Министерство образования Российской Федерации Северо-Западный государственный заочный технический университет Кафедра те...
41 downloads
173 Views
876KB Size
Report
This content was uploaded by our users and we assume good faith they have the permission to share this book. If you own the copyright to this book and it is wrongfully on our website, we offer a simple DMCA procedure to remove your content from our site. Start by pressing the button below!
Report copyright / DMCA form
Министерство образования Российской Федерации Северо-Западный государственный заочный технический университет Кафедра технологии и дизайна радиоэлектронной техники
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ ЧАСТЬ 2 Методические указания к выполнению лабораторных работ
Факультет радиоэлектроники Направление и специальность подготовки дипломированных специалистов: 654300- проектирование и технология электронных средств 200800 - проектирование и технология радиоэлектронных средств Направление подготовки бакалавров 551100 - проектирование и технология электронных средств
САНКТ-ПЕТЕРБУРГ 2003
Утверждено редакционно-издательским советом института УДК 621.382 (07) Физические основы микроэлектроники. Часть 2.: Методические указания к выполнению лабораторных работ.- СПб: СЗТУ, 2003.- 32 с. Сформулированы теоретические основы и изложены методические указания к выполнению лабораторных работ. В лабораторных работах 6, 7, 8, 9,10 исследуются контактные и поверхностно-чувствительные процессы в неоднородных структурах, являющихся элементной базой интегральной электроники и оптики, а также возможности неразрушающего контроля их качества. Комплексы лабораторных работ отвечают рабочей программе дисциплины и разработаны в соответствии с требованиями Государственного стандарта высшего профессионального образования по направлению подготовки дипломированных специалистов 654300 ( специальность 200800 “Проектирование и технология РЭС”) и направлению подготовки бакалавров 551100 - “Проектирование и технология электронных средств”. Рассмотрено на заседании кафедры технологии и дизайна радиоэлектронной техники 16.01.2003 г., одобрено методической комиссией факультета радиоэлектроники 23.01.2003 г. Рецензенты: кафедра Технологии и дизайна радиоэлектронной техники СЗТУ (заведующий кафедрой В.Н. Воронцов, канд. техн. наук, доц.), С.Д. Дубровенский, канд. хим.наук, доцент кафедры Химической технологии материалов и изделий электронной техники СПбГТИ (ТУ)
Составители: С.Д.Ханин, д-р физ.-мат. наук, проф. О.В.Денисова, канд. хим.. наук, доц.
Северо-Западный государственный заочный технический университет, 2003 2
ОБЩИЕ УКАЗАНИЯ Вторая часть лабораторных работ по дисциплине «Физические основы микроэлектроники» выполняется студентами 3 курса в течение шестого семестра. Лабораторные работы 6, 7, 8, 9, 10 охватывают современные вопросы физики и основы функционирования микроэлектронных систем, включая физические явления в металл-диэлектрических композициях (работа 6), явления на контактах металл-полупроводник и диоды Шоттки (работа 7), полупроводник-полупроводник (работа 8) и свойства контакта металлдиэлектрик-полупроводник (работа 9). Тематика лабораторных работ включает не только изучение физических явлений в элементах микроэлектроники, но и методы их диагностики, например,
исследование
коэффициента
низкочастотного
шума
в
полупроводниковых диодах и интегральных схемах (работа 10). Даются представления о кинетических деградационных процессах, ограничивающих срок службы микроэлектронных приборов. Все экспериментальные данные и результаты расчета необходимо записывать в черновик отчета и предъявлять преподавателю после окончания работы. ЛИТЕРАТУРА 1.
Аморфные и поликристаллические полупроводники/Пер. с нем. под
ред. Ю.Д. Чистякова.- М.: Мир, 1987.- 170 с. 2. Пасынков В.В., Чиркин Л.К. Полупроводниковые приборы: Учеб. для вузов: 5-е изд., испр. – СПб.: Лань, 2001.- 480 с. 3. Бугаев А.А., Захарченя Б.П. Фазовый переход металл-полупроводник и его применение.-М.: Наука, 1979. 4.
Харитонов
Е.В.
Диэлектрические
структурой.- М.: Радио и связь, 1983.
3
материалы
с
неоднородной
ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 6 ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД ДИЭЛЕКТРИК – МЕТАЛЛ I. Выявление
Цель работы
качественных
различий
свойств
неметаллических
(полупроводниковых и диэлектрических) и металлических твердых тел и возможностей перехода твердого тела из неметаллического в металлическое состояние под воздействием внешних факторов и изменения состава. II. 1.
Содержание работы
Определение температурной зависимости сопротивления оксида
ванадия. 2.
Определение зависимости сопротивления металл - диэлектрических
композиций от концентрации металлической фазы. 3.
Определение
температурного
коэффициента
сопротивления
металл-диэлектрических композиций в области концентраций металлической фазы ниже и выше пороговой. III.
Основные теоретические положения
У ряда твердых тел под воздействием внешних факторов (температуры, электрического
поля,
давления)
или
изменения
состава
наблюдается
скачкообразный (пороговый) рост электрической проводимости, изменение характера температурной зависимости проводимости неметаллическим коэффициентом
твердым
телом,
сопротивления
с
(ТКС),
σ(Т)
отрицательным к
присущему
от присущего температурным металлам,
с
положительным ТКС, оптических и других свойств, причем указанные изменения имеют обратимый характер. Это явление условно называют фазовым переходом диэлектрик – металл ☯1 .
4
Под воздействием температуры фазовый переход диэлектрик – металл наиболее ярко проявляется в соединениях переходных металлов: V2O3, VO2, NiS, Fe3O4 и др. Под действием давления фазовый переход диэлектрик – металл наблюдается во многих твердых телах. Существует гипотеза, согласно которой при достаточно высоких давлениях все вещества металлизируются. Фазовый переход диэлектрик – металл, как следствие изменения состава материала, характерен для легированных полупроводников в области низких температур при увеличении концентраций примесей, а также проявляется в гетерогенных системах металл – диэлектрик при увеличении концентрации проводящей фазы. Возникновение
фазового
перехода
диэлектрик
–
металл
в
макроскопически однородном твердом теле обусловлено фундаментальным изменением его электронного спектра, который из "диэлектрического", с энергетической щелью (запрещенной зоной) между валентной зоной и зоной проводимости,
превращается
распределением
плотности
в
"металлический",
электронных
с
состояний
непрерывным
по
энергиям
(без
запрещенной зоны). Такая перестройка электронного спектра может быть связана с рядом причин ☯1 : - изменением кристаллической решетки (например, уменьшением расстояния
между
атомами,
приводящим
к
пересечению
разрешенных энергетических зон, или малым смещением соседних атомов,
приводящим
расщеплению
к
удвоению
полузаполненной
постоянной
валентной
зоны
решетки на
и
нижнюю,
полностью заполненную электронами, и верхнюю, пустую зону (рис. 1)); - электрон
–
электронным
взаимодействием,
приводящим
к
расщеплению узкой энергетической зоны в соединениях переходных металлов
(данный
эффект 5
находится
за
пределами
области
применимости
зонной
теории,
исходящей
из
приближения
независимых электронов);
Рис.1 . Энергетические схемы, иллюстрирующие возможность фазового перехода диэлектрик-металл в результате малого смещения атомов, приводящего к удвоению параметров кристаллической решетки. Штрих-пунктирной линией обозначен уровень Ферми, разделяющий заполненные и пустые электронные состояния (ЕF).
- перекрытием
электронных
полупроводнике
при
орбиталей
увеличении
примеси; 6
примесных
концентрации
атомов
в
легирующей
- нарушением периодичности в пространственном расположении атомов, приводящим к размытию краев разрешенных зон, появлению в запрещенной зоне локализованных состояний и, как следствие, скачку проводимости при пересечении энергетическим уровнем протекания тока края разрешенной зоны (рис. 2).
Рис. 2 . Энергетическое распределение плотности электронных состояний в упорядоченной (I) и неупорядоченной (2) решетке. Штрих- пунктирной линией обозначена энергетическая граница между делокализованными и локализованными состояниями в неупорядоченной решетке
Фазовый переход диэлектрик – металл в оксиде ванадия находит практическое использование в разнообразных технических устройствах: электронных переключателях, устройствах для записи и хранения информации, индикаторных устройствах и др. В случаях гетерогенных систем металл – диэлектрик при малой объемной концентрации металла проводящая фаза образует изолированные островки или группы островков в диэлектрической матрице (рис. 3, а). Проводимость такой композиции мала и близка к проводимости диэлектрика σд, а ТКС < 0.
7
а
б
в
Рис.3. Схематическое изображение структур металл-диэлектрических
композиций
при различной концентрация металлической фазы: X < Xc (а); X=Хс (б ) ; X >ХС
(в)
При объемной концентрации металла, близкой к единице, имеет место обратная ситуация: островки диэлектрика в металлической матрице (рис. 3в). Проводимость композиции в этом случае близка к проводимости металла
σм и
ТКС > 0. В промежуточной области концентрация металла при некоторой критической концентрации х = Хс, когда островки металла начинают соприкасаться, образуя непрерывный проводящий скелет в диэлектрической матрице (рис. 3, б), происходит резкий скачок проводимости и смена знака ТКС, то есть фазовый переход диэлектрик – металл. Концентрационный фазовый
переход
диэлектрик
–
металл
наблюдается
в
различных,
используемых в микроэлектронике металлодиэлектрических композициях: тонких керметных пленках, металлополимерных композициях (контактолы), островковых металлических пленках на диэлектрических подложках. 1Y. Экспериментальная часть 1.
Снять температурную зависимость сопротивления оксида ванадия в
интервале от комнатной температуры (предварительно ее зафиксировав), до 800 С с шагом 100 С, до 600 С, а в области температур 60 – 800 С – с шагом 20 С.
8
2.
Снять зависимость сопротивления металл – диэлектрической
композиции от концентрации металлической фазы, для чего измерить сопротивление образцов 1-5 с различной (указанной) концентрацией металла. Y. Обработка результатов измерений 1.
Определить температурный коэффициент сопротивления металл –
диэлектрической композиции при двух концентрациях металлической фазы: меньшей и большей пороговой. 2.
Для этого измерить сопротивление выбранных по результатам
выполнения п. 2 двух образцов при температуре 600С. Далее сравнить значения этих сопротивлений с сопротивлениями, измеренными при комнатной температуре (по п.2) и определить ТКС по формуле ТКС =
1 RT − R0 ⋅ , (RT и R0 T − T0
R0 – величины сопротивления при температурах Т и Т0, соответственно, Т0 – комнатная температура: Т0=293 К). Y1. Содержание отчета 1.
Краткое описание исследуемых образцов.
2.
Схема измерительной установки.
3.
Таблица с результатами измерений сопротивления оксида ванадия в
зависимости от температуры. 4.
График
зависимости
сопротивления
оксида
ванадия
от
температуры. Определение температуры фазового перехода диэлектрик – металл. 5.
График зависимости сопротивления металл – диэлектрической
композиции от концентрации металлической фазы. Определение пороговой объемной концентрации металлической фазы. 6.
Определение ТКС металл – диэлектрической композиции с
концентрацией металлической фазы меньшей и большей пороговой. 9
7.
Краткие выводы об электрических свойствах твердых тел в
неметаллическом и металлическом состояниях и о возможностях наблюдения фазового перехода диэлектрик – металл. Литература : [1], с.76-100. ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА 7 ФИЗИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ НА КОНТАКТЕ МЕТАЛЛ-ПОЛУПРОВОДНИК I.
Цель работы
Анализ процессов, протекающих на контакте металл-полупроводник в случае формирования барьера Шоттки. II. 1.
Изучение
Содержание работы
вольт-амперной
характеристики
перехода
металл-
полупроводник. 2.
Изучение вольт-фарадной характеристики перехода металл -
полупроводник. 3.
Определение контактной разности потенциалов и концентрации
примесей в полупроводнике. III.
Основные теоретические положения
Если металл и полупроводник, обладающие различными величинами работы выхода (разности энергий между уровнем электрона в вакууме и уровнем Ферми), привести в контакт друг с другом, они будут заряжаться. Рассмотрим случай, когда работа выхода электронов из полупроводника n-типа меньше, чем работа выхода электронов из металла: Ф2 > Ф1 (рис.4, а). При этом поток электронов из полупроводника в металл будет больше, чем поток электронов из металла в полупроводник, вследствие чего полупроводник заряжается положительно, а металл – отрицательно. В результате между металлом и полупроводником возникает разность потенциалов φ. Теперь для перехода
из
полупроводника
в
металл
электрону
дополнительный потенциальный барьер высотой 10
надо
преодолеть
ψ = q φ (q- заряд электрона).
Это приводит к тому, что поток электронов из полупроводника в металл уменьшится, в то время как поток электронов из металла в полупроводник остается неизменным, так как высота барьера со стороны металла сохраняется прежней. В термодинамическом равновесии встречные потоки электронов выравниваются, уровни Ферми полупроводника и металла совпадают, и между металлом
и
полупроводником
потенциалов ϕ 0 =
устанавливается
контактная
разность
Ψ0 Ф2 − Ф1 = (ψ0 - высота потенциального барьера на контактеq q
рис. 4, б) ☯2 . Поскольку концентрация электронов в полупроводнике значительно меньше, чем в металле, электрическое поле контактной разности потенциалов при непосредственном контакте металла с полупроводником (когда ширина зазора порядка межатомных расстояний) сосредоточено практически только в полупроводнике и искривляет его энергетические зоны (рис.4, в). Таким образом, в рассматриваемом случае в приконтактной области полупроводника
формируется
потенциальный
барьер,
препятствующий
переходу электронов из полупроводника в металл. Такой переходный слой называется обедненным, а описанный контакт металла с полупроводником – барьером (или переходом) Шоттки. В случае, если Ф1 > Ф2 разностный поток электронов будет направлен в сторону полупроводника, в результате чего последний зарядится отрицательно, а металл – положительно. При этом в приконтактной области полупроводника n-типа будет формироваться обогащенный носителями заряда слой. Аналогичная полупроводником
ситуация
имеет
место
на
контакте
металла
с
p-типа с той лишь разницей, что при Ф1 < Ф2 в
приконтактной области полупроводника образуется обогащенный основными носителями (дырками) слой, а при Ф1 > Ф2 – обедненный слой.
11
П
М
Е с
Ф 2 Е
Е
f
Уровень электрона в вакууме
Ф 1
f
Е v а)
М
П/п п-типа М
п/п
п-типа
Ψ° Ф2
Е
Ф 1
Ψ°
с
Е Е
f v
W
б)
в)
Рис. 4. Энергетическая схема контакта металл-полупроводник в случае формирования барьера Шоттки (Ф1>Сд и С ≈Сд = =const(V) (рис.9, участок 1 ). При противоположной полярности напряжения, в режиме обеднения, приповерхностная область полупроводника действует как добавочный слой диэлектрика. Это приводит к уменьшению полной емкости МДП-структуры (рис.9, участок 2 ). 25
При достижении напряжения, отвечающего образованию инверсионного приповерхностного слоя, емкость МДП-структуры перестает падать, и дальнейшее поведение вольт-фарадной характеристики зависит от соотношения между периодом переменного напряжения, на котором производится измерение емкости, и временем жизни неосновных носителей заряда. На низких частотах, когда заряд неосновных носителей заряда успевает следовать за переменным тест-сигналом, емкость МДП-структуры, как и в случае обогащения, возрастает до величины СД (кривая б на рис. 9 ). На высоких же частотах, когда заряд неосновных носителей заряда в инверсионном слое не успевает следовать за переменным тест-сигналом, емкость МДП-структуры стабилизируется
на
уровне, отвечающем напряжению образования инверсионного слоя (рис.9, участок 3 ). В случае, если у полупроводника имеются поверхностные состояния, они захватывают заряд QПОВ.. Появление этого заряда эквивалентно тому, что приложенное к МДП-структуре постоянное напряжение сдвинуто на величину QПОВ,/СД. В результате и вольт-фарадная характеристика реальной МДПструктуры с поверхностными состояниями на межфазовой границе раздела полупроводник-диэлектрик
оказывается
сдвинутой
относительно
вольт-
фарадной характеристики идеальной (без поверхностных состояний) МДПструктуры вдоль оси напряжения на эту величину QПОВ,/СД (рис. 9). Указанное поведение вольт-фарадной характеристики МДП-структуры может быть использовано для экспериментального определения (диагностики) плотности поверхностных состояний на границе раздела полупроводник-диэлектрик /4/. Наиболее
совершенной
является
получаемая
методом
термического
окисления кремния граница Si –SiO2 , плотность поверхностных состояний на которой при определенных условиях окисления кремния может быть снижена до 1010 см -2, то есть в 105 раз по сравнению с типичным значением плотности состояний на поверхности полупроводника. IV. Экспериментальная часть 26
1. Снять вольт-фарадную характеристику образца № I МДП-структуры. Общее число точек на вольт-фарадной характеристике должно быть не менее 10. 2. Снять вольт-фарадную характеристику образца № 2 МДП-структуры с отличной технологией окисления кремния. V. Обработка результатов измерений В каждой точке рассчитать величину емкости МДП-структуры по формуле:
(
С = 2π ⋅ f ⋅ R E 2 / V 2 − 1 где f — измерительная частота (106 Гц);
)
−1
,
R = 1500 Ом ;
Е - напряжение на выходе источника (В); \/ - измеренное вольтметром напряжение (В). Y1. Содержание отчета 1. Краткое описание исследуемых образцов. 2. Схема измерительной установки. 3. Таблица с результатами расчета емкости МДП-структуры в зависимости от приложенного к ней напряжения постоянного тока для образцов №I и №2. 4. Совмещенные графики вольт-фарадных характеристик С =f(Е) образца № I и образца №2. 5. Определение относительной плотности поверхностных состояний на границе Si-Si02 в образцах
№I и №2. Гипотетические
соображения
относительно технологии окисления кремния в образцах № I и №2. 6. Технологические рекомендации по получению МДП-структур с низкой плотностью поверхностных состояний. 7. Краткие выводы.
Литература: [2], с.301-328.
27
ЛАБОРАТОРНАЯ РАБОТА № 10 ИССЛЕДОВАНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА НИЗКОЧАСТОТНОГО ШУМА В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ДИОДАХ И МИКРОСХЕМАХ I.
Цель работы
1. Оценить вклад структурных дефектов в
электронные
шумы
полупроводниковых приборов. 2. Познакомиться
с
одним
из
методов
измерения
низкочастот-
ного шума на дискретных элементах и микросхемах. II. Содержание работы 1. Измерение шумовых характеристик полупроводниковых диодов с помощью узкополосного аналогового фильтра методом сравнения. 2. Расчет коэффициента низкочастотного шума исследуемых приборных структур. 3. Определение зависимости коэффициента низкочастотного шума от прикладываемого к диоду напряжения. Ш. Основные теоретические положения Пространственный заряд, создаваемый дислокацией, оказывает большое влияние на перенос носителей зарядов. Число электронов, захваченных на единицу длины дислокации, может изменяться непрерывно. При высоких температурах дислокации проявляют себя как рекомбинационные центры, а при низких температурах как центры захвата /2/. Поскольку
электронные
шумы
в
полупроводниках
объясняются
флуктуациями (изменением) числа электронов при протекании генерационнорекомбинационных (ГР) процессов на соответствующих локальных уровнях, то 28
становится очевидным, существенный вклад дислокаций в такие шумы. В литературе
приводятся
многочисленные
экспериментальные
факты
максимального увеличения шума при наибольшем рассеивании тока, когда направление тока перпендикулярно пространственному заряду дислокаций. Если же направление тока носителей заряда параллельно пространственному заряду, то рассеивание меньше, а уровень шума снижается в четыре раза. На рис. 10 представлена схема расположения дислокационных трубок пространственного заряда в кристалле. В зависимости от направления к ним тока носителей зарядов стрелками указано изменение подвижности зарядов (µ) и удельного сопротивления (ρ). Сила тока в материале с дислокациями описывается следующим выражением:
J S = J 0 (I − ε )q(ε ) ,
где J S - ток в объеме материала с дислокациями; J 0 - ток в объеме материала без дислокаций;
q(ε ) -
фактор
дислокациями,
искажения
учитывающий
электрического направление
тока
поля, по
вызванный
отношению
к
пространственному заряду;
ε - доля объема материала, занятая пространственным зарядом дислокаций,
определяемая
как
ε = πR 2 d 1 (где
R -
радиус
цилиндра
пространственного заряда дислокации, d 1 - плотность дислокаций).
Рис.10. Протекание тока в кристалле перпендикулярно пространственным зарядам дислокаций
Шумовой ток пропорционален току в образце в степени n ≥ 2: 29
i 2 = CJ S2 , где
C - коэффициент пропорциональности. Зависимость шумового тока от частоты электрического поля можно
выразить следующим образом :
i2 ( f ) =
τ0 , 1 + (ωτ 0 ) 2
где τ 0 - среднее время свободного пробега электрона; ω - угловая частота тока. Если частота тока большая, то
ωτ 0 ff 1 и i( f ) ≈ 12 - зависит от частоты ω
электрического поля. Если частота небольшая, то
ωτ 0 pp 1 и i( f ) = const , то
есть при частотах ниже 104 Гц имеется постоянная составляющая шума. С помощью метода графического разделения полного избыточного шума на
компоненты
низкочастотный
можно
выделить
следующие:
шум
тепловой,
шум
и ГР-шумы. Последний, в свою очередь, имеет две
компоненты, обусловленные присутствием нескольких рекомбинационных уровней электронов (рис.11).
Рис.11. Разложение полного избыточного шума на тепловой, низкочастотный и две компоненты ГР-шума при 106 °С в электронном кремнии
30
IV.
Экспериментальная часть
Известны несколько методов измерения низкочастотных шумов. В данной работе используется сравнительный метод замера, который обычно используется в лабораторных условиях, а не в массовом производстве. По этому методу эффект шума исследуемого прибора сравнивается с эффектом шума от известного шумового сигнала (эталона). В данной лабораторной работе эталонным источником шума является проволочный резистор сопротивлением 100 кОм. Принцип измерения заключается в том, что на выходе усилителя устанавливается определенный уровень сигнала от эквивалентного источника шума, а затем на усилитель подается сигнал от исследуемого прибора и, уменьшая коэффициент усиления по напряжению, добиваются такого же уровня сигнала на выходе прибора. V.
Обработка результатов измерений
Если при измерении шума диода оказалось, что ручка делителя напряжения установлена в положение (х0,1), а ручки аттенюатора соответственно показывают (0,5), (0,03), (0,004), то можно рассчитать общее ослабление щума диода по сравнению с напряжением шума эталонного резистора:
КОСЛ=0,1(0,5+0,03+0,004)=0,534.
Тогда можно получить значение коэффициента шума диода относительно эталона по напряжению: КШ= UШ/UШ ЭТ=1/КОСЛ=1/0,0534=18,7 , где UШ- напряжение шума исследуемого прибора UШ ЭТ- напряжение шума эталона. Переведем это значение в децибелы и получим КШ диода в децибелах КШ(Дб)= 20lgКШ= 20lg18,7=22,7. После завершения расчетов строятся графики зависимости КШ(Дб)=f(U).
Y1. Содержание отчета 31
1. Краткое описание исследуемых образцов. 2. Схема измерительной оборудования.
установки,
краткое
описание
и
назначение
3. Таблицы измерений и графики зависимостей КШ от приложенного к диоду напряжения. 4. Выводы по работе.
Содержание Общие указания ……………………………………………………
3
Литература………………………………………………………………
3
Лабораторная работа № 6. Фазовый переход диэлектрик-металл…….4 Лабораторная
работа
№
7.
Физические
явления
на
контакте
металл-полупроводник……………………………………………………………10 Лабораторная работа № 8. Физические явления на гетеропереходе полупроводник-полупроводник…………………………………………………..16 Лабораторная работа № 9. Поверхностно-чувствительные явления структурах
металл-диэлектрик-полупроводник.
в
Вольт-фарадные
характеристики МДП-структур……………………... …………………………. 22 Лабораторная
работа
№
10.
Исследование
коэффициента
низкочастотного шума в полупроводниковых диодах и микросхемах
32
………28
33