Лебедев А.И. Физика полупроводниковых приборов

Подождите немного. Документ загружается.

132

Гл. 1. Полупроводниковые диоды

особенно заметно при работе высоковольтных диодов на повы-

шенных частотах (в этих диодах для получения хороших ста-

тических вольт-амперных характеристик обычно используется

материал с большим временем жизни). Длительное время обрат-

ного восстановления диода сильно ограничивает и использование

этих приборов в электронных схемах, работающих в импульсном

режиме.

Из изложенного выше следует, что для создания быстродей-

ствующих полупроводниковых диодов необходимо, чтобы полу-

проводник имел малое время жизни. Для уменьшения време-

ни жизни полупроводниковые кристаллы намеренно легируются

примесями, создающими глубокие примесные уровни вблизи се-

редины запрещенной зоны (как мы видели в п. 1.2.2, именно

такие уровни дают наибольший вклад в темп рекомбинации).

В кремнии для этой цели используются примеси Аи и Pt,

а также облучение готовых структур быстрыми электрона-

ми [11]. Радиационные дефекты, образующиеся при таком облу-

чении, отжигаются при 300 °С , то есть при температуре, заметно

превышающей рабочую.

Другим способом повышения быстродействия может быть

использование диодов с тонкой базой, рассмотренных нами

на с. 25. Быстродействие этих диодов определяется временем,

необходимым для диффузии инжектированных носителей через

тонкую базу до контакта. Примером таких диодов могут слу-

жить отечественные эпитаксиально-планарные диоды КД509А,

КД510А, имеющие время восстановления 2-4 не при напряже-

нии пробоя 70 В.

Рассмотренные нами явления, приводящие к ограничению

быстродействия диодов с р-п-переходами, обязаны своим про-

исхождением тому, что в работе этих диодов используется ин-

жекция неосновных носителей, которые имеют конечное время

жизни. Чтобы увеличить быстродействие, диоды для импульсных

устройств (диоды с малым временем восстановления) изготав-

ливают из полупроводников, в которые с целью уменьшения

времени жизни вводят примеси, создающие глубокие уровни.

Однако возможности этого подхода ограничены обычно невысо-

кой растворимостью таких примесей; в Si, например, достаточно

трудно получить время жизни короче нескольких наносекунд.

В GaAs, который является прямозонным полупроводником, вре-

мя жизни может быть уменьшено до 0,1 не. Поэтому решитель-

ное продвижение в область более высоких частот требует отказа

от использования приборов, работа которых основана на явлении

инжекции.

Диод на переменном токе

133

Приборами, в работе которых используются только основ-

ные носители, являются туннельные (см. п. 1.4), резонансно-

туннельные диоды (п. 1.6.2.1) и диоды с барьером Шоттки

(п. 1.5). Быстродействие туннельных диодов определяется вре-

менем жизни электронного состояния относительно его проса-

чивания в другую область диода путем туннелирования. Быст-

родействие диодов Шоттки ограничено временем рассасывания

объемного заряда, которое равно времени максвелловской (ди-

электрической) релаксации (оценки этих времен см. на с. 98).

1.7.4. Диоды с накоплением заряда. Понимание явле-

ний, происходящих при рассасывании инжектированных в р-п-

переход неосновных носителей (см. п. 1.7.3), используется для

создания одного важного типа диодов — диодов с накоплением

фряда [103]. ') Принцип действия этих диодов был предложен

и изучен в работе Молла с соавторами [104].

Основной задачей, которая решается в диодах с накоплением

заряда, является максимальное уменьшение продолжительности

второго этапа обратного восстановления диода. В обычных ди-

одах после окончания первого этапа максимум остаточного ин-

жектированного заряда находится на расстоянии порядка диф-

фузионной длины от р-п-перехода (см. рис. 1.44 в), и этот за-

ряд медленно, путем диффузии, экстрагируется из базы диода

обратно смещенным р-п-переходом. Чтобы рассасывание заряда

на втором этапе протекало быстрее,

йадо, во-первых, приблизить максимум

распределения заряда к р-п-переходу

и, во-вторых, сделать так, чтобы диф-

фузии носителей во время экстракции

помогало бы тянущее электрическое

поле.

Для решения поставленной зада-

чи авторы [104] предложили исполь-

зовать p-i-n-диод (см. п. 1.2.4). Пу-

тем диффузии донорной и акцептор-

ной примесей в противоположные гра-

ни тонкой пластинки в диоде создают

области, в которых в отсутствие ин-

жекции существует встроенное элек-

трическое поле (см. рис. 1.45).

• ' О 1 *

•

Рис. 1.45. Профиль легиро-

вания и энергетическая диа-

грамма р-г-п-диода с на-

коплением заряда

О В зарубежной литературе для обозначения этих диодов используется

аббревиатура SRD (step-recovery diodes).

134 Гл. 1. Полупроводниковые диоды

Направление этого поля таково, что оно препятствует диф-

фузии инжектируемых носителей в глубь пластины и, следо-

вательно, при подаче прямого смещения инжектированные но-

сители остаются «прижатыми» к р-г- и г-п-переходам. Поэто-

му, когда после пропускания прямого тока, к диоду оказывается

приложенным обратное смещение, экстракция инжектированных

носителей происходит очень быстро, обеспечивая быстрое вос-

становление непроводящего (блокирующего) состояния диода.

Для оценки основных параметров диодов с накоплением заряда рас-

считаем распределение инжектированных носителей в р

—п-переходе»

в n-области которого за счет неоднородного легирования создано по-

стоянное электрическое поле £. Поскольку в таком переходе происхо-

дит преимущественная инжекция дырок, нам надо решить уравнение

непрерывности для дырок (1.23), в котором £ = const ф О,

Уровень инжекции будем считать невысоким, чтобы экранирова-

нием электрического поля инжектируемыми носителями можно было

пренебречь. Нетрудно показать, что решение уравнения непрерывности

представляет собой сумму нарастающей и убывающей экспонент, ха-

рактерные масштабы длины которых L\ и L2 определяются из решения

квадратного уравнения

± ЦРЕТРL

IT2

— DPТ

= 0, (1.136)

где fi

< Tj и D

~ подвижность, время жизни и коэффициент диффузии

дырок. Если напряженность электрического поля мала (£ <g.kT/qL

то значения L\ и L<i практически совпадают с диффузионной длиной

Lp = \fWp^v- Если же kT/qL

то значения L\ и

L<i

существенно

изменяются: для тормозящего электрического поля характерная длина

становится равной , ~

ИрЕтр q£'

а для тянущего электрического поля — L2 «

(л

£т

Физический смысл

L\ и 1/2 хорошо ясен: L\ — это расстояние, на котором потенциальная

энергия электрона изменяется на величину kT> a Li — это расстояние,

на которое за время жизни успевают продрейфовать носители.

Поскольку в случае сильного тормозящего поля характерный мас-

штаб длины L\ уменьшается в qL

£/kT раз, то характерное время

восстановления уменьшается от т

до [103]

кТ

4 2

\qL

£у j

Таким образом, видно, что создание в диоде сильного тормозящего по-

ля для диффузии носителей позволяет существенно уменьшить время

восстановления.

Типичная переходная характеристика диода с накоплени-

ем заряда показана пунктирной линией на рис. 1,44 6, Видно,

1.7. Диод на переменном токе

135

что длительность первой фазы восстановления (t\ » т

1п(1 +

+ /прДобр) [ЮЗ]) в них оказывается несколько больше, чем

в обычных диодах (см. формулу (1.135)). А вот время второй

фазы восстановления fo) становится существенно короче. В спе-

циально спроектированных диодах с накоплением заряда ско-

рость нарастания обратного напряжения на диоде может дости-

гать 500 В/нс. Дифференцирование этого нарастания с помощью

специальных электронных схем (например, короткозамкнутой

линии задержки) позволяет с помощью диодов с накоплением

заряда формировать импульсы длительностью в пикосекундном

диапазоне. Поразительно, что длительность этих импульсов ока-

зывается на много порядков меньше времени жизни в используе-

мом материале (~10~

с). Отечественная промышленность давно

выпускает диоды с накоплением заряда; так, для диодов типа

КД524 и КД528 характерные времена выключения составляют

50-100 пс. Наиболее короткое время t2, полученное в диодах

с накоплением заряда, составляет 12 пс. Недостатком диодов

с накоплением заряда является их сравнительно невысокое на-

пряжение пробоя, составляющее 25-75 В. Недавно на специаль-

но выращенных структурах р

-тг-г/-п

из GaAs с напряжением

пробоя 220 В удалось получить рекордно высокую скорость на-

растания напряжения (~2000 В/нс) [105].

Диоды с накоплением заряда находят применение в схе-

мах генераторов импульсов наносекундной и субнаносекундной

длительности, а также схемах умножения частоты [103]. Мак-

симальная достигнутая в таких умножителях частота составляет

~50 ГГц. Последнее применение связано с тем, что спектральный

состав гармоник, возбуждаемый в диодах с накоплением заряда,

оказывается существенно шире, чем в умножителях частоты на

основе варакторов (см. с. 126).

1.7.5. Емкостная спектроскопия глубоких уровней. Как

мы видели в п. 1.2.2, глубокие уровни, расположенные в запре-

щенной зоне, определяют такую важную характеристику полу-

проводника как время жизни. Поэтому развитие методов иссле-

дования этих уровней представляет огромное значение. В насто-

ящее время для изучения глубоких уровней в полупроводниках

широко используется метод нестационарной спектроскопии

глубоких уровней. О Основы этого метода были заложены Уи-

льямсом [106], а Ланг [107] предложил удобную модификацию

О В зарубежной литературе этот метод называется DLTS (deep-level tran-

sient spectroscopy).

136 Гл. 1. Полупроводниковые диоды

этого метода, которая пригодна для изучения ловушек как для

неосновных, так и основных носителей, причем работает и в

случае одновременного присутствия в образцах нескольких глу-

боких уровней.

До сих пор, рассматривая барьерную емкость р-п-перехода,

мы полагали, что толщина обедненного слоя определяется кон-

центрацией мелких (водородоподобных) доноров и акцепторов,

которыми легированы п- и р-области полупроводника. На са-

мом деле толщина обедненного слоя определяется концентрацией

всех заряженных уровней в р-п-переходе, в том числе и глубо-

ких.

Метод DLTS основан на изучении кинетики изменения ем-

кости р-п-перехода (или барьера Шоттки) при перезарядке (из-

менении заполнения электронами) глубоких уровней. Рассмот-

рим асимметрично легированный р

-п-переход, в n-области ко-

торого кроме мелких доноров с концентрацией N4 есть еще

глубокие уровни однозарядных акцепторов с концентрацией Nt

(см. рис. 1.46,а), которые являются ловушками для неосновных

носителей (дырок). Подадим на р-п-переход короткий импульс

прямого смещения (так называемый насыщающий импульс ин-

жекции), При этом дырки, инжектируемые в n-область диода,

захватываются на глубокие акцепторы и изменяют их зарядовое

состояние с А~ на А?. Если после этого восстановить начальное

смещение на р-п-переходе, то (поскольку полный заряд приме-

сей, приходящийся на единицу объема n-области, увеличился

с Nd - Nt до Nd на величину заряда дырок, захваченных глубо-

кими акцепторами) толщина области пространственного заряда

уменьшится по сравнению с начальным значением, а емкость

р-п-перехода — увеличится.

После восстановления начального смещения заполнение глу-

боких уровней начинает возвращаться к равновесному состоя-

нию. Поскольку уровни, определяющие толщину области про-

странственного заряда, находятся в обедненном слое (концентра-

ция свободных электронов и дырок в котором очень мала), то

можно пренебречь захватом носителей на уровни и считать, что

изменение заполнения уровней определяется только процессами

выброса носителей. Для глубоких акцепторов время релаксации

заполнения уровня связано с темпом теплового выброса дырок

с акцепторного уровня е

следующим соотношением [108]:

Грел = — =

АТ

ех

Р (

I ' (1-137)

Nt \ к! J

1.7. Диод на переменном токе 137

Бе

* JP _1_П АЧ -П

Д С I

А I»

tn 5 I—I—I 1 1 1 1

77100 150 200 250 300

<1 Т, к

Риси-,1,46. а — энергетическая диаграмма р-п-перехода с глубоким акцептор-

ным' уровнем, б — релаксация сигнала DLTS после выключения импульса

инжекции при разных температурах (Ti <Тг< Тз), в — спектры DLTS диодов

из Si(V) для темпа выброса, равного е

= 87 с

-1

где

— средняя скорость теплового движения дырок, <т

—

сечение захвата дырок на глубокий уровень, a Et — энергетиче-

ское положение уровня в запрещенной зоне. По мере того, как

ДЁфки, захваченные на глубокие акцепторы, выбрасываются в ва-

лентную зону, заряд этих центров изменяется и, соответственно,

Изменяется и емкость р-п-перехода.

Изучая кинетику релаксации емкости после прекращения

насыщающего импульса инжекции, можно определить основные

характеристики глубоких уровней: их концентрацию, энергети-

ческое положение и сечение захвата. Концентрация глубоких

уровней рассчитывается из величины относительного изменения

емкости ACQ/CQ. ЕСЛИ считать, что за время насыщающего

импульса инжекции глубокие акцепторы полностью заполняются

дырками, а их концентрация Nt -С Nd, то для резкого р-п-

перехода из формулы (1.121) получаем

Для того, чтобы определить энергетическое положение и

сечение захвата, измерения скорости релаксации емкости прово-

138 Гл. J. Полупроводниковые диоды

дятся при различных температурах (см. рис. 1.46 6). В соответ-

ствии с формулой (1.137), по наклону зависимости 1пт

рел

от

/Т

определяется энергетическое положение уровня в запрещенной

зоне, а по величине отсечки прямой при 1/Г—>0 — сечение

захвата.

При практической реализации метода DLTS обычно изуча-

ются не кривые релаксации, а измеряется разность емкостей

диода при двух значениях времени задержки после окончания

импульса инжекции (ti и £2 на рис. 1.46 6). Так как изменение

емкости происходит приблизительно по экспоненциальному за-

кону, то разность емкостей, измеренных в эти моменты времени,

равна

где ACQ — изменение емкости, вызванное импульсом инжекции.

Поскольку время релаксации Тре

быстро уменьшается с уве-

личением температуры, то зависимость ЛС(Т) будет иметь вид

кривой с максимумом при температуре, при которой эта разность

максимальна, то есть когда

Записав серию кривых ЛС(Т) при разных значениях t\ и ^

(например, увеличивая каждый раз значения обеих задержек

в 10 раз), мы получим семейство кривых, максимум на кото-

рых будет систематически сдвигаться. Обработка этих кривых

позволяет по амплитуде пика сделать вывод о концентрации

глубоких уровней, а по смещению максимума с температурой —

об энергетическом положении уровня и его сечении захвата.

Этот подход оказывается особенно полезным для изучения по-

лупроводников с несколькими глубокими уровнями, релаксация

емкости в которых описывается суммой нескольких экспонент,

Типичные спектры DLTS для кремниевых диодов, легированных

ванадием, показаны на рис. 1.46 е. Наблюдаемый в них положи-

тельный пик С отвечает акцепторному уровню с энергией Et =

= E

+ 0,45 эВ, Напомним, что положительные пики на кривых

DLTS отвечают ловушкам для неосновных носителей.

При изучении параметров глубоких уровней, являющимися

ловушками для основных носителей (уровнями донорного типа

в р

-тг-переходе), необходимо иметь в виду, что эти уровни

обычно лежат ниже уровня Ферми, они полностью заполнены

А С = ДС

ехр

-t\

In (t

/uy

1.7. Диод на переменном токе

139

электронами и практически не захватывают дырки при их ин-

жекции. О Поэтому условия эксперимента надо немного изме-

нить. В этом случае изучение релаксации емкости проводится

при обратном смещении на р-п-переходе, а для изменения запол-

нения глубоких уровней смещение с р-п-перехода на некоторое

время снимается. При этом в области пространственного заряда

всегда существует слой, в котором глубокие донорные уровни

при обратном смещении лежат выше квазиуровня Ферми, а при

нулевом смещении — ниже него. При снятии смещения с р-

n-перехода эти уровни перезаряжаются из состояния D

в со-

стояние D

и поэтому после восстановления обратного смеще-

ния средний положительный заряд в единице объема п-области

оказывается меньше на величину заряда электронов, захвачен-

ных на глубокие доноры. Это значит, что перезарядка донорных

уровней будет проявляться в уменьшении емкости р-п-перехода,

а в спектрах DLTS будут формироваться отрицательные пики

(см. рис. 1.46в). Таким образом, ловушки для основных носите-

лей проявляются в спектрах DLTS в виде отрицательных пиков.

Метод DLTS широко используется не только для изучения

глубоких уровней, создаваемых в полупроводниках примесями,

НО также и для изучения уровней радиационных дефектов. Спе-

цифика этих дефектов состоит в том, что после облучения они

Начинают взаимодействовать между собой и с атомами примеси,

$£разуя сложные комплексы, которые оказывают существенное

влияние на свойства полупроводников. Понимание этих взаимо-

превращений позволяет указать пути повышения радиационной

стойкости полупроводниковых материалов.

) Напомним, что донорный или акцепторный характер глубокого уровня

определяется не его энергетическим положением, а отношением сечений за-

хвата электронов и дырок на этот уровень. Так, расположенные практически

точно посередине запрещенной зоны в GaAs уровни атомов хрома оказываются

акцепторами, а уровни атомов кислорода — донорами [10].

Глава 2

БИПОЛЯРНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ

2.1. Немного истории. Конструкции биполярного

транзистора

Изобретение в 1947 г. группой сотрудников из Bell La-

boratories транзистора — твердотельного прибора, способного

усиливать электрические сигналы, и осознание возможности

замены не очень надежных электронных ламп в радиоэлектрон-

ных устройствах более надежными транзисторами послужило

толчком к исключительно бурному развитию всех направлений

физики и технического применения полупроводников. На сего-

дняшний день транзистор остается одним из наиболее важных

дискретных приборов и существенным компонентом интеграль-

ных схем. Число изготовленных к настоящему времени транзи-

сторов оценивается фантастической цифрой — несколько единиц

на 10

, что составляет почти миллиард транзисторов на каждого

жителя Земли.

)

Транзистор представляет собой трехэлектродный прибор, ко-

торый может быть использован как усилитель или переключа-

тель тока. В настоящее время существуют два больших клас-

са транзисторов, в основе работы которых лежат различные

*) Эта цифра не будет казаться столь уж фантастической, если учесть, что

выпускаемые в настоящее время двухъядерные процессоры фирм Intel и AMD

содержат около 230 млн. транзисторов, а типичное для современных ЭВМ

оперативное запоминающее устройство емкостью 512 Мбайт — более 4 млрд.

транзисторов. По данным электронной биржи DRAMeXchange, в 2006 г. во

всем мире было произведено 10,58 млрд. микросхем динамической памяти

условной емкостью 256 Мбит, т. е. в запоминающих матрицах только одного

этого типа микросхем содержалось 2,84 10

транзисторов.

2.1. История создания и конструкции биполярного транзистора 141

физические принципы. Это — биполярные и полевые транзисто-

ры» В этой главе мы рассмотрим физические принципы работы

биполярных транзисторов, а работа полевых транзисторов будет

рассмотрена в гл. 4. Хотя биполярные транзисторы появились

первыми, в настоящее время их доля на рынке полупроводнико-

вых приборов составляет около 5%.

Открытие транзистора было случайным. В 1946 г. в Bell Labo-

ratories была организована группа, занимавшаяся фундаментальными

исследованиями в области полупроводников, одним из руководителей

которой был Уильям Шокли.

Сотрудники группы пытались создать полевой транзистор. После

не очень успешных результатов по изучению эффекта поля в напылен-

цых тонких пленках Ge и Si было решено попробовать реализовать

идею полевого транзистора в тонких инверсионных слоях на поверхно-

сти этих полупроводников. Уолтер Браттейн и Джон Бардин (теоретик,

обсуждавший получаемые в группе результаты) начали исследовать

Структуры с двумя контактами, созданными на поверхности полупро-

водника. Один из контактов в этой структуре использовался для управ-

ления толщиной инверсионного слоя, а с помощью другого (точечного)

контакта измерялся ток носителей, возбуждаемых в этом слое. Пока в

качестве первого контакта использовалась капля электролита, ток во

втором контакте изменялся в соответствии с ожидаемой зависимостью

для толщины инверсионного слоя. Однако когда электролит был за-

менен на металл, обнаружилось, что при подаче прямого смещения на

Лот контакт вместо уменьшения ток во втором контакте увеличивался.

- Браттейн и Бардин поняли, что этот неожиданный эффект связан

с инжекцией носителей первым контактом и собиранием их вторым

контактом. После нескольких экспериментов они нашли конструкцию,

а которой этот эффект был максимален. Это и был точечно-контактный

Транзистор [109].

, За исследования в области физики полупроводников и открытие

транзисторного эффекта Браттейн, Бардин и Шокли были удостоены

Нобелевской премии по физике в 1956 г.

* Первым типом биполярного транзистора был точечный

(точечно-контактный) транзистор, созданный в 1947 г. Этот

транзистор представлял собой пластинку n-Ge, называемую

базой (от англ. base — основание), на поверхности которой

создавались два точечных контакта из вольфрама или фосфори-

стой бронзы, расположенные рядом на расстоянии около 50 мкм

(см. рис* 2.1 а). На один контакт, называемый эмиттером (от

англ. emit — испускать), подавалось положительное (прямое)

смещение относительно базы, а на другой контакт, называемый

коллектором (от англ. collect — собирать), — отрицательное

(обратное) смещение. Ток в цепи эмиттера оказывал сильное

влияние на ток в цепи коллектора. Так, при достаточно высоком