Единое окно доступа к образовательным ресурсам

Физические основы микроэлектроники. Учебное пособие

Голосов: 2

Издание представляет собой краткое введение в теорию широкого круга явлений, с которыми приходится непосредственно иметь дело конструктору и технологу радиоэлектронной аппаратуры. Его цель - помочь понять физическую сущность тепловых и электрических свойств твердых тел, контактных и поверхностных явлений в полупроводниках. Предназначено для студентов дневного и заочного отделений специальности 2008, а также студентов других специальностей, желающих систематизировать свои знания в области физики твердого тела.

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
                                                                   б)
                                  Рис . 46 Энергетические схемы металла и
                               полупроводника до приведения их в контакт (а) и
                                       после установления контакта (б)




                                            Рис. 47        Схема диода Шоттки
                                      10.7 Равновесное состояние p-n-перехода
     Пусть внутренней границей раздела двух областей полупроводника с различным типом проводимости является плоскость
ММ (рис. 48, а): слева от нее находится полупроводник р-типа, например р-германий          с концентрацией акцепторов
Na; справа – полупроводник n-типа           (n-германий с концентрацией доноров NД). Для простоты будем считать, что Nа
= NД и равно, например, 1022 м-3. На рис. 48, б показано изменение концентрации акцепторных и донорных атомов при
перемещении вдоль оси Х, перпендикулярной плоскости ММ. В точке О, лежащей в этой плоскости, Na скачкообразно падает
до нуля, NД скачкообразно увеличивается от нуля до NД.
     Для n-области основными носителями являются электроны, для                 p-области – дырки. Основные носители
возникают почти целиком вследствие ионизации донорных и акцепторных примесей. При не слишком низких температурах
эти примеси ионизированы практически полностью, вследствие чего концентрацию электронов в n-области (nn0) можно
считать практически равной концентрации донорных атомов NД (nn0 ≈ NД), а концентрацию дырок в p-области (pp0) можно
считать равной концентрации акцепторных атомов Na (pp0 ≈ Na).




      а)               б)                             в)




             г)                                  д)
                                  Рис. 48    Равновесное состояние p-n-перехода
     Помимо основных носителей эти области содержат неосновные носители: n-область – дырки (pp0), р-область –
электроны (np0). Их концентрацию можно определить, пользуясь законом действующих масс


                                                        nn0pp0 = pp0nn0 = n 2 ,
                                                                            i

где ni – концентрация носителей в собственном полупроводнике.
     При nn0 = pp0 = 1022 м-3 и ni = 1019 м-3 получаем pp0 = np0 = 1016 м-3.
     Как видим, концентрация дырок в p-области на шесть порядков выше концентрации их в n-области; точно так же
концентрация электронов в n-области на шесть порядков выше концентрации их в p-области. Такое различие в концентрации
однотипных носителей в контактирующих областях полупроводника приводит к возникновению диффузионных потоков
электронов из n-области в p-область (nn→p) и диффузионного потока дырок из p- в n-область (pp→n). При этом область n, из
которой диффундировали электроны, заряжается положительно, а область p, из которой диффундировали дырки, –
отрицательно. Это заряжение приводит соответственно к понижению всех энергетических уровней, в том числе и уровня
Ферми в n-области и повышению их в                     p-области. Перетекание электронов справа налево и дырок слева направо
происходит до тех пор, пока постепенно поднимающийся уровень Ферми в p-области (µр) не установится на одной высоте с
постепенно опускающимся уровнем Ферми в n-области (µn). С установлением этих уровней на одной высоте между n- и р-
областями устанавливается равновесие, при котором поток электронов из n- в р-область (nn→p) уравновешивается потоком
электронов из р- в n-область (np→n), а поток дырок из p- в n-область (pp→n) уравновешивается потоком дырок из n- в
р-область (pn→p):
                                                 nn→p = np→n;               pp→n = pn→p.
     Уход электронов из приконтактного слоя n-области приводит к возникновению в этом слое неподвижного
положительного объемного заряда ионизированных атомов донорной примеси (рис. 48, в); обозначим толщину этого слоя
через dn. Уход дырок из приконтактного слоя р-области вызывает появление в этом слое неподвижного отрицательного
объемного заряда, локализованного на атомах акцепторной               примеси; обозначим толщину этого слоя через dp.
Между этими слоями возникает контактная разность потенциалов Vк, создающая в                 p-n-переходе потенциальный
барьер ϕ0, препятствующий переходу электронов из n- в р-область и дырок из p- в n-область. Как показывает расчет
                                                                                    n           p p0
                                                                        ϕ0 = kT ln n 0 = kT ln       .           (10.14)
                                                                                    n p0        pn 0

     Из (10.14) видно, что ϕ0 тем выше, чем больше отношение концентрации основных носителей в данной области
полупроводника к концентрации этих носителей в другой области полупроводника, в которой они являются неосновными.
При nn0 = 1022 м-3, np0 = 1016 м-3 и Т = 300 К ϕ0 ≈ 0,45 эВ.
     На рис. 48, г показана энергетическая схема р- и n-областей до установления между ними соприкосновения. Из рис. 48,
г видно, что µn лежит выше µр.
     На рис. 48, д приведена энергетическая схема этих областей после установления между ними равновесия. Уровни
Ферми µn и µр расположились на одной высоте, между областями p и n возник слой объемного заряда, простирающийся в n-
область на глубину dn и в р-область на глубину dp, и потенциальный барьер φ0 = qVк. Из сравнения рис. 48, г, д легко видеть,
что
                                                              ϕ0 = µn – µр.
    Толщина слоя объемного заряда d = dn + dp, как и в случае контакта полупроводника с металлом, определяется высотой
потенциального барьера ϕ0 и концентрацией основных носителей nn0 и рр0

                                            2 ε 0 εϕ0 (n n 0 + p p0 )         2 ε 0 εV к ( n n 0 + p p 0 )
                                      d=                                =                                    .
                                                  q 2 n n 0 p p0                    q 2 n n 0 p p0


                                              10.8 Внутренний фотоэффект
     Эффекты поглощения света в полупроводниках находят практическое применение для создания модуляторов световых
потоков, фотоприемников и преобразователей световой энергии в электрическую.
     Для модуляции световых потоков можно использовать зависимость коэффициента поглощения у края собственной
полосы от давления, внешнего электрического поля и концентрации свободных носителей заряда или зависимость
поглощения света свободными носителями от их концентрации.
     При собственном и примесном поглощениях возникают избыточные свободные носители заряда, приводящие к
увеличению проводимости полупроводника. Процесс внутреннего освобождения электронов под действием света
называется внутренним фотоэффектом. Добавочная проводимость, приобретаемая полупроводником при облучении
светом, называется фотопроводимостью. Основная же проводимость, обусловленная тепловым возбуждением свободных
носителей заряда, называется тепловой проводимостью. Приборы, предназначенные для регистрации светового излучения
по величине фотопроводимости, называются фоторезисторами.
     На рис. 49 показаны устройство фоторезистора и схема его включения.
     Чувствительный элемент фоторезистора представляет собой брусок или пленку монокристаллического или
поликристаллического полупроводника с двумя омическими контактами. Он подключается к источнику смещения V 0 через
нагрузочное сопротивление R н . Толщина чувствительного элемента должна быть достаточно большой, чтобы в нем
поглощался практически весь свет W 0 (1 − r ) , прошедший через освещенную поверхность ( W 0 – мощность падающего света;
r – коэффициент отражения поверхности). Это требование легко выполнить для собственных фоторезисторов и часто трудно


выполнить для примесных. Если оно выполнено, то число носителей (или пар носителей при собственном поглощении),
генерируемых светом в единицу времени в чувствительном элементе при λ < λ max , будет равно

                                                                                                       N 0 (1 − r )η
                                                                                              G=                     ,           (10.15)
                                                                                                            hω

где η – квантовый выход внутреннего фотоэффекта, равный числу носителей (пар носителей), рождаемых в среднем каждым
поглощенным фотоном. Он может быть больше 1, если при поглощении одного фотона высокой энергии рождается две и
более электронно-дырочные пары, и меньше 1, если часть фотонов поглощается свободными носителями заряда.




                                     Рис. 49    Схема устройства и включения в
                                                  цепь фоторезистора
     Под действием напряжения V, приложенного к фоторезистору, созданные светом носители заряда совершают дрейф и
создают в цепи ток, который называют фототоком I ф . Его легко определить из следующих соображений. Каждый носитель
заряда за время своей жизни проходит через резистор τ / t пр раз, где t пр – время пролета, или, точнее, время дрейфа
носителя через резистор. Оно равно длине чувствительного элемента резистора, деленной на скорость дрейфа v д

                                                                                               l   l
                                                                                     t пр =      =   ,                           (10.16)
                                                                                              v д Uξ

где и – подвижность носителей. Сила фототока I ф равна числу носителей G, ежесекундно генерируемых в полупроводнике
под действием света, умноженному на τ / t пр и заряд электрона q

                                                                                  qGτ qGτV q∆NuV
                                                                           Iф =        =    =    ,                               (10.17)
                                                                                  t пр   l2   l2
где ∆N = Gτ – число избыточных носителей в фоторезисторе. Если свет генерирует пару носителей, то вместо и следует
писать сумму подвижностей u n + u p .
    Подставив в (10.17) G из (10.15), получим
                                                                          W 0 (1 − r )qητuV            W 0 (1 − r )q
                                                                   Iф =                            =                   ητuλV .   (10.18)
                                                                                  hωl 2                   hcl 2
    Отношение
                                                                                Iф        q (1 − r )
                                                                                      =                ητuλV                     (10.19)
                                                                               W0          hcl 2
характеризует чувствительность фоторезистора. Она прямо пропорциональна длине волны падающего света (вплоть до
λ max ), приложенному напряжению V, времени жизни носителей τ и их подвижности и и обратно пропорциональна квадрату
длины чувствительного элемента фоторезистора.
      Время жизни носителей τ определяет не только чувствительность, но и инерционность фоторезистора: чем больше τ,
тем выше чувствительность, но тем выше и инерционность прибора. Действительно, рассмотрим, например, характер спада
фотопроводимости фоторезистора после выключения источника света (рис. 50). Вследствие протекания процесса
рекомбинации концентрация избыточных носителей убывает по закону




                               Рис. 50 Кривая нарастания фотопроводимости при
                                    облучении полупроводника светом и спада


                                фотопроводимости после прекращения облучения

                                                                                      σф = σф0e −t / τ ,       (10.20)

где σ ф 0 – стационарная (установившаяся) фотопроводимость в условиях постоянной освещенности фоторезистора.
    Характер нарастания фотопроводимости полупроводника после включения светового импульса (кривая 0В),
описываемого следующим уравнением
                                                                    σф = σф0 (1 − e −t / τ ) .   (10.21)

    Следует указать, что в поликристаллических фоторезисторах чувствительность определяется часто процессами на
границах монокристаллических зерен, а не процессами в объеме полупроводника; в этом случае соотношение (10.19)
неприменимо.

                                              10.8.1 ЭКСИТОННЫЕ СОСТОЯНИЯ
     При возбуждении фотопроводимости электроны из валентной зоны перебрасываются в зону проводимости. Однако
возможно и иное течение процесса, когда возбужденный электрон не разрывает связи с дыркой, оставаясь связанным с ней в
водородоподобном состоянии. Энергия образования такого возбужденного состояния, названного            Я. И. Френкелем
экситоном, меньше ширины запрещенной зоны, поскольку последняя есть не что иное как минимальная энергия, требуемая
для создания разрешенной ширины. Экситон может перемещаться в кристалле, но фотопроводимость при этом не возникает,
так как электрон и дырка движутся вместе. При столкновении с фононами, примесными атомами и другими дефектами
решетки экситоны или рекомбинируют, или "разрываются". В первом случае возбужденные атомы
переходят в нормальное состояние, а энергия возбуждения передается решетке или излучается в виде квантов света; во
втором случае образуется пара носителей – электрон и дырка, которые обусловливают повышение электропроводности
полупроводника.


                                                   10.9 Эффект Ганна
      В 1963 г. Дж. Ганн, изучая поведение арсенида галлия в области сильных полей, обнаружил новое явление,
заключающееся в возникновении колебаний тока с частотой 109 – 1010 Гц при приложении к кристаллу постоянного
электрического поля. Этот эффект Ганна наблюдали позднее в фосфиде галлия, фосфиде индия и ряде других
полупроводников. Величиной, ответственной за эффект Ганна, является подвижность носителей. Он не появляется, когда
кристалл разогревается джоулевым теплом. Рассмотрим механизм возникновения эффекта.
      Многие полупроводники, в частности арсенид галлия, имеют достаточно сложную зонную структуру. Так, зона
проводимости арсенида галлия кроме минимума E(k) при k = 0 имеет второй минимум в направлении [100] при k ≈ 0,8k0, где
k0 – волновой вектор, соответствующий границе зоны Бриллюэна в направлении [100]. Схематически зонная структура GaAs
изображена на рис. 51.
      Второй минимум (Б) расположен выше первого (А) на 0,36 эВ. Поскольку кривизна зависимости E(k) в области этих
двух экстремумов различна, различны и эффективные массы электронов, находящихся в этих минимумах. В области
минимума А m * ≈ 0,07m (т.е. электроны легкие). В области минимума Б m Б ≈ 1,2 m (т.е. электроны тяжелые). Подвижность
                A
                                                                             *

легких электронов составляет µ A ≈ (400 − 800) см2/(В ⋅ с), подвижность тяжелых µ Б ≈ (100 − 200) см2/(В ⋅ с).




Рис. 51   Зонная структура арсенида галлия:

                                          1 – зона проводимости; 2 – валентная зона
    Изменение подвижности носителей в сильных полях связано с переходом электронов из минимума А в минимум Б. При
слабых полях электроны находятся в термодинамическом равновесии с решеткой. Поскольку энергия электронов в обычных
условиях много меньше расстояния (по шкале энергий) между минимумами k БT << ∆E , практически все электроны
занимают уровни в минимуме А, т.е. n А = n0 . Плотность тока в этом случае

                                                        j1 = en0 µ А ξ .

    С ростом напряженности поля энергия электронов повышается и при некотором критическом значении ξ кр становится
возможным их переход из минимума А в минимум Б, где подвижность значительно ниже. Плотность тока при этом падает и
в конечном итоге становится равной
                                                        j2 = en0µ Б ξ .


     В результате на зависимости j (ξ) появляется участок с отрицательной дифференциальной проводимостью (рис. 52).
     Рассмотрим более подробно механизм электрической неустойчивости, приводящий к высокочастотным осцилляциям
тока. Это удобно сделать на примере опыта Ганна. Предположим, что к образцу полупроводника, имеющему форму
параллелепипеда длиной L, приложено внешнее напряжение. Если полупроводник однороден, то электрическое поле в
образце также однородно. Однако любой реальный кристалл содержит некоторые неоднородности. Наличие неоднородности
с повышенным сопротивлением приводит к тому, что в этом месте образца напряженность электрического поля имеет
повышенное значение. При увеличении напряженности внешнего поля значение ξ кр




                            Рис. 52 Зависимость плотности тока от напряженности
                             электрического поля для полупроводника, имеющего
                                  зонную структуру, изображенную на рис. 51
здесь достигается раньше, чем в остальной части образца. Вследствие этого в области неоднородности начинаются переходы
из минимума А в минимум Б, т.е. появляются тяжелые электроны. Подвижность здесь уменьшается, а сопротивление
дополнительно возрастает. Это приводит к увеличению напряженности поля в месте локализации неоднородности и более
интенсивному переходу электронов в минимум Б. Поле в образце становится резко неоднородным. Такая зона с сильным
электрическим полем получила название электрического домена.
     Домен, содержащий тяжелые электроны, под действием поля перемещается вдоль образца с относительно низкой
скоростью (так как подвижность тяжелых электронов мала). Легкие электроны также перемещаются в поле, причем с
большей скоростью. Те электроны, которые движутся сзади домена, догоняют его и образуют область отрицательного
объемного заряда, а те, которые движутся впереди, уходят от домена, и, таким образом, формируется область, обедненная
электронами, т.е. область положительного объемного заряда (рис. 53). Через некоторое время устанавливается стационарное
состояние, при котором скорость движения домена равна скорости перемещения электронов вне домена. Это происходит
потому, что поле внутри домена сильно возросло и вследствие этого возрастает скорость движения электронов в нем. Поле
вне домена, наоборот, резко уменьшилось. Поэтому дрейфовая скорость электронов за пределами домена снижается. Когда
домен достигает границы образца, он разрушается.
     Пусть внешнее напряжение прикладывается к образцу в момент времени t 0 . При этом возникает ток, имеющий
некоторое максимальное значение силы тока I max (рис. 54). Сразу же на одной из неоднородностей начинается образование
домена. Этот процесс протекает очень быстро, так как постоянная времени, связанная с переходом электронов из минимума
А в минимум Б, составляет примерно           1012 с. Сила тока резко уменьшается до значения I min , определяемого




                                   Рис. 53   Структура электрического домена




                                   Рис. 54   Осцилляции тока в эффекте Ганна

скоростью движения домена. Это значение тока сохраняется до тех пор, пока домен не разрушится на границе образца.
Очевидно, что время движения домена
                                                             L
                                                        t=      ,
                                                             vд


где v д – скорость движения домена; L – длина дуги.
     Сила тока снова возрастает до значения I max , снова образуется домен и ток уменьшается. Так возникают колебания
тока. Частота колебаний определяется длиной образца. Например, при L = 50 мкм она составляет 2 ГГц. Скорость движения
домена не зависит от внешнего поля и составляет 105 м/с. Поле лишь изменяет толщину домена.

                                            10.10 Поверхностные состояния
     В гл. 6 было показано, что энергетический спектр электрона, движущегося в строго периодическом поле
неограниченного кристалла, имеет зонную структуру: полосы разрешенных энергий отделены друг от друга зонами
запрещенных энергий. Нарушение периодичности потенциала, вызванное дефектами решетки (примесными атомами,
вакансиями и др.), приводит к возникновению в запрещенной зоне дискретных уровней.
     Подобными дефектами являются и свободные поверхности кристалла, на которых происходит обрыв решетки и
нарушение периодичности ее потенциала (рис. 55, а). Влияние такого рода дефектов на энергетический спектр электронов
было исследовано Таммом в 1932 г. Он показал, что обрыв решетки приводит к появлению в запрещенной зоне
полупроводника разрешенных дискретных уровней энергии для электронов, расположенных в непосредственной близости
от поверхности кристалла (рис. 55, б). Такие уровни получили название поверхностных уровней или поверхностных
состояний.




              а)                                      б)




              в)                                      г)

Рис. 55   Возникновение поверхностных состояний:

                            а – обрыв периодического потенциала решетки у поверхности кристалла;
                            б – поверхностные состояния, возникающие в следствие обрыва решетки;
                             в – чужие атомы М на поверхности; г – типы поверхностных состояний
                                ( E д – однородные, E а – акцепторные, E р – рекомбинационные)


     Наглядное представление о возникновении поверхностных состояний можно получить из рассмотрения связей,
действующих между атомами в объеме и на поверхности кристалла. На рис. 56 изображена плоская модель решетки
германия. Атом в объеме кристалла окружен четырьмя ближайшими соседями, связь с которыми осуществляется путем
попарного обобществления валентных электронов. У атомов, расположенных на свободной поверхности АА, одна валентная
связь оказывается разорванной, а электронная пара неукомплектованной. Стремясь укомплектовать эту пару и заполнить
свою внешнюю оболочку до устойчивой восьмиэлектронной конфигурации, поверхностные атомы ведут себя как типичные
акцепторы, которым в запрещенной зоне соответствуют акцепторные уровни E а (рис. 55, б). Электроны, попавшие на эти
уровни из валентной зоны, не проникают в глубь кристалла и локализуются на расстоянии порядка постоянной решетки от
поверхности. В валентной зоне возникают при этом дырки, а в поверхностном слое полупроводника – дырочная
проводимость.


Рис. 56   Схема возникновения акцепторных поверхностных состояний на чистой поверхности полупроводника


     Рассмотренные поверхностные состояния возникают на идеально чистой бездефектной поверхности, получить которую
практически невозможно. В реальных условиях поверхностные свойства полупроводников определяются поверхностными
состояниями, созданными главным образом чужеродными атомами (молекулами) на поверхности. На рис. 55, в показана
зонная структура полупроводника. Вертикальной прямой обозначена одна из свободных его поверхностей. Предположим,
что на этой поверхности химически сорбировалась частица М. При такой сорбции волновые функции решетки и частицы
перекрываются настолько, что частицу можно рассматривать как примесь, локально нарушающую периодичность
потенциала решетки и приводящую к возникновению в запрещенной зоне поверхностного уровня.
     Характер таких уровней зависит от природы поверхности и частиц. Они могут быть акцепторными, донорными и
рекомбинационными (рис. 55, г). Так, кислород, сорбированный на поверхности германия, создает акцепторные уровни, вода –
донорные. Если уровни Р являются акцепторными, то они захватывают электроны и заряжают поверхность полупроводника
отрицательно с поверхностной плотностью σ − = qNf Ф − Д , где N – число молекул, адсорбированных единицей поверхности
                                                   −

             −
кристалла; f Ф −Д – функция Ферми–Дирака, выражающая вероятность заполнения поверхностных уровней электронами; q –
заряд электрона. Если уровни Р являются донорными, то они, отдавая электроны кристаллу, заряжают поверхность
полупроводника положительно с плотностью σ + = qNf Ф − Д , где f Ф −Д – вероятность того, что поверхностные уровни
                                                   +             +

являются пустыми, т.е. частицы М ионизированы.
    При высокой плотности поверхностных состояний они, взаимодействуя друг с другом, могут размыться в
поверхностную зону. Электроны в этой зоне могут двигаться только вдоль поверхности.

                                  10.11 Приповерхностный слой объемного заряда
     Заряжение поверхности полупроводника при заполнении поверхностных состояний сопровождается возникновением у
поверхности слоя объемного заряда, нейтрализующего поверхностный заряд. Нейтрализация происходит путем притяжения
к поверхности носителей со знаком заряда, противоположным знаку заряда поверхности, и отталкивания носителей одного
знака. Поэтому поверхностный слой полупроводника оказывается обедненным носителями одного знака со знаком
поверхностного заряда и обогащенным носителями противоположного знака.
     Толщина слоя объемного заряда, на протяжении которой происходит нейтрализация поверхностного заряда, зависит от
концентрации носителей. В то время как в металлах, имеющих очень высокую концентрацию носителей (≈1028 м-3),
нейтрализация происходит уже на расстоянии нескольких параметров решетки, в полупроводниках область
пространственного заряда может простираться на значительную глубину (≈10-6 м и более). Обычно ее принимают равной так
называемой дебаевской длине экранирования L Д , имеющей следующий смысл: L Д представляет собой расстояние, на
протяжении которого потенциал поля в веществе со свободными носителями заряда уменьшается в e раз. Расчет показывает,
что при небольшом относительном обогащении приповерхностной области полупроводника свободными носителями заряда
                                                                           L Д = (ε 0 εkT / q 2 n0 )1/ 2 ,       (10.22)

где ε – диэлектрическая проницаемость вещества; ε0 – диэлектрическая проницаемость воздуха; n0 – концентрация
свободных носителей в нем, e = 1,22.
     Таким образом, у поверхности полупроводника существует область, электрические свойства которой определяются не
объемными концентрациями примеси, а величиной поверхностного заряда. В этой области концентрация носителей может
существенно отличаться от объемной концентрации. Наличие такой области оказывает существенное влияние на многие
свойства полупроводника: электропроводность, работу выхода, фото-э.д.с. и др., а также на параметры приборов.
     Заряжение поверхности полупроводника вызывает возникновение разности потенциалов между поверхностью и
объемом полупроводника и, следовательно, искривление энергетических зон. При заряжении поверхности отрицательным
знаком энергетические зоны изгибаются вверх, так как при перемещении электрона из объема на поверхность его
потенциальная энергия увеличивается (рис. 57). При положительном заряжении поверхности зоны изгибаются вниз. Изгиб
простирается вглубь полупроводника примерно на дебаевскую длину экранирования L Д .
    При формировании приповерхностной области полупроводника могут встретиться три важных случая: обеднение,
инверсия и обогащение этой области носителями заряда.
    Изменять заряжение поверхности полупроводника можно посредством внешнего электрического поля. На рис. 58
приведена принципиальная схема прибора, предназначенного для этой цели. На одну сторону полупроводниковой пластины
П напыляют омический контакт Э, второй электрод М прижимается к противоположной стороне пластины через тонкий
слой диэлектрика Д. На электроды подается внешняя разность потенциалов от источника V. Меняя величину и знак
потенциалов на электродах Э и М, можно в широких приделах менять величину и знак заряда, индуцируемого на
поверхности полупроводника прижатой к электроду М.


   Рис. 57   Изгиб зон у поверхности полупроводника n-типа при отрицательном заряжении поверхности




                                           Рис. 58    Схема МДП структуры

    Явления изменения поверхностной проводимости полупроводника под действием поперечного электрического поля
называют эффектом поля. Оно широко используется для исследования поверхностных состояний, позволяя определять
величину заряда, захваченного этими состояниями, их плотность, глубину залегания и т.д.

                                          10.12 Поверхностная рекомбинация
    Среди быстрых поверхностных состояний можно выделить центры прилипания, размещающиеся вблизи дна зоны
проводимости и потолка валентной зоны, и центры рекомбинации, располагающиеся вблизи середины запрещенной зоны.
Наличие поверхностных центров рекомбинации делает возможным протекание рекомбинации через эти центры. Такую
рекомбинацию называют поверхностной. В чистых кристаллах, в которых концентрация объемных центров мала,
поверхностная рекомбинация может приобрести важную роль, особенно в образцах малой толщины.
    Рассмотрим полупроводник, в запрещенной зоне которого имеются поверхностные рекомбинационные центры. Пусть в
этом полупроводнике генерируются неравновесные носители заряда. Обозначим избыточную концентрацию их вблизи
поверхности через ∆ns и ∆ps . Наличие на свободной поверхности полупроводника рекомбинационных центров, т.е. стока
для неравновесных носителей, приводит к возникновению направленных потоков носителей к поверхности,
пропорциональных их избыточной концентрации: потока электронов jn / q = s∆n s и потока дырок j p / q = s∆ps , где jn , j p –
электронная и дырочная составляющие тока, текущего к поверхности. В условиях равновесия, когда ток через поверхность
равен нулю, потоки электронов и дырок к поверхности равны друг другу и равны числу носителей nRs ежесекундно
рекомбинирующих на единице поверхности полупроводника
                                              jn / q = jh / q = nRs = s∆ns = s∆ps .
    Отсюда находим
                                                                                      s = nRs / ∆ns = nRs / ∆ps .    (10.23)
     Из (10.23) видно, что коэффициент пропорциональности s равен отношению числа избыточных носителей, ежесекундно
рекомбинирующих на единице поверхности полупроводника, к концентрации их в поверхностном слое. Он имеет
размерность скорости и называется скоростью поверхностной рекомбинации неравновесных носителей.
     Скорость поверхностной рекомбинации зависит от поверхностного изгиба зон ϕ s (рис. 59). При ϕ s = 0 скорость
поверхностной рекомбинации достигает максимального значения. При больших положительных значениях ϕ s концентрация
электронов в зоне проводимости резко уменьшается, вследствие чего резко падает скорость поверхностной рекомбинации
(правая ветвь кривой, рис. 59). При высоких отрицательных значениях ϕ s в валентной зоне поверхностного слоя
практически отсутствуют дырки, вследствие чего скорость поверхностной рекомбинации также становится низкой (левая
ветвь кривой, рис. 59). Кривую (рис. 59) называют рекомбинационным колоколом.
     Скорость поверхностной рекомбинации весьма чувствительна к состоянию поверхности. Адсорбция на этой
поверхности посторонних молекул может резко изменить потенциал поверхности Φ s и тем самым скорость поверхностной
рекомбинации. Механическая обработка поверхности (шлифовка, полировка и др.), нарушая кристаллическую структуру
поверхностного слоя, приводит к возникновению большого


Рис. 59   Зависимость скорости поверхностной рекомбинации от поверхностного изгиба зон

числа поверхностных рекомбинационных центров, способных резко увеличить скорость поверхностной рекомбинации. При
травлении такой поверхности нарушенный слой удаляется, и скорость поверхностной рекомбинации, как правило, падает.
     При одновременном протекании в образце объемной и поверхностной рекомбинаций эффективное время жизни
неравновесных носителей τ эф зависит от времени жизни в объеме τ об и скорости поверхностной рекомбинации s. Как
показывает расчет, для тонких (по сравнению с длиной диффузии) образцов полупроводника эффективное время жизни
неравновесных носителей равно
                                                                           1 / τ эф = 1 / τ об + 2 s / d ,        (10.24)

где d – толщина образца.


                            11 ПЕРЕНОС НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ТОНКИХ ПЛЕНКАХ
     При рассмотрении этого вопроса возможны два случая:
     а) пленка тонкая (рис. 60).
     Предположим, что из точки 0 внутри телесного угла ϕ = ϕ0 распространяются электроны на расстояние х = λ , где λ –
длина свободного пробега электрона (рис. 60).
     Если толщина пленки d много меньше длины свободного пробега λ(d << λ) , то электроны рассеиваются на
поверхности пленки, удельное сопротивление ρ увеличивается, так как появляются дополнительные механизмы
рассеивания (например, за счет взаимодействия электронов с колеблющимися ионами кристаллической решетки).
     б) более толстая пленка (рис. 61).
     В более толстых пленках учитываются все механизмы рассеяния.
     Пусть z – переменное расстояние от центра рассеяния до поверхности 1. В точке 0 начинается движение n штук
электронов.
     Если телесный угол φ меньше некоторого угла ϕ0 , то все электроны распространяются на расстояние λ, если ϕ < ϕ0 , то
x <λ.




                           Р и с. 60   Пер ено с но си те л ей за рядов в то нк их пленках




                             Рис. 61    Перенос носителей зарядов в толстых пленках

    Очевидно телесный угол ϕ = 2 π sin ϕdϕ .
    Из геометрических соображений:
                                                       χ = d cos ϕ ;
                                                                   d
                                                       cos ϕ 0 =     .
                                                                   A
    Обозначим:
    l1 – путь, пройденный электронами, не претерпевшими столкновения с поверхностями
                                                         π
                                                         2

                                                         ∫
                                                    l1 = λ1 sin ϕdϕ ;
                                                        ϕ0


    l11 – путь, пройденный электронами, рассеянными от поверхности
                                                                ϕ0

                                                                 ∫
                                                          l11 = xn1 sin ϕdϕ ;
                                                                 0

    λ эф – эффективный путь (средний путь, пройденный электроном).
    Очевидно

                                                                   π           
                                       1   11       ϕ0             2           
                                       l +l       1                                              λ
                              λ эф =            =     ∫ xn sin ϕdϕ + λn sin ϕdϕ  = ... = d 1 + ln  .
                                                                        ∫
                                         n         
                                                  n 0                                            2
                                                                   0           
                                                                               
    Обозначим:
    σ – удельная электропроводность

                                                                     1 е2 п
                                                               σ=           λ.
                                                                     2 тv
    Примем λ = λ эф , тогда

                                                               е 2 пd       λ
                                                          σ=          1 + ln  .
                                                               2mv          d
    Примем электропроводимость толстых пленок бесконечно большой σ = σ∞ .
    Тогда
                                                                                          σ  d      d
                                                                                            = 1 + ln  .    (11.1)
                                                                                         σ∞ λ       λ
    Учитывая, что удельное сопротивление обратно пропорционально удельной проводимости перепишем выражение
                                                                                           ρ  λ      d
                                                                                             = 1 + ln  .   (11.2)
                                                                                          ρ∞ d       λ
     На рис. 62 представлена графическая зависимость удельного электросопротивления от толщины пленки. На нем видны
три области:
     I – сильная зависимость удельного электросопротивления от толщины пленки. Структура пленки – островная.
Основной механизм проводимости – туннельный эффект.
     II – слабая зависимость удельного электросопротивления от толщины пленки. Структура пленки – сплошная,
 d
   ≈ 0,1...1 . Следовательно, пленка еще остается тонкой.
 λ
     III – удельное электросопротивление не зависит от толщины пленки. Следовательно, пленка толстая.
     На основании анализа графика можно сделать вывод: пленка считается тонкой до тех пор, пока ее удельное
сопротивление зависит от толщины.




                              Рис. 62         Зависимость удельного сопротивления от
                                                     толщины пленки
                                                    СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

     1 Шаскольская М. П. Кристаллография. М.: Высш. шк., 1984.                376 с.: ил.
     2 Епифанов Г. И. Физика твердого тела. М.: Высш. шк., 1977. 288 с.: ил.
     3 Епифанов Г. И., Мома Ю. А. Физические основы конструирования и технологии РЭА и ЭВА. М.: Сов. радио, 1979.
352 с.: ил.
     4 Павлов П. В., Хохлов А. Ф. Физика твердого тела. М.: Высш. шк., 2000. 494 с.: ил.
     5 Бонч-Бруевич В. Л., Калашников С. Г. Физика полупроводников. М.: Наука, 1977. 672 с.: ил.
     6 Киреев П. С. Физика полупроводников. М.: Высш. шк., 1975. 584 с.: ил.
     7 Готра З. Ю. Технология микроэлектронных устройств. М.: Радио и связь, 1991. 528 с.: ил.
     8 Антипов Б. Л., Сорокин В. С., Терехов В. А. Материалы электронной техники. М.: Высш. шк., 1990. 208 с.: ил.



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика