Физические основы микроэлектроники. Часть 2: Методические указания к выполнению лабораторных работ

Министерство образования Российской Федерации Северо-Западный государственный заочный технический университет Кафедра технологии и дизайна радиоэлектронной техники

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ ЧАСТЬ 2 Методические указания к выполнению лабораторных работ

Факультет радиоэлектроники Направление и специальность подготовки дипломированных специалистов: 654300- проектирование и технология электронных средств 200800 - проектирование и технология радиоэлектронных средств Направление подготовки бакалавров 551100 - проектирование и технология электронных средств

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ 2003

Утверждено редакционно-издательским советом института УДК 621.382 (07) Физические основы микроэлектроники. Часть 2.: Методические указания к выполнению лабораторных работ.- СПб: СЗТУ, 2003.- 32 с. Сформулированы теоретические основы и изложены методические указания к выполнению лабораторных работ. В лабораторных работах 6, 7, 8, 9,10 исследуются контактные и поверхностно-чувствительные процессы в неоднородных структурах, являющихся элементной базой интегральной электроники и оптики, а также возможности неразрушающего контроля их качества. Комплексы лабораторных работ отвечают рабочей программе дисциплины и разработаны в соответствии с требованиями Государственного стандарта высшего профессионального образования по направлению подготовки дипломированных специалистов 654300 ( специальность 200800 “Проектирование и технология РЭС”) и направлению подготовки бакалавров 551100 - “Проектирование и технология электронных средств”. Рассмотрено на заседании кафедры технологии и дизайна радиоэлектронной техники 16.01.2003 г., одобрено методической комиссией факультета радиоэлектроники 23.01.2003 г. Рецензенты: кафедра Технологии и дизайна радиоэлектронной техники СЗТУ (заведующий кафедрой В.Н. Воронцов, канд. техн. наук, доц.), С.Д. Дубровенский, канд. хим.наук, доцент кафедры Химической технологии материалов и изделий электронной техники СПбГТИ (ТУ)

Составители: С.Д.Ханин, д-р физ.-мат. наук, проф. О.В.Денисова, канд. хим.. наук, доц.

 Северо-Западный государственный заочный технический университет, 2003 2

ОБЩИЕ УКАЗАНИЯ Вторая часть лабораторных работ по дисциплине «Физические основы микроэлектроники» выполняется студентами 3 курса в течение шестого семестра. Лабораторные работы 6, 7, 8, 9, 10 охватывают современные вопросы физики и основы функционирования микроэлектронных систем, включая физические явления в металл-диэлектрических композициях (работа 6), явления на контактах металл-полупроводник и диоды Шоттки (работа 7), полупроводник-полупроводник (работа 8) и свойства контакта металлдиэлектрик-полупроводник (работа 9). Тематика лабораторных работ включает не только изучение физических явлений в элементах микроэлектроники, но и методы их диагностики, например,

исследование

коэффициента

низкочастотного

шума

в

полупроводниковых диодах и интегральных схемах (работа 10). Даются представления о кинетических деградационных процессах, ограничивающих срок службы микроэлектронных приборов. Все экспериментальные данные и результаты расчета необходимо записывать в черновик отчета и предъявлять преподавателю после окончания работы. ЛИТЕРАТУРА 1.

Аморфные и поликристаллические полупроводники/Пер. с нем. под

ред. Ю.Д. Чистякова.- М.: Мир, 1987.- 170 с. 2. Пасынков В.В., Чиркин Л.К. Полупроводниковые приборы: Учеб. для вузов: 5-е изд., испр. – СПб.: Лань, 2001.- 480 с. 3. Бугаев А.А., Захарченя Б.П. Фазовый переход металл-полупроводник и его применение.-М.: Наука, 1979. 4.

Харитонов

Е.В.

Диэлектрические

структурой.- М.: Радио и связь, 1983.

3

материалы

с

неоднородной

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 6 ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД ДИЭЛЕКТРИК – МЕТАЛЛ I. Выявление

Цель работы

качественных

различий

свойств

неметаллических

(полупроводниковых и диэлектрических) и металлических твердых тел и возможностей перехода твердого тела из неметаллического в металлическое состояние под воздействием внешних факторов и изменения состава. II. 1.

Содержание работы

Определение температурной зависимости сопротивления оксида

ванадия. 2.

Определение зависимости сопротивления металл - диэлектрических

композиций от концентрации металлической фазы. 3.

Определение

температурного

коэффициента

сопротивления

металл-диэлектрических композиций в области концентраций металлической фазы ниже и выше пороговой. III.

Основные теоретические положения

У ряда твердых тел под воздействием внешних факторов (температуры, электрического

поля,

давления)

или

изменения

состава

наблюдается

скачкообразный (пороговый) рост электрической проводимости, изменение характера температурной зависимости проводимости неметаллическим коэффициентом

твердым

телом,

сопротивления

с

(ТКС),

σ(Т)

отрицательным к

присущему

от присущего температурным металлам,

с

положительным ТКС, оптических и других свойств, причем указанные изменения имеют обратимый характер. Это явление условно называют фазовым переходом диэлектрик – металл ☯1 .

4

Под воздействием температуры фазовый переход диэлектрик – металл наиболее ярко проявляется в соединениях переходных металлов: V2O3, VO2, NiS, Fe3O4 и др. Под действием давления фазовый переход диэлектрик – металл наблюдается во многих твердых телах. Существует гипотеза, согласно которой при достаточно высоких давлениях все вещества металлизируются. Фазовый переход диэлектрик – металл, как следствие изменения состава материала, характерен для легированных полупроводников в области низких температур при увеличении концентраций примесей, а также проявляется в гетерогенных системах металл – диэлектрик при увеличении концентрации проводящей фазы. Возникновение

фазового

перехода

диэлектрик

–

металл

в

макроскопически однородном твердом теле обусловлено фундаментальным изменением его электронного спектра, который из "диэлектрического", с энергетической щелью (запрещенной зоной) между валентной зоной и зоной проводимости,

превращается

распределением

плотности

в

"металлический",

электронных

с

состояний

непрерывным

по

энергиям

(без

запрещенной зоны). Такая перестройка электронного спектра может быть связана с рядом причин ☯1 : - изменением кристаллической решетки (например, уменьшением расстояния

между

атомами,

приводящим

к

пересечению

разрешенных энергетических зон, или малым смещением соседних атомов,

приводящим

расщеплению

к

удвоению

полузаполненной

постоянной

валентной

зоны

решетки на

и

нижнюю,

полностью заполненную электронами, и верхнюю, пустую зону (рис. 1)); - электрон

–

электронным

взаимодействием,

приводящим

к

расщеплению узкой энергетической зоны в соединениях переходных металлов

(данный

эффект 5

находится

за

пределами

области

применимости

зонной

теории,

исходящей

из

приближения

независимых электронов);

Рис.1 . Энергетические схемы, иллюстрирующие возможность фазового перехода диэлектрик-металл в результате малого смещения атомов, приводящего к удвоению параметров кристаллической решетки. Штрих-пунктирной линией обозначен уровень Ферми, разделяющий заполненные и пустые электронные состояния (ЕF).

- перекрытием

электронных

полупроводнике

при

орбиталей

увеличении

примеси; 6

примесных

концентрации

атомов

в

легирующей

- нарушением периодичности в пространственном расположении атомов, приводящим к размытию краев разрешенных зон, появлению в запрещенной зоне локализованных состояний и, как следствие, скачку проводимости при пересечении энергетическим уровнем протекания тока края разрешенной зоны (рис. 2).

Рис. 2 . Энергетическое распределение плотности электронных состояний в упорядоченной (I) и неупорядоченной (2) решетке. Штрих- пунктирной линией обозначена энергетическая граница между делокализованными и локализованными состояниями в неупорядоченной решетке

Фазовый переход диэлектрик – металл в оксиде ванадия находит практическое использование в разнообразных технических устройствах: электронных переключателях, устройствах для записи и хранения информации, индикаторных устройствах и др. В случаях гетерогенных систем металл – диэлектрик при малой объемной концентрации металла проводящая фаза образует изолированные островки или группы островков в диэлектрической матрице (рис. 3, а). Проводимость такой композиции мала и близка к проводимости диэлектрика σд, а ТКС < 0.

7

а

б

в

Рис.3. Схематическое изображение структур металл-диэлектрических

композиций

при различной концентрация металлической фазы: X < Xc (а); X=Хс (б ) ; X >ХС

(в)

При объемной концентрации металла, близкой к единице, имеет место обратная ситуация: островки диэлектрика в металлической матрице (рис. 3в). Проводимость композиции в этом случае близка к проводимости металла

σм и

ТКС > 0. В промежуточной области концентрация металла при некоторой критической концентрации х = Хс, когда островки металла начинают соприкасаться, образуя непрерывный проводящий скелет в диэлектрической матрице (рис. 3, б), происходит резкий скачок проводимости и смена знака ТКС, то есть фазовый переход диэлектрик – металл. Концентрационный фазовый

переход

диэлектрик

–

металл

наблюдается

в

различных,

используемых в микроэлектронике металлодиэлектрических композициях: тонких керметных пленках, металлополимерных композициях (контактолы), островковых металлических пленках на диэлектрических подложках. 1Y. Экспериментальная часть 1.

Снять температурную зависимость сопротивления оксида ванадия в

интервале от комнатной температуры (предварительно ее зафиксировав), до 800 С с шагом 100 С, до 600 С, а в области температур 60 – 800 С – с шагом 20 С.

8

2.

Снять зависимость сопротивления металл – диэлектрической

композиции от концентрации металлической фазы, для чего измерить сопротивление образцов 1-5 с различной (указанной) концентрацией металла. Y. Обработка результатов измерений 1.

Определить температурный коэффициент сопротивления металл –

диэлектрической композиции при двух концентрациях металлической фазы: меньшей и большей пороговой. 2.

Для этого измерить сопротивление выбранных по результатам

выполнения п. 2 двух образцов при температуре 600С. Далее сравнить значения этих сопротивлений с сопротивлениями, измеренными при комнатной температуре (по п.2) и определить ТКС по формуле ТКС =

1 RT − R0 ⋅ , (RT и R0 T − T0

R0 – величины сопротивления при температурах Т и Т0, соответственно, Т0 – комнатная температура: Т0=293 К). Y1. Содержание отчета 1.

Краткое описание исследуемых образцов.

2.

Схема измерительной установки.

3.

Таблица с результатами измерений сопротивления оксида ванадия в

зависимости от температуры. 4.

График

зависимости

сопротивления

оксида

ванадия

от

температуры. Определение температуры фазового перехода диэлектрик – металл. 5.

График зависимости сопротивления металл – диэлектрической

композиции от концентрации металлической фазы. Определение пороговой объемной концентрации металлической фазы. 6.

Определение ТКС металл – диэлектрической композиции с

концентрацией металлической фазы меньшей и большей пороговой. 9

7.

Краткие выводы об электрических свойствах твердых тел в

неметаллическом и металлическом состояниях и о возможностях наблюдения фазового перехода диэлектрик – металл. Литература : [1], с.76-100. ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 7 ФИЗИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ НА КОНТАКТЕ МЕТАЛЛ-ПОЛУПРОВОДНИК I.

Цель работы

Анализ процессов, протекающих на контакте металл-полупроводник в случае формирования барьера Шоттки. II. 1.

Изучение

Содержание работы

вольт-амперной

характеристики

перехода

металл-

полупроводник. 2.

Изучение вольт-фарадной характеристики перехода металл -

полупроводник. 3.

Определение контактной разности потенциалов и концентрации

примесей в полупроводнике. III.

Основные теоретические положения

Если металл и полупроводник, обладающие различными величинами работы выхода (разности энергий между уровнем электрона в вакууме и уровнем Ферми), привести в контакт друг с другом, они будут заряжаться. Рассмотрим случай, когда работа выхода электронов из полупроводника n-типа меньше, чем работа выхода электронов из металла: Ф2 > Ф1 (рис.4, а). При этом поток электронов из полупроводника в металл будет больше, чем поток электронов из металла в полупроводник, вследствие чего полупроводник заряжается положительно, а металл – отрицательно. В результате между металлом и полупроводником возникает разность потенциалов φ. Теперь для перехода

из

полупроводника

в

металл

электрону

дополнительный потенциальный барьер высотой 10

надо

преодолеть

ψ = q φ (q- заряд электрона).

Это приводит к тому, что поток электронов из полупроводника в металл уменьшится, в то время как поток электронов из металла в полупроводник остается неизменным, так как высота барьера со стороны металла сохраняется прежней. В термодинамическом равновесии встречные потоки электронов выравниваются, уровни Ферми полупроводника и металла совпадают, и между металлом

и

полупроводником

потенциалов ϕ 0 =

устанавливается

контактная

разность

Ψ0 Ф2 − Ф1 = (ψ0 - высота потенциального барьера на контактеq q

рис. 4, б) ☯2 . Поскольку концентрация электронов в полупроводнике значительно меньше, чем в металле, электрическое поле контактной разности потенциалов при непосредственном контакте металла с полупроводником (когда ширина зазора порядка межатомных расстояний) сосредоточено практически только в полупроводнике и искривляет его энергетические зоны (рис.4, в). Таким образом, в рассматриваемом случае в приконтактной области полупроводника

формируется

потенциальный

барьер,

препятствующий

переходу электронов из полупроводника в металл. Такой переходный слой называется обедненным, а описанный контакт металла с полупроводником – барьером (или переходом) Шоттки. В случае, если Ф1 > Ф2 разностный поток электронов будет направлен в сторону полупроводника, в результате чего последний зарядится отрицательно, а металл – положительно. При этом в приконтактной области полупроводника n-типа будет формироваться обогащенный носителями заряда слой. Аналогичная полупроводником

ситуация

имеет

место

на

контакте

металла

с

p-типа с той лишь разницей, что при Ф1 < Ф2 в

приконтактной области полупроводника образуется обогащенный основными носителями (дырками) слой, а при Ф1 > Ф2 – обедненный слой.

11

П

М

Е с

Ф 2 Е

Е

f

Уровень электрона в вакууме

Ф 1

f

Е v а)

М

П/п п-типа М

п/п

п-типа

Ψ° Ф2

Е

Ф 1

Ψ°

с

Е Е

f v

W

б)

в)

Рис. 4. Энергетическая схема контакта металл-полупроводник в случае формирования барьера Шоттки (Ф1<Ф2, полупроводник п-типа): а – энергетические диаграммы изолированных металла и полупроводника; б – энергетическая диаграмма металлполупроводник через воздушный промежуток при установлении термодинамического равновесия; в – энергетическая диаграмма плотного контакта металл-полупроводник, где Еf – уровень Ферми, ЕС – нижний край зоны проводимости; Еv – потолок валентной зоны

12

Барьер Шоттки обладает выпрямляющими свойствами, так как внешнее напряжение V, падая в основном на высокоомном обедненном слое, будет изменять высоту потенциального барьера (рис.5), меняя тем самым условия прохождения носителей заряда через переход ☯2, 3 . Таким образом, контакт металл-полупроводник

обладает

односторонней

проводимостью:

при

одинаковом значении напряжения ток в прямом направлении (рис.5, б) значительно выше, чем в обратном направлении (рис.5, а). М

П

М

П

Ψ + qV °

Ψ - qV °

qV

qV

а)

б)

Рис.5. Энергетическая схема перехода Шоттки, к которому приложено напряжение, повышающее (а) и понижающее (б) барьер на контакте. Пунктиром отмечены уровни Ферми металла и полупроводника

Учитывая, что изменение высоты потенциального барьера для электронов на величину qV приводит, в соответствии с законом Больцмана, к изменению потока электронов из полупроводника в металл в ехр

qV   раз ( где Т кТ 

абсолютная

температура,

k-

постоянная

13

Больцмана),

вольт-амперную

характеристику контакта металл-полупроводник в приближенном виде можно представить как   qV   I = I 0 ехр ±  − 1 (знаки "+" и "-" относятся к прямому и обратному   kT  

направлению соответственно). Для получения более точного выражения для вольт-амперной характеристики следует учесть характер движения носителей заряда через обедненный слой. Обогащенный

основными

носителями

заряда

приконтактный

слой

полупроводника обладает малым сопротивлением по сравнению с объемом полупроводника. Поэтому в случае его формирования контакт металл – полупроводник выпрямляющими свойствами не обладает. Наряду с асимметрией вольт-амперной характеристики барьера Шоттки, следует отметить особенности его вольт-фарадной характеристики. Речь идет о зависимости барьерной емкости, обусловленной наличием обедненного слоя (играющего роль диэлектрика конденсатора), от величины приложенного обратного напряжения. Эта зависимость обусловлена модуляцией ширины обедненной области (толщины "диэлектрика") W внешним напряжением и определяется приближенным выражением (в расчете на единицу площади):

С= где

ε0 ⋅ε W

=

q ⋅ε0 ⋅ε ⋅ N Д 2 ⋅ (ϕ 0 − V )

,

(1)

ε – диэлектрическая проницаемость материала; NД – концентрация донорной примеси в полупроводнике

ε0 – электрическая постоянная (8,86 10-14

Ф ). см

Выражение (1) можно записать в виде

2 ⋅ (ϕ 0 − V ) 1 = . C2 q ⋅ε0 ⋅ε ⋅ N Д

14

(2)

Таким образом, вольт-фарадная характеристика перехода Шоттки линейна в координатах

1 − V , она позволяет определить величину контактной разности C2

потенциалов φ0 (по точке пересечения графиком 1/С2=f (V) горизонтальной оси) и концентрации легирующей полупроводник примеси NД (по углу наклона графика зависимости С=f(V) в координатах 1/С2 – V). Следует

иметь

в

виду,

что

в

случае

наличия

на

поверхности

полупроводника высокой плотности поверхностных состояний последние будут

захватывать

заряд,

и

область

пространственного

заряда

в

полупроводнике при приведении его в контакт с металлом может остаться неизменной. Это приведет к нарушению соотношений (1) и (2). IY. Экспериментальная часть Таким образом, вольт-фарадная характеристика перехода Шоттки линейна в координатах

1 − V , она позволяет определить величину контактной разности C2

потенциалов φ0 (по точке пересечения графиком 1/С2=f (V) горизонтальной оси) и концентрации легирующей полупроводник примеси NД (по углу наклона графика зависимости С=f(V) в координатах 1/С2 – V). Следует

иметь

в

виду,

что

в

случае

наличия

на

поверхности

полупроводника высокой плотности поверхностных состояний последние будут

захватывать

заряд,

и

область

пространственного

заряда

в

полупроводнике при приведении его в контакт с металлом может остаться неизменной. Это приведет к нарушению соотношений (1) и (2). IY. Экспериментальная часть 1.

Cнять

вольт-амперную

характеристику

контакта

металл-

полупроводник, оформленного в виде диода Шоттки. При проведении эксперимента напряжение, приложенное к образцу, определять по формуле V = E − I ⋅ R1 , где I – величина тока; R1 = 1кОм. 15

2.Снять

вольт-фарадную

характеристику

контакта

металл

–

полупроводник. Y. Обработка результатов измерений Значение

барьерной

емкости

1

С =

, где

2

С

определить

по

формуле

f – частота переменного сигнала (1 МГц);

 V   − 1 2 ⋅ π ⋅ f ⋅ R 2 ⋅  V  R 

R2 – величина сопротивления резистора (R2 =1 кОм); V – амплитуда переменного напряжения (100 мВ);

VR – напряжение,

измеряемое вольтметром V~. Y1. Содержание отчета 1. Схема измерительной установки. 2. Таблица с результатами измерений величины тока в зависимости от приложенного к диоду Шоттки напряжения на прямой и обратной ветви вольтамперной характеристики. 3. График зависимости тока от напряжения при обеих полярностях последнего. 4. Таблица с результатами измерений барьерной емкости в зависимости от величины обратного напряжения тока. 5. Графики

зависимости

барьерной

емкости

от

напряжения,

представленные в координатах С=f(VR) и 1/C2 =f(VR). 6. Определить контактную разность потенциалов φ0 и концентрацию легирующей полупроводник примеси по вольт-фарадной характеристике в координатах

1/С2

–

V.

Величину

диэлектрической

проницаемости

полупроводника при расчете принять равной 10. 7. Краткие выводы. Литература: [2], с.76-188. ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 8 ФИЗИЧЕСКИЕ

ЯВЛЕНИЯ

НА

ГЕТЕРОПЕРЕХОДЕ

ПОЛУПРОВОДНИК 16

ПОЛУПРОВОДНИК-

1.Цель работы Изучение электронных процессов, протекающих в р-n гетеропереходе при прохождении тока и воздействии излучения. П. Содержание работы 1. Определение вольт-амперной характеристики гетероперехода при разной полярности приложенного напряжения. 2. Наблюдение электролюминесценции на гетеропереходе и определение его энергетической эффективности. 3. Определение фотоэлектрических свойств гетероперехода. Ш. Основные теоретические положения Гетеропереходом называют контакт двух различных по химическому составу полупроводников. На рисунке 6 представлена зонная диаграмма гетероперехода между двумя полупроводниковыми материалами с различным типом электропроводности. В отличие от р-n гомоперехода, который формируется в кристалле одного и того же полупроводника, на границе гетероперехода происходит изменение ширины запрещенной зоны Еg, энергии сродства к электрону X (разности энергий между уровнем электрона в вакууме и дном зоны проводимости) и диэлектрической проницаемости ε. При приведении полупроводников в контакт в системе устанавливается термодинамическое

равновесие:

уровни

Ферми

(ЕF)

полупроводников

совпадают, возникает контактная разность потенциалов; φ0 =(Ф2 – Ф1) / q (где Ф1, Ф2 - работы выхода электронов из полупроводников, q - заряд электрона) и электрическое поле Е в приконтактной области. Поскольку Х1 ≠ Х2 и Еg1 ≠ Eg2, нa rрaнице гетероперехода возникают разрывы дна зоны проводимости ∆Ес и потолка валентной зоны ∆Еν - (рис. 6, б), которые составляют: ∆Ес =|х1 – х2| и 17

∆Еν = | (х2 + Еg2) – (х1 + Еg1) | = |Eg2 – Eg1 – ∆Ес |. При приложении к р-n гетеропереходу внешнего напряжения последнее будет, как и в случае р-п гомоперехода, падать на обедненных основными носителями заряда слоях, делясь между ними в пропорции, обратной отношению диэлектрических проницаемостей материалов. При прямом смещении, когда высота потенциального барьера для основных носителей заряда уменьшается, величина тока значительно больше, чем при обратном. Таким

образом,

гетеропереходы,

как

выпрямляющие свойства.

18

и

гомопереходы,

обнаруживают

Рис.6. Энергетическая диаграмма изолированных полупроводников (а); энергетическая схема гетероперехода полупроводник-полупроводник для узкозонного полупроводника n-типа (б)

При приложении к р-n гетеропереходу внешнего напряжения последнее будет, как и в случае р-п гомоперехода, падать на обедненных основными носителями заряда слоях, делясь между ними в пропорции, обратной отношению диэлектрических проницаемостей материалов. При прямом смещении, когда высота потенциального барьера для основных носителей заряда уменьшается, величина тока значительно больше, чем при обратном. Таким

образом,

гетеропереходы,

как

и

гомопереходы,

обнаруживают

выпрямляющие свойства /2/. Однако в результате разрывов дна зоны проводимости и потолка валентной зоны ∆ЕС и ∆Еν высота потенциальных барьеров для электронов и дырок в гетеропереходе различна. Поэтому прямой ток через гетеропереход связан в основном с движением носителей заряда только одного знака, причем инжекция неосновных носителей заряда происходит всегда из широкозонного полупроводника в узкозонный полупроводник (рис.7). При некотором значении напряжения концентрация инжектированных в узкозонной полупроводник носителей

превышает

концентрацию

равновесных

носителей

заряда

в

широкозонном полупроводнике. Это явление, присущее гетеропереходам, называют

сверхинжекцией.

полупроводниками

с

одним

В типом

гетеропереходах,

образованных

электропроводности,

выпрямление

происходит без инжекции неосновных носителей заряда /2/.

19

Рис.7. Инжекция дырок из широкозонного полупроводника р-типа в узкозонный полупроводник n-типа при прямом смещении p-n-гетероперехода

При протекании через гегеропереход прямого тока обнаруживается явление электролюминесценции, обусловленное процессом излучательной рекомбинации.

Поскольку

имеет

место

односторонняя

инжекция

неравновесных носителей заряда в узкозонный полупроводник, в спектре электролюминесценции гетероперехода доминирует полоса излучения ћω = Еg1 (Еg1- ширина запрещенной зоны узкозонного полупроводника). При воздействии на гетеропереход излучения, как и в случае р-nгомоперехода, имеет место фотоэффект, обусловленный пространственным разделением возбужденных светом неравновесных носителей заряда в поле объемного заряда. При освещении гетероперехода со стороны широкозонного полупроводника в узкозонном полупроводнике поглощаются фотоны с энергией, удовлетворяющей условию Еg1 < ћω < Еg2. Широкозонный полупроводник служит в этом случае окном, прозрачным для света, поглощаемого

в

узкозонном

слое,

и

защищает

область

генерации

неравновесных электронно-дырочных пар от рекомбинационных потерь на поверхности. Получение

резких гетеропереходов возможно лишь при совпадении

типа ориентации и периода кристаллических решеток контактирующих полупроводников. Так, периоды решеток должны совпадать с точностью до 0,1%. Кроме того, в идеальном гетеропереходе граница раздела должна быть 20

свободна от структурных дефектов (точечных дефектов, дислокаций и др.), а также от механических напряжений (последнее достигается, в частности, при совпадении коэффициентов термического расширения полупроводников). При наличии в гетеропереходе большого числа рекомбинационных ловушек токопрохождение через такой гетеропереход может существенно отличаться от токопрохождения через идеальный гетеропереход (так, гетеропереход может не обладать выпрямляющими свойствами). Наиболее широко используются монокристаллические гетеропереходы между полупроводниковыми материалами типа АIIIВV и их твердыми растворами на основе арсенидов, фосфидов и антимонидов Gа и Аl. Примером практически идеального гетероперехода является гетеропереход GaAs твердый раствор AlxGa1-xAs. Благодаря близости ковалентных радиусов Ga и Al, изменение химического состава полупроводникового материала происходит без изменения периода решетки. Гетероструктуры получают также на основе многокомпонентных (четверных и более) твердых растворов, в которых при изменении состава не изменяется период решетки. Основным методом изготовления

гетероструктур

является

эпитаксиальное

наращивание

полупроводниковых кристаллов, главным образом жидкостная эпитаксия. Особенности зонных диаграмм и связанные с ними явления односторонней инжекции, сверхинжекции делают возможным создание на основе гетероструктур ряда полупроводниковых приборов (транзисторов, тиристоров и др.) с электрическими характеристиками, лучшими, чем у аналогичных приборов на основе гомопереходов. Особенности излучательной рекомбинации и

фотоэффекта

в

гетеропереходах

послужили

основой

для

создания

оптоэлектронных приборов гетеролазеров, светодиодов, фотодетекторов и др./2/. IV.

Экспериментальная часть

1. Снять вольт-амперную характеристику гетероперехода GaAs - твердый раствор AlxGa1-xAs, оформленного в виде светодиода 21

2. Измерить величину фототока Iф и рассчитать энергетическую эффективность светодиода. 3.Снять

зависимость

фототока

от

расстояния

между

свето-

и

фотодиодом (относительную интенсивность излучения светодиода вдоль оптического канала). V.

Обработка результатов измерений

Энергетическую эффективность светодиода рассчитать по формуле: α = IФ / S·V·J· 100% , где V - падение напряжения на светодиоде; S - чувствительность фотодиода, составляющая 0,5A/Bт; J - ток, протекающий через светодиод. Y1. Содержание отчета 1. Краткое описание изучаемых объектов. 2. Схема измерительной установки. 3. Таблица с результатами измерений тока, протекающего через гетеропереход, от напряжения при обеих полярностях последнего. 4. График зависимости тока через гетеропереход, от напряжения обеих полярностей (вольт-амперная характеристика гетероперехода). 5. Определение энергетической эффективности светодиода. 6. График зависимости фототока от расстояния между свето- и фотодиодом. 7. Краткие выводы. Литература: [2], с.76-188. ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 9 ПОВЕРХНОСТНО-ЧУВСТВИТЕЛЬНЫЕ ЯВЛЕНИЯ В СТРУКТУРАХ МЕТАЛЛ - ДИЭЛЕКТРИК-ПОЛУПРОВОДНИК. ВОЛЬТ-ФАРАДНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ МДП - СТРУКТУР 22

I. Цель работы Изучение принципа функционирования структуры металл-диэлектрикполупроводник как основы элементной базы микроэлектроники. Определение влияния поверхностных состояний, определяемых технологией окисления полупроводника, на основные электрофизические характеристики МДПструктур. П. Содержание работы 1. Определение вольт-фарадной характеристики МДП-структуры на основе кремния. 2. Сравнительный анализ вольт-фарадных характеристик МДП-структур на основе кремния с окислом, полученным по технологии сухого и влажного окисления кремния. 3.

Диагностика

поверхностных

состояний

по

вольт-фарадным

характеристикам. Ш. Основные теоретические положения Принцип действия МДП-структуры основан на эффекте поля: изменении поверхностной проводимости полупроводника под воздействием поперечного электрического поля вследствие изменения концентрации носителей заряда в приповерхностной области полупроводника/2/. Как видно из рисунка 8 , на котором представлены энергетические диаграммы полупроводника n-типа в МДП-структуре, при положительном потенциале на металле приповерхностная область полупроводника оказывается обогащенной основными носителями (рис.8, б), а при противоположной полярности приложенного напряжения - обедненной носителями заряда (рис.8, в). В последнем случае при увеличении постоянного смещения V

изгиб зон

может стать настолько большим, что уровень Ферми в приповерхностной области

полупроводника

окажется

23

расположенным

ниже

середины

запрещенной зоны полупроводника, то есть образуется инверсионный слой с дырочной электропроводностью. Практическая реализация эффекта поля в реальной МДП-структуре осложнена наличием у полупроводника поверхностных состояний. В случае, если у полупроводника имеются поверхностные состояния акцепторного типа, при приложении к МДП-структуре напряжения полярностью, соответствующей обогащению приповерхностной области носителями заряда, последние будут захватываться на поверхностные состояния и тем самым терять влияние на поверхностную проводимость полупроводника.

Рис.8. Структура металл-диэлектрик-полупроводник (а); энергетические схемы МДПструктуры с полупроводником п-типа в случае обогащения (б) и обеднения (в) основными носителями заряда приповерхностной области полупроводника

Чем выше концентрация поверхностных состояний, тем меньше изменение проводимости и соответственно слабее эффект поля. Наличие у полупроводника поверхностных состояний проявляется в вольт-фарадной зависимостью

характеристике ширины

МДП-структуры

приповерхностной

постоянного смещения /4/.

24

(рис.9),

области

обусловленной

полупроводника

от

Полная емкость МДП-структуры С определяется как емкость двух последовательно соединенных конденсаторов, емкость одного из которых Сд обусловлена диэлектриком, а второго Сп - приповерхностной областью полупроводника: С=Сд·Сп/(Сд + Сп). Емкость, обусловленная диэлектриком, определяется как Сд =ε0·εд·S/d (ε - диэлектрическая проницаемость; S и d площадь и толщина диэлектрика соответственно ε0 - электрическая постоянная) и представляет собой максимальную возможную емкость МДП-структуры.

Рис.9. Вольт-фарадная характеристика МДП-структуры при изменении на высокой частоте (а) и на низкой частоте (б) переменного сигнала; вольт-фарадная характеристика МДП-структуры при наличии на границе раздела полупроводник-диэлектрик поверхностных состояний (штриховая линия)

При приложении к МДП-структуре постоянного смещения полярностью, соответствующей обогащению приповерхностной области полупроводника основными носителями заряда, последние накапливаются в чрезвычайно узком слое, толщина которого практически не зависит от величины напряжения. Поэтому в режиме обогащения Сп >>Сд и С ≈Сд = =const(V) (рис.9, участок 1 ). При противоположной полярности напряжения, в режиме обеднения, приповерхностная область полупроводника действует как добавочный слой диэлектрика. Это приводит к уменьшению полной емкости МДП-структуры (рис.9, участок 2 ). 25

При достижении напряжения, отвечающего образованию инверсионного приповерхностного слоя, емкость МДП-структуры перестает падать, и дальнейшее поведение вольт-фарадной характеристики зависит от соотношения между периодом переменного напряжения, на котором производится измерение емкости, и временем жизни неосновных носителей заряда. На низких частотах, когда заряд неосновных носителей заряда успевает следовать за переменным тест-сигналом, емкость МДП-структуры, как и в случае обогащения, возрастает до величины СД (кривая б на рис. 9 ). На высоких же частотах, когда заряд неосновных носителей заряда в инверсионном слое не успевает следовать за переменным тест-сигналом, емкость МДП-структуры стабилизируется

на

уровне, отвечающем напряжению образования инверсионного слоя (рис.9, участок 3 ). В случае, если у полупроводника имеются поверхностные состояния, они захватывают заряд QПОВ.. Появление этого заряда эквивалентно тому, что приложенное к МДП-структуре постоянное напряжение сдвинуто на величину QПОВ,/СД. В результате и вольт-фарадная характеристика реальной МДПструктуры с поверхностными состояниями на межфазовой границе раздела полупроводник-диэлектрик

оказывается

сдвинутой

относительно

вольт-

фарадной характеристики идеальной (без поверхностных состояний) МДПструктуры вдоль оси напряжения на эту величину QПОВ,/СД (рис. 9). Указанное поведение вольт-фарадной характеристики МДП-структуры может быть использовано для экспериментального определения (диагностики) плотности поверхностных состояний на границе раздела полупроводник-диэлектрик /4/. Наиболее

совершенной

является

получаемая

методом

термического

окисления кремния граница Si –SiO2 , плотность поверхностных состояний на которой при определенных условиях окисления кремния может быть снижена до 1010 см -2, то есть в 105 раз по сравнению с типичным значением плотности состояний на поверхности полупроводника. IV. Экспериментальная часть 26

1. Снять вольт-фарадную характеристику образца № I МДП-структуры. Общее число точек на вольт-фарадной характеристике должно быть не менее 10. 2. Снять вольт-фарадную характеристику образца № 2 МДП-структуры с отличной технологией окисления кремния. V. Обработка результатов измерений В каждой точке рассчитать величину емкости МДП-структуры по формуле:

(

С = 2π ⋅ f ⋅ R E 2 / V 2 − 1 где f — измерительная частота (106 Гц);

)

−1

,

R = 1500 Ом ;

Е - напряжение на выходе источника (В); \/ - измеренное вольтметром напряжение (В). Y1. Содержание отчета 1. Краткое описание исследуемых образцов. 2. Схема измерительной установки. 3. Таблица с результатами расчета емкости МДП-структуры в зависимости от приложенного к ней напряжения постоянного тока для образцов №I и №2. 4. Совмещенные графики вольт-фарадных характеристик С =f(Е) образца № I и образца №2. 5. Определение относительной плотности поверхностных состояний на границе Si-Si02 в образцах

№I и №2. Гипотетические

соображения

относительно технологии окисления кремния в образцах № I и №2. 6. Технологические рекомендации по получению МДП-структур с низкой плотностью поверхностных состояний. 7. Краткие выводы.

Литература: [2], с.301-328.

27

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 10 ИССЛЕДОВАНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА НИЗКОЧАСТОТНОГО ШУМА В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДИОДАХ И МИКРОСХЕМАХ I.

Цель работы

1. Оценить вклад структурных дефектов в

электронные

шумы

полупроводниковых приборов. 2. Познакомиться

с

одним

из

методов

измерения

низкочастот-

ного шума на дискретных элементах и микросхемах. II. Содержание работы 1. Измерение шумовых характеристик полупроводниковых диодов с помощью узкополосного аналогового фильтра методом сравнения. 2. Расчет коэффициента низкочастотного шума исследуемых приборных структур. 3. Определение зависимости коэффициента низкочастотного шума от прикладываемого к диоду напряжения. Ш. Основные теоретические положения Пространственный заряд, создаваемый дислокацией, оказывает большое влияние на перенос носителей зарядов. Число электронов, захваченных на единицу длины дислокации, может изменяться непрерывно. При высоких температурах дислокации проявляют себя как рекомбинационные центры, а при низких температурах как центры захвата /2/. Поскольку

электронные

шумы

в

полупроводниках

объясняются

флуктуациями (изменением) числа электронов при протекании генерационнорекомбинационных (ГР) процессов на соответствующих локальных уровнях, то 28

становится очевидным, существенный вклад дислокаций в такие шумы. В литературе

приводятся

многочисленные

экспериментальные

факты

максимального увеличения шума при наибольшем рассеивании тока, когда направление тока перпендикулярно пространственному заряду дислокаций. Если же направление тока носителей заряда параллельно пространственному заряду, то рассеивание меньше, а уровень шума снижается в четыре раза. На рис. 10 представлена схема расположения дислокационных трубок пространственного заряда в кристалле. В зависимости от направления к ним тока носителей зарядов стрелками указано изменение подвижности зарядов (µ) и удельного сопротивления (ρ). Сила тока в материале с дислокациями описывается следующим выражением:

J S = J 0 (I − ε )q(ε ) ,

где J S - ток в объеме материала с дислокациями; J 0 - ток в объеме материала без дислокаций;

q(ε ) -

фактор

дислокациями,

искажения

учитывающий

электрического направление

тока

поля, по

вызванный

отношению

к

пространственному заряду;

ε - доля объема материала, занятая пространственным зарядом дислокаций,

определяемая

как

ε = πR 2 d 1 (где

R -

радиус

цилиндра

пространственного заряда дислокации, d 1 - плотность дислокаций).

Рис.10. Протекание тока в кристалле перпендикулярно пространственным зарядам дислокаций

Шумовой ток пропорционален току в образце в степени n ≥ 2: 29

i 2 = CJ S2 , где

C - коэффициент пропорциональности. Зависимость шумового тока от частоты электрического поля можно

выразить следующим образом :

i2 ( f ) =

τ0 , 1 + (ωτ 0 ) 2

где τ 0 - среднее время свободного пробега электрона; ω - угловая частота тока. Если частота тока большая, то

ωτ 0 ff 1 и i( f ) ≈ 12 - зависит от частоты ω

электрического поля. Если частота небольшая, то

ωτ 0 pp 1 и i( f ) = const , то

есть при частотах ниже 104 Гц имеется постоянная составляющая шума. С помощью метода графического разделения полного избыточного шума на

компоненты

низкочастотный

можно

выделить

следующие:

шум

тепловой,

шум

и ГР-шумы. Последний, в свою очередь, имеет две

компоненты, обусловленные присутствием нескольких рекомбинационных уровней электронов (рис.11).

Рис.11. Разложение полного избыточного шума на тепловой, низкочастотный и две компоненты ГР-шума при 106 °С в электронном кремнии

30

IV.

Экспериментальная часть

Известны несколько методов измерения низкочастотных шумов. В данной работе используется сравнительный метод замера, который обычно используется в лабораторных условиях, а не в массовом производстве. По этому методу эффект шума исследуемого прибора сравнивается с эффектом шума от известного шумового сигнала (эталона). В данной лабораторной работе эталонным источником шума является проволочный резистор сопротивлением 100 кОм. Принцип измерения заключается в том, что на выходе усилителя устанавливается определенный уровень сигнала от эквивалентного источника шума, а затем на усилитель подается сигнал от исследуемого прибора и, уменьшая коэффициент усиления по напряжению, добиваются такого же уровня сигнала на выходе прибора. V.

Обработка результатов измерений

Если при измерении шума диода оказалось, что ручка делителя напряжения установлена в положение (х0,1), а ручки аттенюатора соответственно показывают (0,5), (0,03), (0,004), то можно рассчитать общее ослабление щума диода по сравнению с напряжением шума эталонного резистора:

КОСЛ=0,1(0,5+0,03+0,004)=0,534.

Тогда можно получить значение коэффициента шума диода относительно эталона по напряжению: КШ= UШ/UШ ЭТ=1/КОСЛ=1/0,0534=18,7 , где UШ- напряжение шума исследуемого прибора UШ ЭТ- напряжение шума эталона. Переведем это значение в децибелы и получим КШ диода в децибелах КШ(Дб)= 20lgКШ= 20lg18,7=22,7. После завершения расчетов строятся графики зависимости КШ(Дб)=f(U).

Y1. Содержание отчета 31

1. Краткое описание исследуемых образцов. 2. Схема измерительной оборудования.

установки,

краткое

описание

и

назначение

3. Таблицы измерений и графики зависимостей КШ от приложенного к диоду напряжения. 4. Выводы по работе.

Содержание Общие указания ……………………………………………………

3

Литература………………………………………………………………

3

Лабораторная работа № 6. Фазовый переход диэлектрик-металл…….4 Лабораторная

работа

№

7.

Физические

явления

на

контакте

металл-полупроводник……………………………………………………………10 Лабораторная работа № 8. Физические явления на гетеропереходе полупроводник-полупроводник…………………………………………………..16 Лабораторная работа № 9. Поверхностно-чувствительные явления структурах

металл-диэлектрик-полупроводник.

в

Вольт-фарадные

характеристики МДП-структур……………………... …………………………. 22 Лабораторная

работа

№

10.

Исследование

коэффициента

низкочастотного шума в полупроводниковых диодах и микросхемах

32

………28

33