представлены на рис; 10.5, в, г.

Выпрямление на контакте полупроводника с металлом

В предыдущем параграфе было показано, что в приконтактной области на некоторой глубине l_n в полупроводнике присутствует электрическое поле, а концентрация носителей заряда распределена неравномерно. Эти факторы приводят к возникновению дрейфового и диффузионного токов. Поскольку в равновесном состоянии результирующий ток через контакт отсутствует, то дрейфовый и диффузионный токи равны и направлены в противоположные стороны.

При приложении внешнего электрического поля равновесие нарушится и через контак потечет ток. При этом приконтактная область полупроводника, обедненная носителями заряда, будет составлять для тока основное сопротивление. Поэтому внешнее напряжение оказывается приложенным к приконтактному обедненному носителями слою. Уровни Ферми в металле и полупроводнике в этом случае будут сдвинуты друг относительно друга на величину qu, где u — внешняя приложенная разность потенциалов. В зависимости от полярности приложенного напряжения высота потенциального барьера и концентрация носителей в приконтактном слое возрастают или убывают, что приводит к появлению нелинейности вольтамперной характеристики.

На рис. 10.6 показаны энергетические диаграммы выпрямляющего контакта металла с полупроводником n-типа для случаев, когда внешнее напряжение увеличивает высоту барьера (а), и когда оно уменьшает высоту барьера (б).

С учетом внешней разности потенциалов высота потенциального барьера будет равна

Если подставить это значение в формулы (10.19) и (10.20), то получим выражения для ширины обедненного слоя и объемного заряда в нем в случае приложения внешней разности потенциалов

В случае, когда внешняя разность потенциалов повышает высоту барьера (запорное направление), ширина слоя обедненного носителями и величина объемного заряда в нем увеличиваются. Это приводит к увеличению сопротивления контакта. Если внешнее напряжение приложено в противоположном направлении, то ширина обедненного слоя уменьшается (прямое направление). В этом случае сопротивление слоя будет уменьшаться. В случае, когда внешнее напряжение в прямом направлении увеличится настолько, что qu = ψ_о потенциальный барьер, исчезнет, а в приконтактной области удельное сопротивление будет таким же, как и во всем объеме полупроводника. При этом ток через контакт оказывается значительным и ограничивается лишь объемным сопротивлением толщи полупроводника. При дальнейшем повышении напряжения в прямом направлении внешняя разность потенциалов практически равномерно распределяется по объему полупроводника.

Произведем расчет вольт-амперной характеристики выпрямляющего контакта металл — полупроводник [30]. Следует сразу же указать на то, что характер переноса носителей заряда через обедненный носителями слой, а следовательно, и вид вольтамперной характеристики зависят от соотношения длины свободного пробега носителей заряда и толщины обедненного слоя. Если длина свободного пробега электронов l значительно меньше толщины слоя l_n, то электроны, проходящие через этот слой, испытывают многократные столкновения с решеткой, а их траектория носит диффузионный характер. Однако если длина свободного пробега соизмерима с l_n, то электроны практически «простреливают» обедненный слой аналогично тому, как они преодолевают безвоздушный промежуток катод—анод в вакуумном диоде.

Гетеропереходы

Гетеропереход представляет собой контакт двух различных по своей природе полупроводников с различной шириной запрещенной зоны. За последние годы полупроводниковые гетеропереходы привлекают внимание специалистов, прежде всего специфическими особенностями этого типа переходов. На основе гетеропереходов удается создать принципиально новые по своим качествам полупроводниковые приборы и микроэлектронные устройства. Получают гетеропереходы обычно эпитаксиальным наращиванием.

Рассмотрим особенности физических процессов в гетеропереходах. На рис. 10.14 приведена энергетическая диаграмма р-n-гетероперехода, в котором ширина запрещенной зоны у дырочного полупроводника меньше, чем у электронного полупроводника. Отличительным признаком диаграммы гетероперехода является разрыв энергетических уровней в валентной зоне ΔЕυ, и зоне проводимости ΔЕс.

Величина разрыва зависит от соотношения ширины запрещенных зон ΔЕ1 и ΔЕ2 и от разности энергий сродства к электрону. Энергия сродства к электрону есть разница в потенциальных энергиях, которые имеет электрон на дне зоны проводимости и вне кристалла. В отличие от обычных переходов в гетеропереходах высота энергетического барьера для электронов отличается от высоты барьера для дырок. Так, в случае гетероперехода, диаграмма которого изображена на рис. 10.14, высота барьера для электронов гораздо меньше высоты барьера для дырок. Как видно из этого рисунка, высота барьера для электронов зависит от величины разрыва зоны проводимости ΔЕс. Своеобразным является тот факт, что в обоих направлениях для электронов имеется барьер, созданный разностью энергии сродства к электрону и потенциальным пиком. При этом перед потенциальным пиком слева имеется потенциальная яма, обычно заполненная электронами. Если ширина потенциального пика незначительна, то электроны могут преодолевать его туннелированием. Для дырок, перемещающихся слева, рассматриваемый гетеропереход представляет большой потенциальный барьер. В противоположном направлении дырки перемещаются беспрепятственно. Следует, однако, заметить, что в случае, когда широкозонным является не электронный, а дырочный полупроводник, потенциальный пик оказывается в валентной зоне.

Согласно экспериментальным данным [35], вольт-амперная характеристика гетероперехода может быть выражена формулой

где η — коэффициент, учитывающий генерационно-рекомбинационные процессы в области p-n-перехода, равный обычно нескольким единицам. Эти процессы обусловлены тем, что на границе раздела гетероперехода из-за различия значений постоянных кристаллической решетки, коэффициентов термического расширения и других факторов присутствует большое количество рекомбинационных центров, оказывающих существенное влияние на прохождение тока.

На основе гетеропереходов можно получить не только р-n, но n-n или р-р-структуры. На рис. 10.15 показана энергетическая диаграмма n-n-гетероперехода.

В такой структуре условия движения электронов слева направо и наоборот, оказываются неодинаковыми. Это означает, что вольтамперная характеристика такой структуры является несимметричной, а сама структура обладает выпрямляющими свойствами. Ток, в такой структуре может быть описан формулой (10.93), Отличительной особенностью диода на основе n-n-гетероперехода является тот факт, что в прямой проводимости участвуют только основные носители. Это значит, что при переключении прибора из прямого в запорное направление в нем не будет происходить процесса рассасывания неосновных носителей, как в обычных р-n-переходах. Следовательно, на основе подобных гетеропереходов могут быть созданы высокоскоростные диоды с временем переключения 0,3—1 нсек [35].

Помимо указанного применения, гетеропереходы могут использоваться для создания транзисторов с широкозонным эмиттером, в котором осуществляется высокоэффективная инжекция носителей заряда, полупроводниковых лазеров, туннельных диодов и других полупроводниковых приборов и устройств [35].

Омический контакт

Под омическим контактом понимают контакт металлического электрода и полупроводника, обладающий линейной вольтамперной характеристикой, в котором не проявляется инжекция неосновных носителей. Омические контакты являются обязательными элементами любого полупроводникового прибора или устройства, так как они осуществляют электрическую связь между элементами прибора и внешней цепью. Помимо указанных свойств, омический контакт должен обладать очень малым сопротивлением.

Рассмотрим основные свойства и требования, предъявляемые к омическому контакту, подробнее. Если бы омический контакт обладал нелинейной вольтамперной характеристикой, т. е. был бы выпрямляющим, то он исказил бы вид вольтамперной характеристики прибора, как правило, в худшую сторону. Поэтому при создании омических контактов стремятся сделать их подчиняющимися закону Ома. Стремление уменьшить сопротивление омического контакта обусловлено тем, что его сопротивление практически всегда является паразитным, ухудшающим выпрямительные или усилительные свойства полупроводниковых приборов. Очень важным является требование отсутствия инжекции с омического контакта. Если, например, предположить, что с омического контакта осуществляется инжекция, то все процессы в полупроводниковом р-n-переходе могут принять иной характер, чем те, которые были рассмотрены раньше. Действительно, предполагалось, что обратный ток обусловлен наличием неосновных носителей вблизи p-n-перехода. Однако в случае инжекции омическим контактом неосновных носителей последние могут достигнуть р-n-перехода и существенно увеличить обратный ток. Таким образом, в полупроводниковом диоде инжекция омическим контактом может привести к искажению участка насыщения на обратной ветви вольтамперной характеристики и увеличению обратного тока прибора.

Кроме указанных, к омическому контакту предъявляются и некоторые специальные требования: высокая теплопроводность, малая разница температурных коэффициентов расширения контактируемых элементов, механическая прочность и др.

Создать идеальный омический контакт, полностью отвечающий указанным требованиям, практически невозможно. Поэтому реальные омические контакты представляют собой в определенной мере приближение к идеальному омическому контакту.

Одним из наиболее эффективных и часто употребляемых методов повышения качества омических контактов является создание непосредственно около границы раздела области полупроводника с большим содержанием примеси. Такой контакт имеет малое сопротивление, а инжекция неосновных носителей в нем будет ослаблена из-за высокой концентрации примеси. Кроме того, присутствие большой концентрации примесей в полупроводнике связано со снижением времени жизни, что в значительной степени ослабляет влияние инжекции.

На рис.10.16 показана энергетическая диаграмма такого контакта. Инжекция омического контакта в полупроводник представлена дырочной составляющей тока. Большая часть тока переносится основными носителями — электронами. Соотношение между дырочной j_р и электронной j_n составляющими тока определяется выражением [36]

Из этого выражения видно, что чем меньше высота барьера ψ_б на границе с металлом и чем больше величина ψ, т. е. чем сильнее легирован полупроводник тем меньше отношение j_p/j_n и, следовательно, тем лучше омический контакт.

Наиболее часто для омических контактов используются такие металлы, как свинец, олово, золото, алюминий. Омический контакт при этом осуществляют обычно сплавлением, химическим осаждением или вакуумным нанесением. В двух последних случаях после нанесения металлического слоя производится вжигание металла в полупроводник.