Эффект Мейснера и его применение в современной микроэлектронике

Подобным же образом происходит диффузионное перемещение электронов из n-слоя в p-слой. Однако в связи с малой концентрацией электронов по сравнению с концентрацией дырок перемещением основных носителей заряда высокоомной области в первом приближении пренебрегают. Перемещение происходит до тех пор, пока уровни Ферми обоих слоев не уравняются [4].

 

а)

 

 

 

 

б)

 

 

 

 

в)

 

 

 

Рисунок 1.3 - Физические процессы в полупроводнике – (а) плоскость  физического перехода; (б) распределение  концентрации акцепторной и донорной примеси в полупроводнике; (в) объёмный заряд.

 

На рис. 1.3.б, показано изменение концентрации акцепторных и донорных атомов при перемещении вдоль оси Х перпендикулярной плоскости. Неподвижные объемные заряды создают в p-n-переходе контактное электрическое поле с разностью потенциалов, локализованное в области перехода и практически не выходящее за его пределы.

Поэтому вне этого слоя, где поля нет, свободные носители заряда перемещаются хаотично и число носителей, ежесекундно  наталкивающихся на слой объемного  заряда, зависит только от их концентрации и скорости их теплового движения, которое подчиняется классической статистики Максвелла-Больцмана.

На рис. 1.3.в показаны неподвижные  объемные заряды, образовавшиеся в  p-n-переходе.

Неосновные носители - электроны из p-области и дырки из n-области, попадая в слой объемного заряда подхватываются контактными полем V_к и переносятся через p-n переход.

Другие условия складываются для  основных носителей. При переходе из одной области полупроводника в  другую они должны преодолевать потенциальный барьер qV_к, сформировавшийся в p-n-переходе. Для этого они должны обладать кинетической энергией движения вдоль оси Х, не меньшей qV_к.

На первых порах, после мысленного приведения p- и n-областей в контакт, потоки основных носителей значительно превосходят потоки неосновных носителей. Но, по мере роста объемного заряда, увеличивается потенциальный барьер p-n-перехода и потоки основных носителей резко уменьшаются. В тоже время потоки неосновных носителей не зависят от qV_k и остаются неизменными. Поэтому относительно скоро потенциальный барьер достигает такой высоты, при котором потоки основных носителей сравниваются с потоками неосновных носителей.

Это соответствует установлению в p-n-переходе состояния динамического равновесия.

1.3   Методы создания p-n-переходов

Электронно-дырочные переходы в зависимости от технологии изготовления разделяются на точечные, сплавные, диффузионные, эпитаксиальные, планарные и другие.

 

 

 

 

 

1.3.1   Точечные переходы

Образуются точечно-контактным способом (рис. 1.4.). К полированной и протравленной  пластине монокристаллического полупроводника n-типа подводят иглу, например из бериллиевой бронзы с острием 20-30 мкм. Затем через контакт пропускают кратковременные мощные импульсы тока. Место контакта разогревается до температуры плавления материала зонда, и медь легко диффундирует внутрь полупроводника образуя под зондом небольшую по объему область p-типа. Иногда перед электрической формовкой на конец иглы наносят акцепторную примесь (In или А1), при этом прямая проводимость контакта доходит, до 0,1 см. Таким образом, электронно-дырочный переход образуется в результате диффузии акцепторной примеси из расплава зонда и возникновения под ним области p-типа в кристаллической решетке полупроводника n-типа. Точечные переходы применяют при изготовлении высококачественных диодов для радиотехнического оборудования.

1.3.2   Сплавные переходы

Обычно получают выплавлением примеси  в монокристалл полупроводника (рис. 1.5.). Монокристалл, например германия n-типа распиливают на пластины толщиной 200-400 мкм и затем после травления и полировки разрезают на кристаллы площадью в два-три миллиметра и больше. На кристаллы, помещенные в графитовые кассеты, накладывают таблетку акцепторного материала, чаще всего индия. Затем кассета помещается в вакуумную печь, в которой таблетка индия и слой германия под ней расплавляются. Нагрев прекращается и при охлаждении германий кристаллизуется, образуя под слоем индия слой p-типа. Застывшая часть индия представляет собой омический (невыпрямляющий) контакт, на нижнюю часть пластины наносят слой олова, который служит омическим контактом к германию n-типа. К индию и олову припаивают выводы обычно из никелевой проволочки.

Иногда, для образования омического контакта с областью n-типа, на неё напыляют сплав Au-Sb, содержащий примерно 0.17% сурьмы, и вплавляют его при температуре 40°С.

1.3.3   Диффузионные  переходы

 

Диффузионные переходы получают диффузией  примесного вещества в исходную полупроводниковую  пластинку (рис. 1.6.). Это один из наиболее широко используемых методов получения p-n-перехода, он имеет несколько разновидностей.

При планарном методе диффузии переходы получают, используя изолирующий  слой, препятствующий диффузии примесей. На поверхности кремния n-типа выращивается тонкий (около 3 мкм) слой двуокиси кремния SiO₂ (рис. 1.6.). Фотолитографическим методом в определенных местах окисла получают «окна», через которые диффундирующие примеси проникают в n-слой, образуя переход.

Методы диффузии обеспечивают получение  плавных p-n переходов и используются при изготовлении интегральных микросхем.

1.3.4   Эпитаксиальные  переходы

Эпитаксиальные переходы образуются ориентированным направлением слоя монокристаллического полупроводника на исходном монокристалле-подложке (рис. 1.7.).

1 – p-n-переход; 2 – p-область; 3 – слой высокоомного полупроводника; 4 – подложка.

 

Рисунок 1.8 - Эпитаксиальный переход, образованный по планарно-эпитаксиальному  методу.

 

Для проведения эпитаксии необходимо создавать условия для конденсации атомов осаждаемого вещества на поверхности подложки. Конденсация происходит перенасыщением пара или жидкого раствора, а также при испарении осаждаемого вещества в вакууме в специальных реакторах. При наращивании плёнки с проводимостью противоположной подложке, образуется p-n-переход.

При изготовлении интегральных схем широко используют планарно-эпитаксиальный метод. Особенность такого технологического процесса заключается в том, что  путём наращивания на подложку 4 из низкоомного кремния наносят тонкий слой 3 высокоомного полупроводника, повторяющего структуру подложки. Этот слой, называемый эпитаксиальным, покрывают плотной защитной пленкой SiO₂ толщиной 1 мкм (рис. 1.8.). В плёнке протравливают «окно», через которое путем диффузии бора или алюминия создается p-n-переход, выход которого на поверхность оказывается сразу же надежно защищенным пленкой окисла.

Следует отметить, что  в последние годы широкое распространение  получили такие методы формирования p-n-переходов, как ионное легирование и молекулярно-лучевая эпитаксия.

 

1.4   Энергетическая диаграмма  p-n-перехода в равновесном состоянии

Для анализа физических процессов, протекающих в полупроводниковых  приборах удобно использовать метод  энергетических диаграмм. Энергетическая диаграмма p-n-перехода в состоянии термодинамического равновесия представлена на рис. 1.9.

Рисунок 1.9 - Энергетическая диаграмма p-n перехода.

 

На оси ординат отложена энергия электрона Е. Энергия  дырок на диаграмме возрастает в направлении - Е. Так как частицы стремятся занять состояние с минимальной энергией, электроны на диаграмме имеют тенденцию «утонуть», а дырки «всплыть». При отсутствии вырождения, общий для всей системы уровень Ферми расположен внутри запрещенной зоны, ширина которой не зависит от координаты. Уровень электростатической энергии F, показан на рис. 1.9. пунктиром, соответствует положению уровня Ферми в собственном полупроводнике и расположен вблизи середины запрещенной зоны. Энергетические уровни изображены горизонтальными прямыми. Это выражает тот факт, что энергия электрона, находящегося на данном уровне, например, на дне зоны проводимости, во всех точках полупроводника одинакова. После установления равновесия, образуется р-n-переход с потенциальным барьером для основных носителей равным j₀= qV_k. Электроны, переходящие из n- в р-область, преодолевая этот барьер, увеличивают свою потенциальную энергию на j₀ = qV_k Поэтому все энергетические уровни полупроводника, искривляясь в область p-n-перехода, поднимаются вверх на Е_к, как показано на рис. 1.9. При этом уровни Ферми F₀ и F устанавливаются на данной высоте, как в случае двух металлов.

В электрических нейтральных  областях эмиттера (х<-l_р0) и базы (х>l_n0) поле равно нулю, и уровни Е_с (энергия, соответствующая дну зоны проводимости), Е_v (энергия, соответствующая потолку валентной зоны), F_i (электрическая энергия); располагаются горизонтально. В области p-n-перехода (-l_p0<х<l_n0) электрическое поле направлено справа налево (вдоль градиента F_i)

Равновесная концентрация носителей заряда в отсутствии вырождения определяется взаимным расположением уровней F и F_i.

n_о = n_i ехр [(F - F_i) / kT ]       (1.4.1)

p_о = n_i ехр [(F_i - F ) / kT ]       (1.4.2)

В эмиттере p-типа (х<L_p0) фермиевская энергия меньше электрической энергии:F<F_i, p_р0> n_р0

В базе n-типа: F > F_i, n_n0 > p_n0

В плоскости физического перехода Х-Х_ф выполняется условие:

F_i(X_ф) =F

Ввиду искривления запрещенной  зоны в области перехода между  эмиттером и базой существует энергетический барьер, высота которого равна разности электростатических энергий в n- и p-областях (рис.1.9.).

Е_к=F_ip-F_in

Соответственно потенциалы эмиттера и базы отличаются на величину

φ_к=(F_ip - F_in)/e         (1.4.3)

где j_к - контактная разность потенциалов.

Энергетический барьер препятствует диффузионным потокам электронов из базы в эмиттер и дырок – из эмиттера в базу. Величина барьера автоматически становится такой, чтобы точно скомпенсировать диффузные потоки.

1.5   Токи через p-n-переход в равновесном состоянии

Рассмотрим зонную диаграмму p-n-перехода. Градиенты концентрации подвижных носителей заряда, а также градиент электрического потенциала в p-n-переходе вызывает появления диффузионных и дрейфовых токов через переход. Механизм протекания токов представлен на рис. 1.9., где дырки изображены кружками со знаком «+», а электроны – со знаком «-».

Потенциальный барьер создает различные  условия для перехода носителей  в смежные области.

Например, электрон из слоя n может переходить в слой p только в том случае, если он обладает достаточной энергией для преодоления ступени высотой Е_к, т.е. если он сможет преодолеть силы электрического поля, выталкивающего его из перехода обратно в n-слой. Переход же электронов из p-слоя в n-слой совершается беспрепятственно, более того, электрическое поле, действующее в переходе, помогает им (электроны как бы «скатываются» из p-слоя). В состоянии равновесия эти потоки носителей взаимно уравновешивают друг друга.

Аналогичная ситуация складывается в  валентной зоне. Дырки, чтобы перейти  из слоя p в слой n должны «опустится» на глубину Е_к. Поскольку движение дырок вызвано противоположным перемещением электронов, это означает, что дырки также должны обладать соответствующей энергией, чтобы преодолеть барьер высотой Е_к при переходе из p-слоя в n-слой. То есть дырки, переходящие из p- в n-слой, должны обладать энергией большей, чем энергия действующего в переходе электрического поля. Обратное же движение дырок (из n-слоя в p-слой) совершается беспрепятственно.

Таким образом, в равновесном состоянии  в переходе протекает целый ряд составляющих тока.

  Концентрация электронов в зоне проводимости n-области уменьшается по мере увеличения энергии от уровня Е_с. Под действием хаотического теплового движения электроны могут попадать из n-области в p-n-переход. Наименее энергичные электроны (с энергией близкой к Е_с) отражаются потенциальным барьером и возвращаются в n-область (процесс 1, рис. 1.9.). Более энергичные электроны дальше проникают в область перехода, однако если их кинетическая энергия меньше высоты барьера Е_к, они также возвращаются в n-область, не вызывая тока через переход (процесс 2) и, наконец, энергичные электроны с кинетической энергией большей Е_к, могут преодолевать барьер (процесс 3). Такие носители вызывают протекание через переход диффузионного электронного тока с плотностью j_ngup0 (рис. 1.9.) направленного вдоль оси Х (по направлению электронного тока противоположно направлению потока электронов).

Диффузионный ток полностью  компенсируется встречным потоком  электронов из p-области. В p-области электроны являются неосновными носителями и содержатся в небольшом количестве. Если под действием теплового движения электроны попадают из p-области в переход, они подхватываются электрическим полем перехода и переходят в n-область (процесс 4), вызывая протекание через переход дрейфового тока электронов j_ngp0, направленного против оси Х (вдоль поля). В состоянии термодинамического равновесия диффузионный и дрейфовые токи электронов в точности компенсируют друг друга:

J_ngup0+j_ngp0=0

Аналогичным образом компенсируются диффузная и дрейфовая составляющая дырочного тока (процесс 1-4).

Кроме рассмотренных  механизмов протекания тока, существуют токи, связанные с процессами термогенерации и рекомбинации электронно-дырочных пар в области перехода. Дырки  и электроны, проникающие в переход со стороны p- и n-областей соответственно, имеют конечную вероятность рекомбинировать в переходе (процесс 5-5’), с этим процессом связан ток, протекающий в направлении оси Х. С другой стороны, при термогенерации электронно-дырочных пар в переходе, образовавшиеся носители заряда подхватываются электрическим полем, причем электроны переносятся в n-область, а дырки в p-область (процесс 6-6’). Возникающий при этом ток термогенерации направлен против оси X (вдоль поля) и в точности компенсирует ток рекомбинации:

j_z0+j_g0 = 0

Суммарная плотность  тока через переход в состоянии  равновесия равна нулю:

j₀ = j_pgup0 + j_pgp0 + j_ngup0 + j_ngp0 + j_z0 + j_g0 = 0

Следует отметить, что  каждый из рассмотренных токов имеет  малую величину. Дрейфовые токи малы ввиду того, что переносятся неосновными носителями в p- и n-областях, концентрация которых очень низка.