Единое окно доступа к образовательным ресурсам

Материалы электронной техники: Конспект лекций

Голосов: 0

В пособии приводятся основные физические явления в полупроводниках и активных диэлектриках, описываются их электрические, физико-химические и механические свойства. Методическое пособие предназначено для изучения курса "Материалы электронной техники" студентами специальностей 210200, 210600, а также может быть полезно студентам других специальностей. Пособие подготовлено на кафедре технологии микро- и наноэлектронной аппаратуры Таганрогского технологического института Южного федерального университета.

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
    621.315.4/61(075)             № 3931-2
      М 545
                 МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙ-
                           СКОЙ ФЕДЕРАЦИИ
                  ГОСУДАРСТВЕННОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ
                  УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИО-
                        НАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ
              ТАГАНРОГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ РАДИО-
                      ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ

                                ===========================================
                                                     ==




 НАНОЭЛЕКТРОННОЙ АППРАТУРЫ
  КАФЕДРА технологии МИКРО- И
                                 МЕТОДИЧЕСКОЕ ПОСОБИЕ

                                     МАТЕРИАЛЫ ЭЛЕКТРОННОЙ
                                           ТЕХНИКИ

                                                ЧАСТЬ 2

                                            Конспект лекций

                                      Для студентов специальностей 210200,
                                                 210600




                                               Таганрог 2006


  УДК 621.315.4/61:621.38(075.8)+621.38.002.3(075.8)


  Составители: О.Н. Негоденко, С. П. Мирошниченко.



  Методическое пособие «Материалы электронной техники»
Часть 2. Конспект лекций. Таганрог: Изд-во ТРТУ, 2006, 47 c.

         Табл. 3. Ил. 42. Библиогр.: 14 назв.




      В пособии приводятся основные физические явления в по-
лупроводниках и активных диэлектриках, описываются их элек-
трические, физико-химические и механические свойства. Мето-
дическое пособие предназначено для изучения курса «Материалы
электронной техники» студентами специальностей 210200,
210600, а также может быть полезно студентам других специ-
альностей.




       Рецензент Е. Т. Замков, кандидат технических наук, до-
цент кафедры КЭС, ТРТУ.


                               ВВЕДЕНИЕ
    Целью курса является изучение физической сущности явлений, протекаю-
щих в электро-радио материалах (ЭРМ), их свойств, областей использования и
правил выбора. ЭРМ называются материалы и компоненты, несущие электри-
ческую нагрузку или электрическую совместно с механической. Остальные
материалы, несущие только механическую нагрузку, называются конструкци-
онными материалами. Конечно, радиоинженер должен знать как ЭРМ, так и
конструкционные материалы. Некоторые ЭРМ, например, пластмассы, яв-
ляются одновременно и конструкционными материалами. Такие конструкци-
онные материалы как стали, цветные металлы и их сплавы рассмотрены в при-
водимой ниже литературе, но в курсе ЭРМ не рассматриваются. Поскольку ав-
торами и другими преподавателями ТРТУ ранее был издан ряд учебных посо-
бий по отдельным разделам курса, материал этих разделов не включен в курс
лекций (рекомендуется изучать изданные раннее пособия).
   Научно-технический прогресс в области радиоэлектроники, прежде всего,
связан с разработкой и использованием новых материалов. Надежность РЭА,
быстродействие, экономичность, расширение области рабочих температур,
стойкость к ударам, излучениям определяются не столько схемой и конструк-
цией РЭА, сколько использованными материалами и технологией.


          14. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ МАТЕРИАЛЫ

                14.1. Электропроводность полупроводников

   Различают электропроводность собственную и примесную. Собственная
электропроводность наблюдается у чистых п/п, примесная – у п/п с примеся-
ми. Т.к. ширина запрещённой зоны для п/п относительно большая (< 2-3 эВ),
то под действием слабого электрического поля электроны не могут перейти из
заполненной (валентной) зоны в зону проводимости. Этот переход электронов
может быть осуществлён за счёт тепловой энергии, энергии света, корпуску-
лярного излучения. При температуре абсолютного нуля п/п является изолято-
ром, т.к. все его электроны находятся в заполненной зоне. При температуре,
большей температуры абсолютного нуля, средняя энергия атомов равна 3/2КТ
(К - постоянная Больцмана, Т- абсолютная температура). При комнатной тем-
пературе этой энергии недостаточно, чтобы перевести электроны в зону про-
водимости:

    Однако всегда имеется некоторое количество атомов, обладающих энерги-
ей, большей ΔЕ, и способных сообщить электрону энергию, достаточную для
выхода в зону проводимости.
                                        T1             T2
                       N                             T2>T1
                                                      T1 >T2




                                   3 к T1                    E
                                   2
                                             3
                                               к T2
                                             2
                                             ∆   E

                                  Рис.1
   На рис.1 представлены кривые распределения электронов по энергиям. По
оси абсцисс отложены значения энергии теплового движения атомов, по оси
ординат число атомов, обладающих данной энергией. Количество атомов, име-
ющих энергию больше ΔЕ, соответствует заштрихованным областям. С повы-
шением температуры Т число таких атомов увеличивается. Однако, чем


больше электронов будет заброшено энергией теплового движения в зону про-
водимости, тем больше будет вероятность рекомбинации, т.е. их обратного
перемещения. Поэтому при любой температуре устанавливается определённое
количество электронов в зоне проводимости как результат динамического рав-
новесия между процессами ионизации атомов и рекомбинацией:
                                             3         ∆E
                                                  −
                                   n = A ⋅ T 2e       2 KT

                                                                 3
   где   А - коэффициент, равный 1016 см − 3 град − 2 для германия и
                  3
                    −
4 ⋅ 1016 см − 3 град 2 для кремния. Из этой формулы следует, что при Т=293К
для германия n = 1013 см − 3 , для кремния n = 1,27 ⋅ 1010 см − 3
   Особенностью п/п является то, что в создании электрического тока участ-
вуют не только электроны, а и так называемые дырки.
   На рис.2 показаны зонные диаграммы. Для твёрдых тел за счёт взаимного
влияния соседних атомов друг на друга энергетические уровни расщепляются
на множество уровней, которые и составляют зону проводимости и валентную
зону. Ширина запрещённой зоны ΔЕ располагается между крайними уровня-
ми валентной зоны и зоны проводимости. Посреди запрещённой зоны прохо-
дит уровень Ферми Efc.
   Под ним понимают тот уровень, вероятность заполнения которого равна
½. Уровень Ферми представляет собой химический потенциал, т.е. свободную
энергию в расчёте на один электрон, способный участвовать в создании прово-
димости. Уровень Ферми определяется из условия постоянства количества
электронов в кристалле независимо от распределения их по энергиям.
                               Т=0           Т>0(=300K)

                                                                 Зона
                                                             проводимости



                      Еf
                       c   ∆   Е


                                                               Уровни
                                                              валентной
                                                                зоны
                                     Рис.2
   Из рис.2 видно, что при Т = 0 все электроны находятся в валентной зоне.
При Т > 0 часть электронов переход в зону проводимости. Свободное кванто-
вое состояние, которое покинул электрон, называют дыркой. Это квантовое


состояние может быть занято как электронами соседних уровней, так и элек-
тронами других атомов. Дырки ведут себя подобно частице с положительным
зарядом, равным заряду электрона. При помещении п/п в электрическое поле
электроны будут перемещаться в направлении, противоположном направле-
нию напряжённости электрического поля, а дырки – в направлении поля. Об-
щая проводимость    γ = γ э + γ д = qё n n + qё p p , где γ э - электронная прово-
димость, γ д - дырочная проводимость, ё n и ё p - подвижности электронов и
дырок, n и p - концентрации электронов и дырок. В чистом (собственном) п/п
ni = pi, тогда γ = qni ( ё n + ё p ).
    В примесном п/п находятся примеси, которые делятся на примеси замеще-
ния и примеси внедрения. Примеси нарушают периодичность кристалла и об-
разуют в энергетическом спектре п/п дополнительные уровни, расположенные
в запрещённой зоны, что показано на рис.3

               Т=0         Т>0(=300K)                   Т=0     Т>0(=300K)




        fn   ∆ Еg
                                                                             Е fn
        f
        c                               ∆Е       Еf
                                                  c

                                                       ∆Е
                                                Е fn



                                        Рис.3
    Примеси, создающие дополнительные уровни вблизи дна зоны проводимо-
сти, называются донорными (рис. 3а) примесями, создающие дополнительные
уровни вблизи потолка валентной зоны, называются акцепторными. Efп – уро-
вень Ферми для примесного п/п. С ростом температуры положение Efп меняет-
ся. Для Ge и Si элементы 5 группы таблицы Менделеева - донорные, 3 группы
- акцепторные. В случае наличия донорных примесей тепловой переброс элек-
тронов с донорных уровней в зону проводимости более вероятен, чем переход
электронов из валентной зоны, т.к. ∆ Ε д < < ∆ Ε . При этом число электронов в
зоне проводимости больше числа дырок в валентной зоне. Такая проводи-
мость называется электронной, а полупроводник - полупроводником п- типа.
Общая проводимость.
                        γ = niqμn+ piqμp+nnqμn ≈ nnqμn.


   При наличии акцепторных примесей под действием теплового движения
переход электронов из валентной зоны на уровни примесей (рис.36) более ве-
роятен, чем переход электронов в свободную зону. Такая проводимость назы-
вается дырочной, а п/п - полупроводником р-типа. Общая проводимость
                          γ = niqμn+ piqμp+pnqμp ≈ pnqμp.
      Если в п/п вводится ряд примесей, создающих донорные или акцептор-
ные уровни, проводимость определяется подвижностью и концентрацией из-
быточных носителей заряда, т.е. γ = qμnизб · nизб или γ = qμpизб·pизб.
    Элементы 5 и 3 групп таблицы Менделеева являются в Ge и Si примесями
замещения. Примеси внедрения также изменяют тип проводимости п/п. Ато-
мы щелочных металлов (Li, Na, K, Pb, Cs) легко отдают валентные электроны
и являются донорами.
    Атомы металлоидов обычно являются акцепторами (O2). Другие металлы
могу создавать как донорные, так и акцепторные уровни. Тепловые дефекты в
Ge и Si могут создавать два уровня: внедрившийся в междоузлие атом действу-
ет как донор, а оставшийся пустой узел, как акцептор.

                    14.2. Влияние температуры
             на электропроводность полупроводников
   В отличие от металлов в п/п наблюдается сильная зависимость концентра-
ции носителей заряда и их подвижности от температуры, а т.к.
γ = qё (T )n(T ), проводимость сильно зависит от температуры.
   Характер зависимости проводимости от температуры определяется строе-
нием п/п, количеством и типом примесей, структурными дефектами. Для соб-
                                ln n
ственного полупроводника зависимость концентрации носителей заряда от
температуры имеет вид, показанный на рис.4. С увеличением температуры
концентрация носителей заряда возрастает. Для примесного п/п с одним типом
примесей зависимость концентрации носителей заряда от температуры пред-
ставлена на рис.5.

          ln n ℓ                          ℓn n
                 nn
                                                     в2                       N3>N2
                                                                         а2

                                                          в1    б1

                                                                         α N2>N1
                                                                     а1
                                                               в б

                          β                          β               α         N1
                                                                     а

                      0               1          0                   1
                              Рис.4   Т                    Рис.5     Т


   При низких температурах поставщиком носителей заряда являются атомы
примесей, т.к. они легче ионизируются ∆ Ε п < ∆ Ε - участки аб, а1б1, а2б2.
На участках бв, б1в1, примесные атомы уже ионизированы, но энергии на
хватает для ионизации собственных атомов п/п. Это участок истощения. На-
клон участка, определяемого ионизацией примесей, зависит от концентрации
примесей N1, N2, N3 – с ростом концентрации примесей их энергия иониза-
ции уменьшается, т.к. уменьшается расстояние между атомами, увеличивается
их взаимодействие (рис.6). При очень высоких концентрациях примесей N3
концентрация носителей заряда не зависит от температуры. Такой п/п называ-
ется вырожденным.
   При высоких температурах ионизируются собственные атомы п/п, примес-
ный п/п становится собственным. При ионизации атомов примесей получают-
ся или только электроны или только дырки, а при ионизации собственных ато-
мов п/п получаются и электроны, и дырки.
   Зависимость подвижности носителей заряда от температуры в общем слу-
чае имеет вид, который показан на рис.7.

            Е Твердое жидкое                      μ   М           N3>N2>N1
                                       Газ
                тело                                                 N1
       ЗЗ
                                                                      N2


       ВЗ
                                                                      N3




                       ч   0                  ч                            1
                               Рис.6                      Рис.7            Т



   При низких температурах происходит рассеяние носителей заряда на ионах
примесей. С ростом температуры расстояние между ионами увеличивается,
подвижность возрастает. Затем при высоких температурах происходит рассея-
ние носителей заряда на тепловых колебаниях атомов в решётке. С ростом
температуры амплитуда колебаний возрастает, подвижность падает. С увели-
чением концентрации примесей подвижность уменьшается и максимум в тем-
пературной зависимости μ смещается в область более низких температур. По-
движность носителей заряда с учётом механизма рассеяния представляется в
виде:
                                             1   1   1
                                               =   +
                                             ё ёп ёт


   где ё п - подвижность при рассеянии на ионах примеси, ё т - подвижность
при рассеянии на тепловых колебаниях атомов в решётке. Для атомарных п/п
                        3                 −           3
(Si, Ge)   ё п (T ) ≈ T 2 , а ё т (T ) ≈ T 2 .
     Тогда,
                                        1      −3      3
                                          = a⋅T 2 + b⋅T 2
                                        ё
   где а и b – коэффициенты пропорциональности.
   Степень ±3/2- не у всех п/п (она может быть от ±1/2 до ±3).
   С учётом выше сказанного, графики зависимости проводимости от темпе-
ратуры для собственного и примесного п/п-ов получаются такими, как показа-
ны на рис.8 и рис.9.

                                                      ln γ                         ln γво
               ℓn                                            ℓn                    ℓn          ео
                                                                              3
                                                                          в
                                                                                                    А3
                                                                                       б1
                                                                                  в2
                                                                                                    N2
                                                      ln γℓ
                                                          оп              β                         А2
                                                             n   оп                    в
                            β                                                 α            б
                                                                                                     А

                    0                             1                   0                                  1
                             Рис.8                T                                    Рис .9            T
                                               −∆Ε
Для собственного п/п:           γ = γ ос ⋅ e   2 KT

                                           −∆Ε                   −∆Ε п
Для примесного п/п:         γ = γ ос ⋅ e   2 KT
                                                  + γ оп ⋅ e      KT

     Отсюда, как и для диэлектриков, энергия ионизации собственных атомов
∆   Ε = 2k ⋅ tgβ , а энергия ионизации атомов примесей ∆ Ε = k ⋅ tgα .
    Таким образом, по графикам зависимости γ от Т определяют энергию
ионизации атомов примесей и собственных атомов полупроводника.

       15. ФАКТОРЫ, ВЛИЯЮЩИЕ НА ПОЛУПРОВОДНИ-
                   КОВЫЙ МАТЕРИАЛ

      15.1. Влияние сильного электрического поля на проводи-
                     мость полупроводников
     Закон Ома в дифференциальной форме имеет вид:


  Закон Ома сохраняется, если   γ не зависит от напряженности поля Е. В об-
щем случае



    то есть, поле влияет на подвижность и концентрацию носителей заряда. На
электрон, находящийся в электрическом поле, действует сила


   где m* - масса электрона; а – ускорение.
   Так как F = q ⋅ E , то, приравнивая два выражения для силы   F, получим,
что



   Добавочная скорость на длине свободного пробега электрона равна



   где τ – время свободного пробега электрона. Учитывая статистическое рас-
пределение электронов по скоростям, средняя скорость электрона равна



   Тогда подвижность

                                                       ,
где l - длина свободного пробега, Va6c - абсолютная скорость электрона.
   Поле влияет на l и Va6c, причем степень и характер влияния зависит от ме-
ханизма рассеяния электронов, который в свою очередь, зависит от температу-
ры. При слабых полях l и Va6c меняется незначительно и μ постоянна. При
сильных полях, если носители заряда рассеиваются на тепловых колебаниях
атомов решётки (высокие темратуры), l не зависит от E, a Va6c возрастает.
Тогда μ падает. Если при сильных полях носители рассеиваются на ионах
примеси (низкие температуры), то l растёт быстрее, чем Va6c, μ возрастает.
Зависимость μ от E для германия приведена на рис. 1.



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика