Физические основы микроэлектроники. Часть 1: 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 1 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 университета УДК 621.382 (07) Физические основы микроэлектроники. Часть 1.: 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 1, 2, 3, 4, 5 исследуются структура и физико-химические процессы в материалах электронной техники, определяющие их функциональные свойства и надежность в приборах дискретного и интегрального типа. 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 (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 Лабораторные

работы

по

дисциплине

«Физические

основы

микроэлектроники» для студентов специальности 200800 ставят своей целью ознакомление с физическими и физико-химическими процессами, явлениями и закономерностями сплошных сред, используемыми при проектировании, производстве и эксплуатации микроэлектронной аппаратуры, а также изучение основных физических процессов, определяющих

функциональные свойства

дискретных электронных компонентов и микросхем. При выполнении лабораторных работ студенты закрепляют полученные теоретические знания дисциплины, находят экспериментальное подтверждение теоретических положений курса, приобретают навыки научных исследований и умение использовать материалы, а также основные электрофизические процессы

и

явления

при

разработке,

производстве

и

эксплуатации

радиоэлектронных средств. Для успешного выполнения лабораторных работ студент должен обладать знаниями в области математики, физики, химии, и, кроме того, предварительно ознакомиться с теоретическим материалом по теме работы, которую предстоит выполнить. В

процессе

выполнения

лабораторной

работы

студенты

должны

записывать экспериментальные данные и результаты расчета в черновик отчета.

После

окончания

работы

полученные

данные

предъявляются

преподавателю, а затем окончательно оформляется каждым студентом индивидуальный отчет, сопровождаемый краткими выводами, включающими анализ полученных результатов. Знания, самостоятельность, практические навыки, полученные в процессе выполнения лабораторных работ или в производственных условиях по месту работы, активность оцениваются преподавателем при выставлении зачета по лабораторным работам и при сдаче экзамена по теоретическому курсу.

3

Литература 1. Пасынков В.В., Сорокин В.С. Материалы электронной техники: Учеб. для студ. вузов. -3-е изд.- СПб.:Лань, 2001. – 368 с. 2. Пасынков В.В., Чиркин Л.К. Полупроводниковые приборы: Учеб. для вузов: 5-е изд., испр. – СПб.: Лань, 2001.- 480 с. 3.Материалы

микроэлектронной

техники:

Учеб.

пособие

для

вузов/В.М.Андреев, М.Н.Бронгулеева, С.Д.Дацко, Л.В.Яманова; Под ред. В.М.Андреева. - М.: Радио и связь, 1989.- 352 с. 4. Пассивные радиокомпоненты. Электрические конденсаторы: Учеб. пособие/ Ханин С.Д., Адер А.И., Воронцов В.Н., Денисова О.В.- 2-е изд., перераб. и доп.- СПб.: СЗПИ, 2000.- 160 с. 5. Рез И.О., Поплавко Ю.М. Диэлектрики: Основные свойства и применения в электронике. М.: Радио и Связь, 1989. 6. Основные причины и механизмы отказов конденсаторов/ Геликман Б.Ю., Кристалинский Л.Л., Столов Л.А., Ханин С.Д. // Обзоры по электронной технике. Сер.8. Управление качеством, стандартизация, метрология, испытания.- 1989.- №.3 (1445).- 64 с. 7. Аморфные и поликристаллические полупроводники/Пер. с нем. под ред. Ю.Д. Чистякова.- М.: Мир, 1987.- 170 с.

4

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № I ЯВЛЕНИЯ ЭЛЕКТРОННОГО ПЕРЕНОСА В ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПЛЕНКАХ И КОНДЕНСАТОРНЫХ СТРУКТУРАХ НА ИХ ОСНОВЕ 1. Цель работы Изучение электронных процессов в аморфных диэлектрических пленках, определяющих их функциональные свойства в конденсаторных структурах. П. Содержание работы 1. Определение электрической проводимости оксидных диэлектрических пленок на поверхности металла в зависимости от напряжения постоянного тока (вольт-амперной характеристики конденсаторной структуры). 2. Определение зависимости электрической проводимости оксидных пленок от температуры. 3. Определение зависимости электрической проводимости оксидных пленок на переменном токе от частоты. 4.

Сравнительный

анализ

электрических

свойств

оксидных

конденсаторных структур с различными материалами противоэлектрода. Ш. Основные теоретические положения Используемые в электронной технике диэлектрические пленки (оксида, нитрида, оксинитрида кремния, оксидов Al, Та, Nb, W, V и др.) обладают, как правило, двумя важными особенностями: некристаллической структурой с сохранением в атомном строении ближнего порядка, подобного кристаллам данного вещества и наличием на фоне структуры "идеального стекла" с полностью

насыщенными

валентными

связями

дефектов:

собственных

(оборванные связи, дефекты нестехиометрии, локальные флуктуации атомной плотности) и примесных (водород, щелочные металлы и т.д.). Эти особенности проявляются в энергетическом спектре электронных состояний, в зонной 5

модели которого, в отличие от зонной модели кристаллов с резкими границами валентной зоны и зоны проводимости, в запрещенной зоне появляются хвосты плотности электронных состояний (края разрешенных зон размываются) как следствие некристалличности структуры и максимумы плотности электронных состояний, обусловленные структурными дефектами (рис.1)[1, 2]. При этом электронные состояния, находящиеся в запрещенной зоне, являются локализованными, то есть движение по ним возможно лишь посредством перескоков электронов с одного состояния на другое, причем подвижность носителей заряда при этом мала (< 10 см2/В·с).

Рис. 1. Схематическое изображение плотности электронных состояний N(Е) и электронные переходы между локализованными состояниями в неупорядоченном диэлектрике при сравнительно высоких (1) и низких (2) температурах: Ем энергетический уровень максимума плотности состояний; ЕF - уровень Ферми

Следует отметить, что кроме структурной разупорядоченности, причиной локализации носителей заряда может быть поляронный эффект - поляризация электроном

проводимости

окружающей

образованию потенциальной ямы. 6

его

решетки,

приводящая

к

Рис.2. Электронные переходы в некристаллическом диэлектрике

Таким образом, в аморфных диэлектрических пленках в общем случае возможны два следующих механизма электронной проводимости (рис.2). 1.Электропроводность,

обусловленная

свободными

(делокализованными) носителями в разрешенных зонах (переходы I на рис.2). Аналогично проводимости кристаллов температурная зависимость σ (Т) подчиняется при этом активационному закону: σ (Т) = А· exp(- (Ec –EF))/k·T, где Ес - энергетический уровень дна зоны проводимости; ЕF - уровень Ферми; k - постоянная Больцмана; A - постоянная величина. 2. Электропроводность, обусловленная перескоками носителей заряда между локализованными состояниями (прыжковая электропроводность – переходы 2 на рис.2). В случае если локализованные состояния, между которыми осуществляются перескоки, обладают различной энергией (или 7

локализация

обусловлена

поляронным

эффектом),

прыжки

являются

термически активированными и σ (Т) так же описывается активационным законом, но с отличной от зонной проводимости энергией активации. В области низких температур, когда энергия решетки становится недостаточна для термической активации прыжков, последние осуществляются в узком энергетическом интервале вблизи уровня Ферми (переход 3 на рис.2), причем энергия активации электропроводности с понижением температуры падает. Возможен промежуточный вариант процесса электронного переноса, когда

носители

заряда,

двигаясь

по

разрешенной

зоне,

многократно

захватываются на ловушки вблизи края зоны (переходы 4 на рис.2). Однако и в этом случае зависимость σ (T) имеет активационный характер [4]. Суммируя сказанное, температурную зависимость электропроводности аморфного диэлектрика в общем случае можно представить как сумму трех составляющих:

σ (T) = σ1 + σ2 +σ3 = A·exp (- E1 /kT) + B·exp (- E2 /kT) + C·exp (- E3 /kT), где σ1 - зонная проводимость;

σ2 - прыжковая проводимость; σ3 - проводимость при многократных захватах на ловушки; Е1 - разность энергий между краем разрешенной зоны и уровнем Ферми; Е2 - энергетическая разность локализованных состояний,

между

которыми осуществляется прыжок; Е3 - глубина залегания ловушек, на которые происходит захват носителей заряда из разрешенной зоны. В каждом конкретном случае (для данного материала, заданных внешних условий) доминирует какой-либо один из указанных механизмов. Учитывая, что аморфные диэлектрические

пленки

обладают широкой

запрещенной зоной, можно ожидать, что прыжковая электропроводность в них будет наблюдаться в широком диапазоне температур. 8

В сильных электрических полях (как правило, выше 105 В /см), соответствующих

условиям

нагружения

диэлектрических

конденсаторных

структурах,

понижается

потенциальный

пленок барьер

в для

возбуждения электронов с донорных состояний в зону проводимости (эффект Френкеля) и для прыжков носителей заряда между локализованными состояниями,

что

приводит

к

экспоненциально

сильному

увеличению

проводимости с ростом напряженности электрического поля (неомической электропроводности) по закону 1n σ ~ En (где n, как правило, 1/2 или 1). Кроме того, неомичность электропроводности в конденсаторных структурах может быть обусловлена ограничением тока условиями переноса заряда на контакте диэлектрика с электродным материалом (понижением потенциального барьера на контакте в сильных электрических полях - эффект Шоттки), ограничением тока объемным зарядом в случае инжекции в диэлектрик из электрода избыточных носителей заряда и некоторыми другими факторами [4]. Явлением, качественно отличающим прыжковую электропроводность от зонной, является частотная зависимость проводимости σ (ω). Если в случае зонной электропроводности проводимость не зависит от частоты вплоть до самых высоких частот ~1015 Гц (поглощения электромагнитного излучения свободными электронами), то в случае прыжковой электропроводности в неупорядоченных

материалах

σ (ω) ∼ ωS (где s

теория предсказывает степенную зависимость

1) в широком интервале частот. Такая зависимость

обусловлена широким разбросом темпов перескоков электронов в аморфных диэлектриках из-за разброса расстояний между локализованными состояниями и разбросом последних по энергиям. При этом с увеличением частоты переменного поля возрастает и частота перескоков, вносящих определяющий вклад находящихся в резонансе с частотой: ωτ = 1, где τ - время перескока в 9

динамическую проводимость диэлектрической пленки, что и приводит к росту проводимости [4]. 1V. Экспериментальная часть 1. Снять зависимость эквивалентных последовательных емкости и сопротивления конденсаторной структуры Та-Тa2O5 - электролит, оформленной в виде электролитического конденсатора в металлическом корпусе, от частоты переменного тока. 2. Снять зависимость тока, протекающего через конденсаторную структуру Та–Та2О5–электролит, от приложенного к ней напряжения (образец № 1). 3.

Провести

измерения

зависимости

тока

от

напряжения

для

конденсаторной структуры Та–Та2О5–MnO2, оформленной в виде оксиднополупроводникового конденсатора (образец № 2). 4. Снять зависимость тока, протекающего через конденсаторную систему Та–Та2О5–электролит (образец №1), от температуры. V. Обработка результатов измерений Произвести расчет эквивалентного последовательного сопротивления и емкости конденсатора на разных частотах по формулам: r= R/2 [(V1/V2)2 – (V3 /V2)2 - 1] ;

С=

1 V 2πf R ( 3 ) 2 − r 2 V2

,

2

где R - сопротивление резистора, установленного на данной частоте; f - частота переменного тока. Рассчитать тангенс угла диэлектрических потерь на различных частотах по формуле

tgδ = 2π·f·r·С 10

и эквивалентные параллельные емкость и сопротивление по формулам: С ПАР =

С 1 + tg 2δ

R ПАР = r (1 +

1 tg 2 δ

).

V1. Содержание отчета 1. Схема измерительной установки. 2. Таблица с результатами измерений (расчета) сопротивления в зависимости от частоты методом трех вольтметров. Результаты расчета r, C и эквивалентных параллельных емкости и сопротивления конденсаторной структуры. 3. Графики зависимости проводимости и тангенса угла потерь оксидного диэлектрика от частоты (проводимость определяется как величина, обратная эквивалентному параллельному сопротивлению). 4. Таблица с результатами измерений тока, протекающего через образцы I и 2 , от приложенного к ним напряжения. 5. Графики зависимости проводимости образцов I и 2 от напряжения, совмещенные в одних координатах. 6. Таблица с результатами измерения тока, протекающего через образец I при заданном напряжении, от температуры. 7. Расчет проводимости. 8. Краткие выводы. Литература: [4], с.56-96.

11

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 2 ПРОБОЙ И ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ СТАРЕНИЕ ДИЭЛЕКТРИКОВ I.

Цель работы

Анализ поведения диэлектриков (структуры и свойств) в сильных электрических полях (экстремальных условиях). II. Содержание работы 1. Измерение пробивного напряжения и определение электрической прочности оксидных диэлектрических пленок. 2. Исследование вольт-амперных характеристик оксидных диэлектрических

пленок

в

исходном

аморфном

состоянии

и

подвергнутых

электрическому старению в аморфно-кристаллическом состоянии. 3.

Определение

электрического

параметра,

информативного

для

выявления структурной неоднородности оксидных пленок. Ш. Основные теоретические положения Пробоем диэлектрика называют явление необратимого уменьшения его сопротивления под действием электрического поля, связанное с образованием проводящего канала (шнура), плотность тока в котором значительно выше, чем средняя по образцу [5]. Пробою диэлектрика часто предшествует его электрическое старение постепенное ухудшение диэлектрических свойств материала. Известно много случаев, когда пробой может наступать и внезапно, а электрическое старение не приводит к пробою. Пробой и электрическое старение твердых диэлектриков могут быть обусловлены различными процессами [6]: - ударной ионизацией атомов решетки электронами, приобретающими в электрическом

поле

высокую

энергию

электронами,

что

приводит

лавинообразному увеличению концентрации носителей заряда в диэлектрике; 12

к

-

процессами

переноса

и

захвата

электронов,

приводящими

к

перераспределению напряженности электрического поля в диэлектрике; при повышении напряженности электрического поля в приэлектродной области возможно усиление инжекции в диэлектрик избыточных носителей заряда; - ионной электропроводностью, сопровождающейся переносом не только заряда, но и вещества и способной привести к изменению состава и структуры диэлектрика (включая твердофазные химические реакции); - частичными разрядами в газовых включениях в диэлектрике, которые могут приводить к уменьшению толщины образца и деструкции материала (в частности,

окислению

органических

веществ

с

образованием

низкомолекулярных соединений); - нарастающим выделением в диэлектрике тепла, обусловленным диэлектрическими потерями и приводящим в конечном счете к разрушению материала. Указанные

процессы

часто

действуют

совместно,

являются

взаимозависимыми, причем на различных стадиях электрического старения (развития пробоя) диэлектрика

определяющими могут оказаться разные

причины. Так, ионный перенос, который, по мнению ряда исследователей, является необходимым условием электрического старения неорганических диэлектриков, может привести к увеличению электронной проводимости (из-за изменения

состава

и

структуры

материала),

а

также

накоплению

в

приэлектродной области заряда. Возникающее при этом электрическое поле может способствовать инжекции в диэлектрик избыточных носителей заряда из электрода и, в конечном счете, - к тепловой неустойчивости. Последняя может возникнуть и под воздействием частичных разрядов. Хотя механизмы старения и пробоя разных диэлектриков различны, некоторые их кинетические закономерности имеют общий характер. Это относится в первую очередь к зависимости времени развития пробоя (долговечности или срока службы) диэлектрика τ, то есть времени от момента 13

включения

напряжения

до

пробоя

диэлектрика,

от

напряженности

приложенного электрического поля Е, которая описывается, как правило, одной из двух формул: τ =А Е или

-m

(А и m - коэффициенты, не зависящие от Е),

τ = В ехр(-α Еn) ( B, α, n - коэффициенты, не зависящие от Е) и

зависимости τ от температуры, которая имеет активационный характер:

τ = τ0 exp(W/kT) (τ0 - предэкспоненциальный множитель, не зависящий от Т; k - постоянная Больцмана, W - энергия активации определяющего процесса: ионизации атомов, диффузии ионов, скорости химической реакции и т.д.). Эти закономерности используются на практике для прогнозирования показателей надежности диэлектрических приборов в условиях эксплуатации по результатам ускоренных испытаний в ужесточенных режимах нагружения. Рассмотрим в качестве примера пробой и электрическое старение аморфных

диэлектрических

электрохимического

пленок

Та2О5

,

получаемых

методом

оксидирования тантала, в конденсаторной структуре

Та - Та2О5 - электролит. Пробой оксидного слоя в этом случае носит характер искрения: при возрастании напряжения на поверхности оксидированного металла (анода) появляются отдельные мелкие искры. Напряжение, при котором искрение становится интенсивным, является максимальным напряжением анодирования металла и ограничивает таким образом рабочее напряжение оксидного конденсатора. Развитие пробоя оксидного диэлектрика обусловлено протекающими в нем электронными и ионными процессами и на конечной стадии может приобретать тепловую форму[6]. Кроме того, при приложении к оксидному диэлектрику сильного электрического

поля

в

аморфной

пленке

Та2О5

происходит

электростимулированный рост кристаллов того же оксида. Этот процесс обусловлен электродиффузией кислорода в оксидной пленке к поверхности металла, на активных центрах которой происходит его взаимодействие с танталом с образованием зародышей новой кристаллической фазы. Поскольку 14

образующиеся в результате электрического старения кристаллы Та2О5 обладают значительно более высокой электронной проводимостью, чем аморфный Та2О5,при кристаллизации происходит значительное повышение электрической проводимости оксидного диэлектрика. Кроме того, наблюдается изменение поведения вольт-амперной характеристики конденсаторной структуры с оксидным диэлектриком. IV. Экспериментальная часть 1. Измерить напряжение пробоя аморфной оксидной пленки Та2О5 в конденсаторной структуре Та - Та2О5 – электролит (образец № 1) . 2. Снять вольт-амперную характеристику образцов 2 и 3, с оксидной пленкой,

находящейся

в

исходном

(аморфном)

состoянии

и

после

электрического старения (аморфно-кристаллической пленкой).

V. Содержание отчета 1. Краткое описание исследуемых образцов (включая их предысторию) 2. Схема измерительной установки. 3. Определение величины пробивного напряжения оксидного диэлектрика и его электрической прочности (толщину оксидной пленки принять равной 2500 Å). 4. Таблицы с измерениями величин тока, протекающего через образцы 2 и З, в зависимости от приложенного к ним напряжения. Расчет удельной электрической проводимости образцов 2 и 3 (площадь образцов вычислить, исходя из указанной на конденсаторе емкости и εТа2О5 = 27). 5.

Графики

зависимостей

тока

от

напряжения

(вольт-амперные

характеристики) образцов 2 и 3, совмещенные в одних координатах.

15

6. Предложения по выбору параметра, информативного для выявления в оксидной пленке кристаллической фазы. 7. Краткие выводы. Литература: [4], с 18-60 ; [5], с.51-61, ;

[6], с.64.

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 3 ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ СВОЙСТВ СЕГНЕТОЭЛЕКТРИКОВ I. Цель работы Выявление качественных особенностей поведения сегнетоэлектриков под воздействием внешних электрического и теплового полей. 11.Содержание работы 1. Изучение поведения заряда (индукции) в сегнетоэлектрике в зависимости от напряженности приложенного к нему электрического поля (нелинейных свойств сегнетоэлектрика) 2. Определение потерь в сегнетоэлектрике за цикл изменения полярности приложенного поля 3. Изучение температурной зависимости диэлектрической проницаемости сегнетоэлектриков различного состава. Ш. Основные теоретические положения Сегнетоэлектриками называют вещества, обладающие в определенном интервале температур спонтанной (самопроизвольной) поляризацией, которая существенно изменяется под влиянием внешних воздействий: электрического поля, упругих напряжений, изменения температуры и других[3]. Спонтанная поляризация, то есть наличие электрического дипольного момента

в

отсутствии

внешнего

электрического

поля,

обусловлена

особенностями строения сегнетоэлектриков. Обычно сегнетоэлектрики не являются однородно поляризованными, а 16

состоят из отдельных доменов. Домены представляют собой макроскопические области вещества, обладающие самопроизвольной поляризацией (области с различными

направлениями

поляризации).

В

отсутствии

внешнего

электрического поля направление электрических моментов у разных доменов различны (рис. 3, а), поляризация всего образца определяется как векторная сумма поляризаций всех доменов, суммарная поляризация образца в целом равняется нулю. Внешнее электрическое поле изменяет направления электрических моментов доменов, происходит движение доменных границ, благодаря чему размеры доменов, ориентированных вдоль поля, увеличиваются, что создает эффект очень сильной поляризации (рис.3, б). Именно этим объясняются свойственные

сегнегоэлектрическим

материалам

сверхвысокие

значения

диэлектрической проницаемости ε (до сотен тысяч)[1, 3]. Следствием доменного строения сегнетоэлектриков является нелинейная зависимость их электрической индукции (или поляризации) от напряженности электрического поля, которая имеет вид петли гистерезиса (рис. 4).

а Рис.3. электрического

Доменное поля

(а)

б строение и

при

сегнетоэлектрика приложении

напряженностью Е (б)

17

в

внешнего

отсутствии

внешнего

электрического

поля

Рис.4. Основная кривая поляризации сегнетоэлектрика (кривая ОА) и

петля

диэлектрического гистерезиса

Участок кривой ОА соответствует процессу роста доменов, у которых вектор спонтанной поляризации образует наименьший угол с направлением поля. В точке А наступает состояние технического насыщения, поляризация достигает максимального значения Pmax, все домены ориентируются по направлению поля. Кривую ОА называют кривой заряда сегнетоэлектрического конденсатора. Если в поляризованном до насыщения образце уменьшить напряженность поля до 0, то поляризация в 0 не обратится, а примет некоторое остаточное значение Pост (рис.4). При воздействии полем противоположной полярности поляризация быстро уменьшается и при некоторой напряженности поля Ес (называемой коэрцитивной силой) обращается в ноль. Так как наличие гистерезиса - это результат запаздывания поляризации по отношению к внешнему электрическому полю, то площадь, ограниченная петлей гистерезиса, пропорциональна потерям, связанным с затратами энергии электрического поля на ориентацию доменов. Специфические определенном

свойства

интервале

сегнетоэлектриков

температур.

При

проявляются увеличении

только

в

температуры

усиливается тепловое движение и, как следствие, нарушается доменная 18

структура. Таким образом происходит переход из сегнетоэлектрической фазы в параэлектрическую. Температура, выше которой спонтанная поляризация исчезает, называется точкой Кюри – это температура фазового перехода из сегнетоэлектрической

(полярной)

фазы

в

несегнетоэлектрическую

(неполярную) фазу. В точке Кюри диэлектрическая проницаемость достигает максимума . В настоящее время известно несколько сотен соединений, обладающих свойствами сегнетоэлектриков. Достаточно широко используется керамика на основе титаната бария ВаТiО3, титаната свинца РвТiО3, ниобата калия КNbО3. Температура перехода в спонтанно поляризованное состояние (точка Кюри) у различных сегнетоэлектриков составляет от нескольких кельвин (например, у Рb2Nb2О7 ТК = 15 К), ТК = 393 К для титаната бария, и до полутора тысяч Кельвин (например, у LiNbО3 ТК = 1483 К). В техническом применении сегнетоэлектриков наметилось несколько направлений, важнейшими из которых считаются: - изготовление малогабаритных низкочастотных конденсаторов с большой удельной емкостью; как

использование материалов с большой нелинейностью поляризации

основы

различных

радиотехнических

устройств

(параметрических

усилителей, низкочастотных усилителей мощности, умножителей частоты, стабилизаторов напряжения и др.). IV . Экспериментальная часть 1. Произвести калибровку осциллографа (по описанию к лабораторной установке) так, чтобы на его экране наблюдалась прямая линия, проходящая через центр экрана, как показано на рис. 5, а.

19

а)

б)

Рис.5. Изображение на экране осциллографа при калибровке установки (а) и измерении зависимости заряда (индукции ) от величины напряженности электрического поля (б)

2.

Снять

зависимость

заряда

(индукции)

конденсатора

с

сегнетоэлектриком от величины напряженности электрического поля. Для этого снимают координаты вершины петли гистерезиса (измерения проводить при 4-х значениях масштаба Rм) Результаты измерений занести в табл.1 Таблица 1 Vg , В

Vu , В

Е, В/м

Q, Кл

CСТ, Ф

ε

3. Определить потери в сегнетоэлектрике, для чего при среднем значении Rм зарисовать петлю гистерезиса на кальку, определить ее площадь (в мм2). 4. Снять зависимость диэлектрической проницаемости сегнетоэлектрика от температуры. Результаты измерений занести в табл.2. Таблица 2 Т, °С

Vg , В

Vu , В

Е, В/м

20

Q, Кл

CСТ, Ф

ε

V. Обработка результатов измерений На основе экспериментальных данных (табл.1) определяют заряд и напряженность электрического поля по формулам Q = Vu . C0 V = Vg

Е=

Vg h

,

где Vu - координата вершины петли гистерезиса по вертикали; Vg - координата вершины петли гистерезиса по горизонтали; С0 - емкость эталонного конденсатора. h – толщина образца. Для каждого значения Rм вычисляют статическую емкость:

ССТ =

Q V

ССТ h = ε0S ,

и диэлектрическую проницаемость:

где: S - площадь образца, S = 1 см2; ε 0 = 8,86 . 10-14 Ф/см. Мощность, рассеиваемую в сегнетоэлектрике, определить по формуле: P = K . Sr , где Sr - площадь, ограниченная гистерезисной петлей (мм2); К - коэффициент пропорциональности (Вт/мм2), определяемый как: Κ=

U 1 ⋅ q1 ⋅f, 2

где: U1 и q1 –цена деления горизонтальной и вертикальной оси (в В/мм и Кл/мм соответственно); f - частота переменного тока (50 Гц). Определить тангенс угла диэлектрических потерь по формуле: , где: Qmax - максимальный заряд на обкладках конденсатора; 21

Vmax - амплитуда приложенного напряжения; 2πf - круговая частота, с-1. V1. Содержание отчета 1. Краткая характеристика исследуемых сегнетоэлектрических материалов. 2. Схема измерительной установки. 3. График зависимости заряда (индукции) в сегнетоэлектрике от напряженности электрического поля (петля гистерезиса). 4. Результаты расчета диэлектрической проницаемости сегнетоэлектрика ε при различных напряженностях электрического поля. 5. Результаты вычисления мощности и тангенса угла потерь в сегнетоэлектрике. 6. Таблица с результатами расчета диэлектрической проницаемости при различных температурах. 7. График температурной зависимости диэлектрической проницаемости ε=f(T) . Определение точки Кюри. 8. Краткие выводы. Литература: [3], с. 261...273. ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 4 ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ ПОЛИКРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПОЛУПРОВОДНИКОВ I. Цель работы Выявление механизмов электропроводности в поликристаллических полупроводниках,

ответственных

за

нелинейность

вольт-амперной

характеристики. Установление влияния структуры поликристаллического полупроводника на его вольт-амперную характеристику.

22

П. Содержание работы 1. Определение

вольт-амперной

характеристики

оксидного

поликристаллического полупроводника. 2.

Изучение

зависимости

величины

тока,

протекающего

через

поликристаллический полупроводник от температуры на различных участках нелинейной вольт-амперной характеристики. 3.

Сравнительный

анализ

вольт-амперных

характеристик

по-

ликристаллических полупроводников с различной микроструктурой. Ш. Основные теоретические положения Поликристаллическим полупроводникам (ПП), и в первую очередь, оксидным ПП на основе ZnО, присуща нелинейность вольт-амперной характеристики

(ВАХ),

благодаря

которой

они

находят

практическое

применение в качестве основы варисторов: полупроводниковых резисторов, сопротивление которых зависит от приложенного напряжения. Нелинейность ВАХ в ПП обусловлена электронными процессами на контактах между кристаллитами оксидного вещества. Как видно из рис.6, в приповерхностных областях кристаллитов образуются области, обедненные носителями заряда и между поверхностью и объёмом кристаллитов возникает разность потенциалов - поверхностный потенциал Фо , то есть межкристаллитный потенциальный барьер (МПБ). Электрическая

проводимость

ПП,

обусловленная

переходами через МПБ, определяется следующим выражением:

σ =

Ф 1 σ кр exp(− 0 ) N кТ

где σкр - проводимость кристаллита, N - число МПБ на пути протекания тока, T - абсолютная температура, 23

электронными

k - постоянная Больцмана.

Рис.6. Энергетические схемы межкристаллитного потенциального барьера в поликристаллическом полупроводнике в отсутствии внешнего напряжения (а) и при приложении

напряжения

(б);

схематическое

изображение

микроструктуры

поликристаллического полупроводника (в) (штриховкой обозначены электроды)

При увеличении приложенного к ПП напряжения высота МПБ понижается (рис.6, б), что приводит к экспоненциально сильному увеличению σ (тока). В допороговой области напряжения V , когда электронные переходы имеют характер классических надбарьерных перескоков, зависимость σ от V , как правило, имеет вид

lg σ ≈ V

1

2

. Надбарьерные электронные переходы

показаны на рис.6, а стрелкой. При достижении порогового напряжения ВАХ резко усиливается, что объясняется переходом к механизму квантово-механического туннелирования электронов сквозь МПБ, который становится для

этого достаточно

узким

(рис.6, б). Характерным признаком этого механизма является отсутствие 24

сильной температурной зависимости тока. Величина порогового напряжения в расчете на один МПБ в ZnO составляет 2,5-3,5 В. В области напряжений, когда туннельный ток полностью шунтирует МПБ,

величина

тока

ограничена,

главным

образом,

сопротивлением

кристаллитов. ВАХ оксидного ПП симметрична относительно полярности приложенного напряжения, что обусловлено симметрией МПБ и не требует никаких специальных технологических ухищрений. Учитывая, что определяющие нелинейность ВАХ высота и ширина МПБ зависят от концентрации и степени заполнения поверхностных состояний, нелинейностью ВАХ оксидного ПП можно управлять посредством легирования его поверхностно-активными примесями (Bi, Co, Mn), взаимодействующими с хемосорбированным

кислородом

(являющимся,

по

современным

представлениям, источником возникновения поверхностных состояний) и создающими спектр поверхностных состояний. Кроме того, управлять ВАХ оксидного ПП можно, меняя его микроструктуру, а именно число МПБ на пути протекания тока. Для этого в состав оксидного ПП вводят примесные добавки, влияющие на размер (скорость роста) кристаллитов (например, Sb2O3, Al2O3). IV. Экспериментальная часть 1. Снять зависимость тока, протекающего через образец

№ 1 от

приложенного напряжения. 2. Снять зависимость тока от напряжения для образца № 1 при противоположной полярности приложенного напряжения. 3. Снять зависимость тока, протекающего через образец

№ 2 от

приложенного напряжения. 4. Снять температурную зависимость тока при двух значениях приложенного напряжения: меньшем и большем порогового.

25

V. Обработка результатов измерений 1.

На основе полученных экспериментальных данных построить

вольт-амперные характеристики варисторных структур (для образцов № 1 и 2). Определить области пороговых напряжений. 2.

Построить температурную зависимость тока в допороговой области

напряжений и при напряжениях, выше порогового. 3.

Оценка среднего размера кристаллитов в образцах 1 и 2 с учетом их

толщины и величины порогового напряжения на один межкристаллический потенциальный барьер 3 В. V1. Содержание отчета 1.

Краткая

характеристика

исследуемых

поликристаллических

материалов. 2. Схема измерительной установки. 3. Таблицы с результатами измерения величины тока, протекающего через образцы № 1 и 2 в зависимости от приложенного напряжения. 4. Вольт-амперные характеристики образцов № 1 и 2. 5. Таблица с результатами измерения величины тока, протекающего через образец 1 в зависимости от температуры при двух значениях напряжения: меньшем и большем порогового. 6. Графики зависимостей тока от температуры для образца № 1 в допороговой области и при напряжениях, больших порогового. 7.

Краткие

выводы

по

механизмам

электропроводности

поликристаллических полупроводников и возможности диагностики их микроструктуры по нелинейности вольт-амперной характеристики. Литература: [7], с.123-157.

26

ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 5 ПОЗИСТОРНЫЙ ЭФФЕКТ В ПОЛУПРОВОДНИКОВОЙ СЕГНЕТОКЕРАМИКЕ

I. Выявление

Цель работы

взаимосвязи

ионных

процессов

поляризации

в

сегнетоэлектрических материалах с процессами электронного переноса в них (сегнетоэлектрических и полупроводниковых свойств материалов).

II. 1. Определение

Содержание работы

вольт-амперной

характеристики

сегнетоэлектрика-

полупроводника. 2. Определение температурной зависимости сопротивления сегнетоэлектрика полупроводника.

3. Сравнительный

анализ

позисторного

эффекта

в

сегнетоэлектриках

различного состава (с разной температурой Кюри). III.

Основные теоретические положения

Позисторным эффектом в полупроводниках называют аномальное для этого

класса

материалов

увеличение

сопротивления

при

повышении

температуры (положительный температурный коэффициент сопротивления). Он наблюдается, в частности, в сегнетоэлектриках – полупроводниках (СП) на основе титанита бария

BaTiO3 и состоит в резком возрастании его

сопротивления вблизи точки Кюри при переходе из сегнетоэлектрической в параэлектрическую фазу. Сопротивление полупроводникового титанит бария в узком температурном интервале вблизи точки Кюри может возрасти на несколько порядков величины ☯7 . Позисторный эффект в СП связан с их структурно-химическими особенностями и наличием внутренних полей, обусловленных спонтанной поляризацией. Для придания BaTiO3 полупроводниковых свойств его легируют 27

трехвалентными атомами (лантана, диспрозия, сурьмы), которые замещают в кристаллической соответствии

с

решетке правилом

атомы

двухвалентного

контролируемой

бария

(рис.7,

валентности

а).

В

(сохранения

электронейтральности), это приводит к переходу такого же числа атомов титана, являющегося металлом переменной валентности, из четырехвалентного в трехвалентное состояние (рис.7, а). Перенос заряда в таком материале осуществляется по прыжковому механизму посредством перескоков электронов между трехвалентным и четырехвалентным титаном. Для осуществления такого перескока носителю заряда необходимо преодолеть потенциальный барьер. В сегнетоэлектрической фазе (при температурах ниже точки Кюри) в кристалле действует сильное внутреннее поле, обусловленное спонтанной поляризацией, которое понижает потенциальный барьер и, как следствие, повышает проводимость материала. При переходе в параэлектрическую фазу (при достижении точки Кюри) это поле исчезает, что приводит к резкому увеличению сопротивления материала. Другой причиной позисторного эффекта в СП может быть наличие на контакте между кристаллитами в сегнетокерамике потенциального барьера, обусловленного наличием на границе кристаллитов поверхностных состояний акцепторного типа (рис. 7, б). Захваченный на эти состояния заряд создает внутри кристаллитов электрическое поле, искривляющее энергетические зоны вблизи поверхности и приводящее к образованию потенциального барьера высотой Ф0:

N Д ⋅ b2 ⋅ е2 Ф0 = 2 ⋅ε ⋅ε0 ,

где b – ширина барьера; NД – концентрация доноров в объеме кристаллитов;

ε – диэлектрическая проницаемость материала; ε0 – диэлектрическая постоянная; е – заряд электрона .

28

Рис. 7 . Схема, поясняющая электропроводность полупроводникового титаната бария посредством

перескоков

между

соседними

разновалентными

ионами

титана

(а);

энергетическая схема межкристаллитного потенциального барьера в сегнетокерамике (б)

Для того чтобы через керамический образец протекал ток, электронам необходимо преодолеть этот потенциальный барьер. Поэтому удельное сопротивление образца ρ можно выразить в виде

 Ф0  , кТ  

ρ = ρV ⋅ exp где

ρv – удельное объемное

сопротивление кристаллита;

Т – абсолютная температура; ĸ – постоянная Больцмана.

29

При переходе из сегнетоэлектрической в параэлектрическую фазу диэлектрическая проницаемость материала падает в соответствии с законом

ε=

Кюри– Вейсса: где

С Т − Тк ,

Тк – температура Кюри, С – постоянная величина. Это приводит к тому, что вблизи Тк резко повышается высота барьера

Ф0 и, как следствие, экспоненциально сильно возрастает сопротивление, то есть имеет место позисторный эффект. В

действительности

позисторный

эффект

определяется

как

процессами на границе кристаллитов в керамическом материале, так и объемными свойствами СП. Температура Кюри, при которой наблюдается скачок сопротивления СП, может меняться в широких пределах посредством изменения состава сегнетоэлектрика-полупроводника (в том числе, при переходе к твердым растворам). Позисторный эффект лежит в основе работы полупроводниковых терморезисторов

с

положительным

температурным

коэффициентом

сопротивления (позисторов) ☯7 . 1У. Экспериментальная часть 1. Снять вольт-амперную характеристику позисторного материала (образца №1). 2. Снять температурную зависимость сопротивления образца №1. 3. Снять температурную зависимость сопротивления образца №2 сегнетоэлектрика-полупроводника отличного от образца №1 состава. У. Содержание отчета 1. 2.

Схема измерительной установки. Таблица с результатами измерений величины сопротивления

образцов 1 и 2 в зависимости от температуры. 30

3.

Совмещенные

графики

температурных

зависимостей

сопротивления образцов 1 и 2. Оценочные значения температуры Кюри для этих образцов. Гипотетические соображения относительно причин различия точек Кюри у образцов 1 и 2. 4.

Краткие выводы.

Литература: [7], с.101-123.

СОДЕРЖАНИЕ Общие указания…………………………………………………………3 Литература………………………………………………………………4 Лабораторная работа 1. Явления электронного переноса в диэлектрических пленках и конденсаторных структурах на их основе…………………………………………………………………..5 Лабораторная работа 2. Пробой и старение диэлектриков………….12 Лабораторная работа 3. Исследование электрических свойств сегнетоэлектриков…………………………………………………………….16 Лабораторная работа 4. Электропроводность поликристаллических полупроводников………………………………………………………………22 Лабораторная работа 5. Позисторный эффект в полупроводниковой сегнетокерамике………………………………………………………………..27

31

Редактор И.Н. Садчикова Сводный темплан 2003 г. Лицензия ЛР № 020308 от 14.02.97 __________________________________________________________________ Подписано в печать . Б. кн.-журн.

.2003.

Формат

П.л. 2,0 Тираж

Б.л. 1,1

200

Заказ

60 х 84 1/16. РТП РИО СЗТУ .

__________________________________________________________________ Северо-Западный государственный заочный технический университет. РИО СЗТУ, член Издательско-полиграфической ассоциации вузов Санкт-Петербурга 191186, Санкт-Петербург, ул.Миллионная, д.5

32