Реферат: Физические основы микроэлектроники. Физические основы микроэлектроники, конспект лекций Доменные режимы работы

для направлений подготовки дипломированных специалистов

654300 ПРОЕКТИРОВАНИЕ И ТЕХНОЛОГИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ СРЕДСТВ

и бакалавров и магистров

551100 ПРОЕКТИРОВАНИЕ И ТЕХНОЛОГИЯ ЭЛЕКТРОННЫХ СРЕДСТВ

1. Цели и задачи дисциплины.

Основной целью преподавания дисциплины является формирование у студента знаний о фундаментальных физических процессах, лежащих в основе функционирования полупроводниковых приборов, об особенностях и рабочих характеристиках таких приборов, а также о ряде технологических процессов, связанных с производством микропроцессоров.

В соответствии с поставленной целью в результате изучения дисциплины студент получает необходимые знания по основам квантовой механики, квантовой статистики и физике твердого тела, по физике полупроводников и контактных явлений, по физическим основам функционирования транзисторов, по физическим процессам и явлениям, перспективным с точки зрения прогресса микропроцессорной техники.

Требования к уровню освоения содержания дисциплины.

В результате изучения предмета студент должен знать: основные законы квантовой механики и квантовой статистики; основы зонной теории твердого тела; основные физические процессы, связанные с формированием свободных носителей в полупроводниках; физические основы процессов переноса заряда в полупроводниках; основные физические процессы, связанные с переносом заряда в p-n переходе и через контакт металл-полупроводник; физические основы функционирования полупроводниковых диодов и транзисторов и их рабочие характеристики; основы фотоэлектрических явлений в полупроводниках; физические основы сверхпроводимости и эффекта Ааронова-Бома.

Студент должен уметь: выбирать полупроводниковые материалы для полупроводниковых устройств различного назначения; использовать полученные знания в целях повышения быстродействия, компактности и экономичности микропроцессорных систем.

Объем дисциплины и виды учебной работы. Содержание дисциплины.

4.1.Разделы дисциплины и виды занятий.

1. Классическая теория электропроводности твердого тела.

Основные постулаты теории. Связь электропроводности с концентрацией носителей заряда и их подвижностью. Трудности классической теории.

2. Элементы квантовой механики.

Основные этапы развития квантовых представлений. Волновые свойства частиц, длина волны де Бройля. Принцип неопределенности Гейзенберга.

Волновая функция, уравнение Шредингера, квантование энергии. Движение частицы в одномерной, бесконечно глубокой потенциальной яме. Прохождение частицы через потенциальный барьер.

3. Элементы квантовой статистики.

Основная задача квантовой статистики, функция распределения плотность разрешенных состояний. Тождественность частиц, связь спина со статистикой.

Распределение Ферми-Дирака. Вырожденный ферми-газ, электронный газ в металлах. Распределение Бозе-Энштейна. Вырожденный бозе-газ, бозе-конденсация. Снятие вырождения, переход к классической статистике.

4. Основы зонной теории твердого тела.

Основные приближения зонной теории. Идеальная кристаллическая решетка, трансляционная симметрия. Волновая функция электрона в периодическом поле, теорема Блоха. Квазиимпульс, зоны Бриллюэна.

Понятие об энергетических зонах. Зонная структура диэлектриков, полупроводников и металлов. Закон дисперсии , эффективная масса носителей, электроны и дырки. Динамика электрона в идеальной кристаллической решетке.

Механизмы рассеяния носителей заряда. Электрон-фононное рассеяние, рассеяние на ионизированных атомах примеси. Температурная зависимость подвижности носителей. Температурная зависимость удельной электропроводности металлов.

5. Физика полупроводников.

Типы химических связей, строение полупроводниковых кристаллов. Трактовка запрещенной зоны энергий.

Примесные атомы, примесная проводимость, доноры и акцепторы. Примесная проводимость с точки зрения зонной теории.

6. Учебно-методическое обеспечение дисциплины.

а) основная литература:

1. -Бруевич, . Физика полупроводников. –

М.: Наука, 1977г.

2. Л. Росадо. Физическая электроника и микроэлектроника. – М.:

Высшая школа, 1991г.

3. , . Физика полупроводниковых

приборов. – М.: Высшая школа, 1990г.

4. Р. Маллер, Л. Кейминс. Элементы интегральных схем. – М.: Мир,

5. . Курс физики. Том 3. – М.: Наука, 1989г.

б) дополнительная литература:

1. . Основы микроэлектроники. – М.: Сов. Радио,

2. С. Зи. Физика полупроводниковых приборов. Том 1. – М.: Мир,

3. С. Зи. Физика полупроводниковых приборов. Том 2. – М.: Мир,

4. , . Твердотельная электроника. – М.:

Высшая школа, 1986г.

5. Дж. Займан. Принципы теории твердого тела. – М.: Мир, 1974г.

6.2. Средства обеспечения освоения дисциплины.

Компьютерные тесты для проверки готовности студента к выполнению лабораторных работ, компьютерные варианты лабораторных работ.

7. Материально-техническое освоение дисциплины.

Специализированная лаборатория, оснащенная установками для

определения характеристик полупроводников и полупроводниковых устройств.

Программа составлена в соответствии с Государственными образовательными стандартами высшего профессионального образования по направлению 551100 /Проектирование и технология электронных средств/ и по

направлению подготовки дипломированного специалиста 654300

/ Проектирование и технология электронных средств/.

Программу составили:

Д. ф.-м. н., ст. нучн. сотр., МАТИ – РГТУ им. .

Д. т.н., профессор, МАТИ – РГТУ им. .

Программа одобрена 8 июня 2000 г. на заседании учебно-методического совета по направлению 551100 и учебно-методической комиссии по специальностям 200800 и 220500 .

Председатель Совета УМО по образованию

в области автоматики, электроники, микро-

электроники и радиотехники

Рыбинская Государственная Авиационная Технологическая Академия

Конспект лекций

по предмету

Физические основы

Микроэлектроники

Морозов М.П.

При участии студентов группы ВР-99

1. КЛАССИФИКАЦИЯ КРИСТАЛЛОВ ПО ТИПАМ СВЯЗИ И СТРУКТУРЕ

Кристаллическая структура и свойства твердых тел в значительной степени определяются характером сил связи между образующими частицами. В зависимости от типа сил связи кристаллы подразделяют: на ионные, атомные (ковалентные), металлические и молекулярные.

В ионных кристаллах силами взаимодействия являются кулоновские электростатические силы. Противоположно заряженные ионы притягиваются друг к другу с силой, пропорциональной произведению зарядов взаимодействующих ионов и обратно пропорциональных квадрату расстояния между ними. Кроме сил притяжения между ионами действуют силы отталкивания, возникающие вследствие взаимодействия электронных оболочек соседних атомов, а также одноименно заряженных ядер при достаточно малых межатомных расстояний.

Результирующая зависимость энергии взаимодействия противоположно заряженных ионов носит экстремальный характер. Минимальное значение энергии системы ионов определяет величину межатомного расстояния и энергии сублимации, которая характеризует силу связи. Типичным примером ионной связи является кристалл NaCl, для которого величина энергии взаимодействия равна 0,752 Дж/моль. Основным свойством ионной связи является ее ненаправленность.

Ковалентная связь, свойственная атомным кристаллам, характеризуется тем, что двум соседним атомам принадлежит пара обобщенных электронов. Этот вид связи имеет квантомеханическую природу и сущность ее заключается в возникновении отрицательной обменной энергии при антипараллельном расположении спинов обобщенных электронов. Грубо это можно пояснить как «втягивание» электронных облаков в пространство между ядрами, причем увеличение плотности отрицательного заряда межядерном пространстве приводит к уменьшению энергии в системе и возникновению сил притяжения между атомами. Примером ковалентной связи являются: кремний, германий, углерод в модификации алмаза. Для последнего энергия связи равна 6,8ּ10 5 Дж/моль. Основные свойства ковалентной связи – направленность и насыщаемость.

Природа металлической связи заключается в том, что сравнительно слабо связанные с ядром валентные электроны способны покидать свои атомы и свободно перемещаться в пределах структуры, которую можно представить как ионный остов, погруженные в электронный газ.

Металлическая связь не имеет направленности и для нее характерны плотно упакованные решетки. Она занимает промежуточное положение между ковалентной и ионной, обладая некоторыми свойствами той и другой. Энергия металлической связи может составлять величину порядка 10 6 Дж/моль. Она проявляет такие свойства металлов как электропроводность, теплопроводность, пластичность.

Следующий вид связи – молекулярная (Ван-дер-Ваальсовская). Сущность ее обусловлена наличием внутренних диполей, образующих в результате дисперсионных эффектов, либо представляющих собой постоянные диполи в асимметричных молекулах. При этом между молекулами возникает электростатическое взаимодействие, стремящееся расположить в строгом порядке. В результате энергия системы уменьшается и возникает устойчивое состояние. Энергия молекулярной связи невелика и составляет величину 10 -3 Дж/моль, что определяет невысокую прочность и низкую температуру плавления твердых тел с такой связью, например, у парафина.

Кристаллы являются твердыми телами, обладающими дальним порядком, т.е. высокой степенью упорядоченности образующих частиц. Поэтому можно выбрать некоторый объем, транслируя (перенося в пространстве), который, можно воспроизвести структуру кристалла. Наименьший такой объем называется элементарной ячейкой. Она характеризуется длиной ребер и углами между ними. Длина ребра элементарной ячейки называется постоянной решетки.

Сила, действующая на дислокации.

Если на плоскость скольжения действует сдвиговое напряжение τ, то на единицу длины линии дислокации действует сила

Таким образом, в области дислокации имеется локальная концентрация напряжений, тем большая, чем больше вектор Бюргерса дислокации. Представление о дислокациях объясняет особенности пластической деформации кристаллов. Плоскости и направления

скольжения - это плоскости и направления движения дислокаций. Критическое скалывающее напряжение - это напряжение, которое должна преодолеть дислокация, чтобы прийти в движение. Идеальный кристалл мог бы начать деформироваться только при одновременном разрушении всех связей в какой-либо кристаллографической плоскости. Деформация реального кристалла начинается, когда внешнее напряжение достигает значения, необходимого для начала движения дислокации, т. е. для разрыва одной или немногих атомных связей рядом с дислокацией. Поэтому прочность реальных кристаллов намного меньше, чем теоретическая прочность, вычисляемая в предположении об идеальном, не имеющем дефектов кристалле. Скорость пластической деформации зависит от скорости перемещения единичных дислокаций, от их векторов Бюргерса и плотности дислокаций. Экспериментальные данные показывают, что дислокации могут двигаться с различными скоростями - от 10 -7 до 0,1 см/с в зависимости от материала, приложенного напряжения и температуры. Скорость дислокации в кристалле не может быть больше, чем скорость звука, потому что перемещение дислокации - это и есть перемещение волны упругой деформации.

Энергия дислокации.

Энергия дислокации - это дополнительная энергия, затрачиваемая на искажение решетки при образовании дислокации. Эту энергию рассчитывают как работу, которую нужно затратить против сил связи в решетке, что бы осуществить разрыв и сдвинуть две атомные плоскости в решетке друг относительно друга на вектор Бюргерса b, т. е. ввести дислокацию. Упругая энергия дислокации пропорциональна модулю сдвига кристалла и степени искажения решетки, характеризуемой вектором Бюргерса. Величина этой энергии на единицу длины линии дислокации:

U ≈ Gb2, (1.10)

где G - модуль сдвига, b - модуль вектора Бюргерса. Порядок величины U составляет несколько электрон-вольт на атомную плоскость. Дислокации с наименьшими векторами Бюргерса обладают наименьшей энергией; они наиболее устойчивы механически и наиболее подвижны. Дислокации с большими векторами Бюргерса механически неустойчивы и легко распадаются на дислокации с меньшими векторами Бюргерса.

Размножение и скопление дислокации.

Если бы новые Д. не рождались в кристалле, то пластич. деформация прекратилась бы после выхода на поверхность тела всех подвижных Д. При повышении внешних напряжений интенсивность размножения Д. увеличивается. Объяснение данного процесса впервые было предложено Франком и Ридом. Они рассматривали дислокацию призматического типа, образованной путем сдвига части кристалла от ABC к DEF, причем DEF представляет при этих условиях дислокационную линию. Если сдвиговое напряжение приложено к плоскости скольжения ABED и на части дислокационной линии EF действие силы не проявляется, то данная дислокация рассматривается как неподвижная, или сидячая. Но на дислокацию действует сила и она будет продвигаться вперед. Так как дислокация ED закреплена в точке Е, она будет поворачиваться вокруг этой точки, поскольку приложенное напряжение стремится расширить площадь области, охваченной сдвигом рис.10.

Если на плоскости дислокации имеется препятствие, то дислокации скапливаются у этого барьера рис.11. Последние дислокации оказывают давления на первые, в результате чего расстояние между ближайшими к препятствию дислокациями оказывается значительно меньшим, чем между последними и возникает равновесное распределение.

Расщепление дислокации в плотно упакованных структурах.

В рассмотренных выше моделях простой кубической решетки смещение на величину одного вектора Бюргерса соответствует той же конфигурации, что и до смешения. Такая дислокация называется совершенной или полной. Если же движение атомов приводит к новому расположению атомов, то дислокация называется несовершенной, или частичной (Дислокация Шокли). Преобладающий в данном кристалле тип дислокации в какой-то степени определяется его структурой, но существует также энергетический критерий, который нужно учитывать. Полные дислокации, вектор Бюргерса которых больше межатомного расстояния, нестабильны и могут расщепляться на две или более частичных, если в результате этого энергия системы понижается.

Правило Франка гласит, что энергия деформации дислокации пропорциональна квадрату вектора Бюргерса, и если сумма квадратов вектора Бюргерса компонент, на которые распадается дислокация, меньше чем квадрат вектора Бюргерса первоначальной дислокации, то происходит расщепление.

Дислокации Франка и дефекты упаковки.

Частичная дислокация Франка образуется в структуре с порядком расположения плотно упакованных плоскостей типа гранецентрированного куба либо путем удаления части одной из плотно упакованных плоскостей, либо при вставлении лишнего участка такой плоскости. В первом случае образуется отрицательная частичная дислокация Франка рис12, во втором положительная, дислокация Франка которая имеет краевой характер. Дислокации Франка не могут перемещаться по плоскости скольжения.

Отрицательная дислокация Франка при удалении слоя А приводит к возникновению следующего дефекта упаковки: АВСВСА, который называется дефектом вычитания. В случае положительной дислокации добавляется слой В: АВСВАВС - дефект внедрения.

В гранецентрированной кубической решетке атомы расположены в порядке АВСАВСАВС, так что каждый четвертый слой находится в такой же позиции, что и первый. Но из-за наличия дислокации возможно АВСАСАВСА, последовательность САСА отвечает гексагональной структуре, такие изменения расположения атомов называется дефектом упаковки. На рис.13 изображено нормальное расположение атомов, а на рис.14 с дефектом упаковки.

рис.12 рис.13 рис.14

Дислокации и физические свойства кристаллов.

Д. влияют в первую очередь на механические свойства твёрдых тел, для которых их присутствие часто является определяющим. Д. изменяют оптические свойства кристаллов, на чём основан метод наблюдения изолированных Д. в прозрачных материалах.

Нарушение регулярности кристаллической решётки в ядре Д. приводит к тому, что в местах выхода линий Д. на внешнюю поверхность тела химическая стойкость кристалла ослабляется и специальные реагенты способны разрушать окрестность оси Д. В результате обработки поверхности кристалла таким травителем в местах выхода Д. образуются видимые ямки (дислокации впервые наблюдались именно по ямкам травления). Д. косвенно влияют на свойства кристаллов, зависящие от характера распределения и перемещения в них точечных дефектов (примесей, вакансий, центров окраски и др.). Во-первых, при определ. характере движения Д. испускает или поглощает вакансии, изменяя их общее кол-во в кристалле. Динамическое образование заряженных вакансий в ионных кристаллах и полупроводниках может сопровождаться люминесценцией. Также Д. влияют на скорость диффузионного перемещения точечных дефектов, вдоль оси Д., как правило, больше, чем скорость их диффузии через объём регулярного кристалла(Д. играют роль своеобразных "дренажных труб", по которым точечные дефекты довольно легко могут перемещаться на большие расстояния в кристалле). Взаимодействие Д. с точечными дефектами (примесными атомами и вакансиями) приводит к повышению концентрации последних вблизи оси Д. и образованию вокруг неё так называемых. облаков Котрелла. Сгущение атмосферы Котрелла в перенасыщенных твёрдых растворах может привести к коагуляции примесей на Д. В прозрачных кристаллах это приводит к "декорированию" Д., что делает их визуально наблюдаемыми. Осевшие на Д. примеси блокируют её движение. В распадающихся сплавах Д. взаимодействует с макроскопическими включениями новой фазы.

Зависимость прочности от наличия дислокации.

На рис.15 изображена типичная зависимость механического напряжения от относительного удлинения при растяжении образца. Кривая имеет 3 характерных участка. Участок 0-1 соответствует упругим обратимым деформациям, когда выполняется закон Гука. Участок 1-2 соответствует необратимым пластическим деформациям. Участок 2-3 соответствует разрушению образца.

Величину, отвечающую точке 1, называют пределом текучести, а отвечающую точке 2, называют пределом прочности. Попытки рассчитать предел текучести без учета дислокаций приводили к завышенным на 2-4 порядка значениям.

Предел текучести материала сильно зависит от плотности дислокаций в нем. На рис. 16 приведена такая зависимость. Видно, что предел текучести оказывается больше при очень малых значениях плотности дислокаций и, наоборот, при больших плотностях дислокаций. Увеличение при больших связывают с взаимодействием дислокаций друг с другом и с другими дефектами кристаллической решетки.

Схематическая зависимость предела текучести от плотности дислокаций

Пути увеличения прочности материалов. В настоящее время используют ряд способов увеличения прочности материалов, позволяющие достигать предела прочности порядка 0.01; большинство из них связаны с введением дополнительных препятствий движению дислокаций. Такими препятствиями являются различные дефекты: 1) выделения другой фазы; 2) точечные дефекты и их скопления; 3) большие количества дислокаций, тормозящие движение дислокаций за счет взаимодействия друг с другом; 4) ближний порядок в расположении атомов.

Во многих сплавах наблюдается явление, называемое ближним порядком, когда атом одного сорта стремится окружить себя преимущественно атомами другого сорта, при этом достигается меньшая энергия сплава. При движении дислокации разрываются более энергетически выгодные, а формируются менее выгодные связи между атомами. На это требуется большая энергия, что приводит к увеличению усилий, необходимых для смещения дислокации и, в конечном счете, к увеличению прочности материала.

Перечисленные способы хотя и значительно увеличивают прочность, но и, как правило, сильно уменьшают пластичность материала. Прочность кристаллов может быть больше и при особо малой плотности дислокаций, когда затруднена деформация кристалла по дислокационному механизму. Снижение температуры также препятствует свободному перемещению дислокаций. При низких температурах прочность растет, а пластичность падает. Металл становится более прочным, но хрупким.

Повышение прочности металлов и сплавов может быть достигнуто двумя путями:

1) Получением металлов с близким к идеальному строением кристаллической решетки, т. е. металлов, в которых отсутствуют дефекты кристаллического строения или же их число крайне мал. 2) Либо, наоборот, увеличением числа структурных несовершенств, препятствующих движению дислокаций (в основе данного метода чаще упрочняют металлы).

Р
ост кристаллов.

Д. играют важную роль при росте кристаллов из парообразного и жидкого состояний. Было установлено, что в действительности кристаллы растут гораздо быстрее, чем можно было бы ожидать в случае совершенных кристаллах при малых насыщениях. Трудность в объяснении данного процесса была преодолена путем введение в рассмотрение винтовой дислокации, выходящей на грань кристалла и создающую непрерывную самовозобновляющуюся ступеньку. рис.17

Таким образом кристалл представляет одну сильно закрученную спираль рис.17, где представлена спираль роста в карбиде кремния.

Дислокации и электропроводимость:

Наличие дислокаций в кристалле существенно сказывается не только па механических свойствах, но и на электрических характеристиках материала. В частности Д. может нести или захватывать электрический заряд и обладать намагниченностью, отличной от

намагниченности кристалла. Наличие Д. повышает электросопротивление проводников и изменяет концентрацию свободных носителей заряда в полупроводниках. Дислокации могут являться источником большого числа носителей заряда, а также центром рекомбинаций и рассеяния носителей.

Так введение дислокаций в кристалл полупроводника из германия(p-Ge), уменьшает количество дырок проводимости уменьшается, и чем больше дислокаций, тем сильнее оно уменьшается. В то же время температурная зависимость меняется не­значительно, то есть энергия электронов, захва­ченных дислокацией, слабо зависит от температу­ры (рис.18). Возникает кулоновская блокада: если дисло­кация захватила электрон, то на соседнюю обо­рванную связь электрону устроиться гораздо труднее, потому что существует кулоновское от­талкивание между двумя электронами. При введении дис­локаций в кристалл n-Ge количество электронов проводимости наблюдается такая же зависимость как и в кристалле p-Ge. На рис.19 изображен график зависимости концентрации электронов при различном расположении дислокации относительно магнитного потока.

Зависимость концентрации дырок р от температуры Т в кристалле германия.

1 – исходный образец.

2 – 5 образцы, плотность дислокации которых составляет: 2∙10 7 , 4∙10 7 , 8∙10 7 , 12∙10 7 см -3 .

Зависимость концентрации электронов n от температуры Т в кристалле германия.

1 – контрольный образец.

2 – деформированный образец в котором дислокации параллельны магнитному потоку.

3 - деформированный образец в котором дислокации перпендикулярны магнитному потоку.

Заключение

Наличие дислокаций в кристалле существенно сказывается свойствах, характеристиках материала. Без учета этих дефектов невозможно уже представить многие области науки, связанные с кристаллами. Теория дислокации широко применяется нетолько в материаловедении, но и в микроэлектролнике. И наряду с микронеоднородностью распределения примесей существование дислокаций является серьезным фактором, сдерживающим микроминиатюризацию интегральных элементов. Поэтому ведутся исследования по получению малобездислакационных кристаллов и на сегодняйший день удается получить практически бездислокационные кристаллы при выращивании их в условиях, свободных от физических напряжений, и при предельно малых температурных градиентах. В настоящее время в промышленных условиях изготавливаются малодислокационные полупроводниковые кристаллы с плотностью дислокаций порядка 10 2 см 2 .

основы конструирования и... технологии РЭА и ЭВА». стр.59. 2 Технология полупроводниковых приборов и изделий микроэлектроники ...

Сверхбольшие интегральные схемы (2)

Курсовая работа >> Коммуникации и связь

Х.М. БЕРБЕКОВА» Факультет микроэлектроники и компьютерных технологии Курсовая работа По физическим основам микроэлектроники Тема: Сверхбольшие интегральные... заданной логической схемы к ее физической реализации на основе БМК. При этом исходные...