Материал: Эффект поля в микроэлектронике

Эффект поля в микроэлектронике

Курсовая работа

На тему: Эффект поля в микроэлектронике

Оглавление

Введение

1.  Основы физики полупроводников

1.1              Элементарные сведения о полупроводниках

1.2    Основы зонной теории полупроводников

.3      Квазиимпульс и эффективная масса носителей заряда

.4      Статистика электронов и дырок в полупроводниках

2.  Контакт электронного и дырочного полупроводников

3.      Структуры металл - диэлектрик - полупроводник

.        МДП-транзисторы

.        Энергонезависимые элементы памяти

Литература

Введение

Эффектом поля в полупроводниках называется модуляция поверхностной электропроводности полупроводника внешним электрическим полем. Для наблюдения эффекта поля необходимо создать внешнее поле, для чего используется структура металл - диэлектрик - полупроводник (МДП-структура). Для понимания процессов, происходящих в приповерхностной области пространственного заряда (ОПЗ) полупроводника, необходимо рассмотреть основные свойства полупроводников и свойства МДП-структур на их основе.

1. Основы физики полупроводников

Физика полупроводниковых устройств, естественно, определяется физическими свойствами самих полупроводниковых материалов. Ниже рассмотрены основные необходимые для понимания работы полупроводниковых устройств свойства полупроводниковых материалов на примере наиболее используемых в полупроводниковой электронике материалов кремний, германий и арсенид галлия.

.1 Элементарные сведения о полупроводниках

Наиболее просто полупроводники можно классифицировать по величине удельного сопротивления: удельное сопротивление полупроводников больше, чем у металлов, но меньше, чем у диэлектриков. Однако удельное сопротивление не может служить в качестве однозначного критерия для классификации полупроводников хотя бы по той причине, что при переходе от одного класса веществ к другому значения удельного сопротивления перекрываются. Более четким критерием могут служить температурные зависимости удельного сопротивления. У химически чистых металлов удельное сопротивление с ростом температуры увеличивается пропорционально абсолютной температуре Т, т.е.

, (1)

где ρ₀ - удельное сопротивление данного металла при 0⁰С; α - термический коэффициент сопротивления, равный 1/273; Т₀ = 273. Для полупроводников характер температурной зависимости удельного сопротивления иной. Для некоторого интервала температур эта зависимость имеет вид:

, (2)

где β и ρ₀ - некоторые постоянные для данного интервала температур величины, характерные для каждого полупроводникового материала. Таким образом, температурный коэффициент электропроводности

  (3)

у металлов отрицательный, а у полупроводников положительный. Казалось бы, что теперь вопрос о различии полупроводников и металлов решен знаком температурного коэффициента удельной электропроводности. Однако выбор его в качестве определяющего критерия осложнен тем, что в некотором интервале температур полупроводник может вести себя подобно металлу. Поэтому по знаку температурного коэффициента удельной электропроводности не всегда можно установить принадлежность вещества к классу полупроводников. Ответить на этот вопрос можно, если проследить, как изменяется электропроводность вещества при понижении температуры.

С понижением температуры удельная электропроводность металлов растет. При температуре абсолютного нуля металлы имеют конечное значение удельной электропроводности, а у некоторых металлов и их сплавов наступает сверхпроводящее состояние. Такие изменения удельной электропроводности металлов с понижением температуры возможны лишь потому, что независимо от температуры в металле всегда имеются свободные носители заряда - электроны. У полупроводников, наоборот, удельная электропроводность уменьшается при понижении температуры, а по мере приближения температуры к абсолютному нулю полупроводники по своим свойствам приближаются к диэлектрикам. Из этого следует, что в полупроводнике свободные носители заряда возникают при подведении к нему тепловой энергии. Эти носители заряда называются тепловыми или равновесными. Опыт показывает, что появление свободных носителей заряда в полупроводнике имеет также место при освещении, облучении ядерными частицами, при наложении на полупроводник электрического поля, при изменении внешнего давления.

Возникающие в этих случаях носители заряда называются неравновесными. Процесс образования как равновесных, так и неравновесных носителей заряда очень сильно зависит от структуры полупроводникового вещества и наличия в нем примеси. Следовательно, полупроводники - это такие вещества, которые при комнатной температуре имеют удельную электропроводность в интервале от 10^-10 до 10⁴ Ом^-1·см^-1, зависящую в сильной степени от структуры вещества, вида и количества примеси и от внешних условий: температуры, давления, освещения, облучения ядерными частицами, электрического и магнитного полей. Согласно этому определению между полупроводниками и диэлектриками не существует принципиального качественного различия, ибо они обладают электропроводностью только вследствие теплового возбуждения носителей заряда. Более различны по своей природе металлы и полупроводники. У металлов электропроводность слабо зависит от присутствия примеси, внешних условий и при любой температуре концентрация свободных электронов остается постоянной и составляет величину порядка 10²² см^-3.

Рассмотрим механизм электропроводности полупроводниковых веществ на примере элементарных полупроводников кремний Si и германий Ge, принадлежащих к четвертой группе периодической таблице Менделеева. Электроны распределены у них по состояниям следующим образом:

Si⁽¹⁴⁾(1s²2s²2p⁶3s²3p²);

Ge⁽³²⁾(1s²2s²2p⁶3s²3p⁶3d¹⁰4s²4p²).

Внешняя электронная оболочка у этих атомов заполнена частично, она содержит четыре электрона. При образовании кристалла, например кремния, четыре валентных электрона каждого атома из состояния 3s²3p² переходят в гибридное sp³- состояние с неспаренными спинами и образуют четыре пространственно эквивалентные связи. В результате каждый атом окружен четырьмя ближайшими соседями и находится в центре тетраэдра.

Возникает так называемый алмазоподобный тип кристаллической решетки. Элементарная ячейка алмаза представляет собой куб с центрированными гранями, внутри которого имеются еще четыре атома. Эти внутренние атомы можно получить смещением внешних атомов ячейки в направлении пространственной диагонали куба на расстояние ¼ длины диагонали, и поэтому они также образуют гранецентрированную решетку. Иными словами, решетку алмаза можно представить как две гранецентрированные кубические решетки, вдвинутые друг в друга. Тетраэдрическое расположение четырех ближайших соседей каждого атома можно изобразить двумерной схемой, представленной на рис.1.

Рис 1. Двумерное представление расположения связей в решетки кремния (собственный полупроводник)

Здесь в узле решетки находится ион кремния с зарядом +4, которому принадлежат четыре валентных электрона. Валентные электроны, обеспечивающие ковалентную связь, на рис.1а представлены в виде черных точек. В идеальном полупроводнике, изображенном на рис.1а, все электроны связанные. Если поместить такой полупроводник в электрическое поле, то электрический ток не может возникнуть, т.к. все связи в решетке заполнены и свободных носителей заряда нет. Допустим, что под воздействием каких-либо возмущений, например тепловой энергии, произошел разрыв валентной связи и электрон стал свободным. Процесс превращения связанного электрона в свободный электрон носит название генерации.

На месте ушедшего электрона образуется незавершенная связь, которая будет иметь избыточный положительный заряд, поскольку он теперь не скомпенсирован зарядом электрона. Вакантное место в валентной связи получило название дырки. В целом кристалл остается электронейтральным, т.к. каждому образовавшемуся положительному заряду в связи - дырке соответствует свободный электрон. На рис.1б свободные электроны и дырки изображены соответственно черными и светлыми кружочками. Если свободный электрон подойдет к тому атому, от которого он был оторван, то он может соединиться с атомом. Процесс превращения свободного электрона в связанный электрон носит название рекомбинации. Полупроводник, в котором в результате разрыва валентных связей образуется равное количество свободных электронов и дырок, называется собственным.

Свободные электроны за счет тепловой энергии перемещаются по кристаллу полупроводника. Но в реальном веществе идеальность кристаллической структуры всегда нарушена присутствием в нем разных дефектов. Такими дефектами являются тепловые колебания атомов кристалла, разные примеси, дислокации. Поэтому свободный электрон, перемещаясь по кристаллу, будет сталкиваться с дефектами кристаллической решетки, в результате чего меняется направление его движения. В силу этого тепловое движение свободного электрона является беспорядочным. Вакантное место в валентной связи - дырка может быть заполнена электроном, перешедшим за счет тепловой энергии с соседней насыщенной связи. При таком переходе от атома к атому дырка также будет совершать хаотическое движение. Расстояние, проходимое свободным носителем заряда между двумя столкновениями, называется длиной свободного пробега, а время между двумя соударениями - временем свободного пробега. Средняя длина свободного пробега l и среднее время свободного пробега τ связаны соотношением

, (4)

где v₀ - средняя скорость теплового движения свободного носителя заряда, составляющая при комнатной температуре величину порядка 10⁷ см/с.

Поместим собственный полупроводник в электрическое поле. Под воздействием поля свободные электроны полупроводника будут ускоряться и приобретут скорость, направленную против поля. Благодаря этому у электронов, движение которых за счет тепловой энергии происходило против направления поля, скорость увеличится, а у электронов, движущихся по полю, уменьшится. В результате вся совокупность свободных электронов получает некоторую скорость направленного движения.

Таким образом, фактическое движение электрона в кристалле складывается из беспорядочного теплового и упорядоченного движения, вызванного действием внешнего электрического. Направленное движение совокупности свободных носителей заряда в электрическом поле носит название дрейфа, а скорость их направленного движения называется дрейфовой скоростью. Электроны насыщенных связей при переходе на вакантное место в связи под действием внешнего электрического поля будут перемещаться против направления поля. Тем самым вакантное место в валентной связи - дырка будет также перемещаться, но по направлению внешнего поля, что равносильно перемещению по полю положительного заряда. Механизм проводимости, обусловленный движением связанных электронов по вакантным связям, получил название дырочной электропроводности. Следовательно, электрический ток в собственном полупроводнике определяется двумя составляющими - электронным и дырочным токами, текущими в одном направлении.

Рассмотрим теперь механизм электропроводности полупроводника с решеткой типа алмаза, в котором один из атомов замещен атомом элемента V группы, например мышьяка в решетке кремния. Полупроводник, имеющий примеси, называется примесным, а электропроводность, созданная примесью, носит название примесной электропроводности. У атома мышьяка пять валентных электронов расположены в 4s- и 4p-состояниях. В решетке кремния четыре валентных электрона атома мышьяка вместе с четырьмя электронами ближайших атомов кремния участвуют в образовании ковалентной связи, как это схематически показано на рис.2а.

Рис.2 Схематическое изображение донорного (а) и акцепторного (б) полупроводника.

Пятый электрон мышьяка не может принять участие в образовании связи, поскольку все связи завершены. Он слабо связан с атомом мышьяка, т.к. он испытывает воздействие со стороны окружающих атомов кремния. При низких температурах пятый электрон локализован около атомов мышьяка, но при повышенных температурах он будет оторван от примеси и может свободно перемещаться по кристаллу. Наряду с ионизацией примеси может происходить и ионизация атомов основного вещества. Но в области температур ниже той, при которой имеет место значительная собственная электропроводность, количество электронов, оторванных от примеси, будет значительно больше количества электронов и дырок, образовавшихся в результате разрыва валентных связей. В силу этого доминирующую роль в электропроводности полупроводника будут играть электроны, поэтому они называются основными носителями заряда, а дырки - неосновными носителями заряда. Такой полупроводник называется электронным или п-типа, а примесь, дающая электроны, носит название донорной.

Пусть в качестве примеси в кристаллическую решетку полупроводника с ковалентной связью внесены атомы элемента третьей группы периодической системы Менделеева, например алюминий в решетке кремния. Поскольку высшая валентность алюминия равна трем, то одна связь атома кремния будет не завершена (рис.2б). В незаполненную связь около атома алюминия за счет тепловой энергии может перейти электрон из атома кремния. При этом образуются отрицательный ион алюминия и свободная дырка, перемещающаяся по связям кремния и, следовательно, принимающая участие в электропроводности полупроводника. Примесь, захватывающая электроны, называется акцепторной. Для образования свободной дырки за счет перехода электрона от атома основного вещества к атому примеси требуется значительно меньше энергии, чем для разрыва валентных связей кремния. В силу этого количество дырок может быть значительно больше количества свободных электронов и электропроводность кристалла будет дырочной. В таком полупроводнике основными носителями заряда будут дырки, а электроны - неосновными носителями заряда. Полупроводник с акцепторной примесью носит название дырочного или р-типа.