现代半导体器件物理与工艺 PDF (5 68 MB)

现代半导体器件物理与工艺 PDF (5 68 MB) 现代半导体器件物理与工艺 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 1 微波二极管、量子效应和热微波二极管、量子效应和热电子器件电子器件 Physics and Technology of Modern Semiconductor Devices 2004730 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 2 本章内容 基本微波技术 隧道二极管 碰撞电离雪崩渡越时间二极管 转移电子器件 量子效应器件 热电子器件 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 3 微波频率涵盖约从0.1GHz到3000GHz相当于波长从300cm到0.01cm。 一般电子部件在微波频率与其在较低频率的工作行为是不同的。在微波频率时需将分布效应列入考虑因为在这些频率波长约与部件的实际大小相当。例如在微波频率下一个薄膜电阻器看起来像一个具有连续L、C和不同R值的复杂RLC电路。这些分布式部件虽然在较低频率下可以忽视但在微波频率下却有极大的重要性。在微波频率电容与电感常被看作为输运线的一部分。输运线也常被用作微波电路的互连线。输运线实际上是一个由电阻、电容、电感三种等效基本电路部件所组成的复杂网络。平面输运线是现代微波电路技术的主流。此输运线由位于表面接地的薄膜介电层衬底上的一个或多个平面导体所组成。 基本微波技术 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 4 下图显示好几个平面输运线基本的形式微细长片、同平面波导CPW细长线和悬吊衬底细长线SSSL。 其中R是单位长度电阻G是单位长度电导L 是单位长度电感C是单位长度电容w是角频率。 CjGLjRZ0微细长片a细长线平面波导CPWbSSSL悬吊衬底细长线c图7.2平面运输线的基本形式 微细长片是输运线最常用的形式同平面波导的损耗性较大亦即传递信号的损失是较大的但是它可以使接地的寄生电感减为最小。这些输运线的特征阻抗Z0为 基本微波技术 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 5 在微波电路中相对于电抗电阻是非常小的因此前式可简化成 在较低的微波频率下可以利用电感和电容部件来制作共振电路。然而在毫米波和较高频率时共振时的LC值在实际应用上是很小的因此必须使用可以产生共振的其他方法。一个普通的解决方法是共振腔也称作是调谐腔。 对于特定形式的输运线其特征阻抗是导体几何尺寸大小、间距及两导体间绝缘介质介电常数的函数。 CLZ0 共振腔是一个金属壁腔是由低电阻值金属包住良好介电物质所制成。它类似于两端被短路的波导部分且可以入射能量进腔体或是从腔体汲取能量。如图所示腔体可以拥有横向电场TE和横向磁场TM两种传输模式。 abd2zabd2z2222共振器形状a磁场图案b电场图案c图7. 3共振腔基本微波技术 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 6 共振腔体内的共振模式发生在沿着z轴方向长度d为半波长时的频率。对于腔体内的模式是以字母数字组合Txmnp来代表其中x对主模式是电场时为E是磁场时为Mm是a在尺寸方向半波长的个数n是在b尺寸方向半波长的个数p是在d尺寸方向半波长的个数。对于腔体的共振频率与模式有关的方程式为 其中μ和ε 是腔体内材料的磁导率和介电常数。且真空下 abd2zabd2z2222共振器形状a磁场图案b电场图案c图7. 3共振腔22221dpbnamfr2222dpbnamcfr或c是真空中的光速 00/1c基本微波技术 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 7 隧道二极管与量子隧穿现象息息相关因为穿越器件的隧穿时间非常短故可应用于毫米波区域且因为隧道二极管为相当成熟的技术因此常被应用于特定的低功率微波器件如局部震荡器和锁频电路 隧道二极管是由一简单 的p-n结所组成而且p型和n型都是重掺杂半导体。下图显示在四个不同电压条件下隧道二极管的典型静态电流-电压特性。此电流-电压特性是由隧穿电流与热电流两个成分所合成的结果。 隧道二极管 pFECEVECEFEVEnqVPqVn0VpFECEVECEFEVEnqVPqVn0VPVVpnPVVpnpnVPV VVpnVPVVVpnVVVpnVVV0IPI峰谷VIPVVVIVV0IPI峰谷VIPVVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV隧道二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 8 在没有外加电压的热平衡状态下由于高掺杂浓度因此耗尽区非常窄且隧穿距离d也非常小5nm-10nm。同时高掺杂浓度也造成费米能级落在允带范围内。图中最左边的图所显示的简并量qVp和qVn大约在50meV-200meV。 pFECEVECEFEVEnqVPqVn0VpFECEVECEFEVEnqVPqVn0VPVVpnPVVpnpnVPV VVpnVPVVVpnVVVpnVVV0IPI峰谷VIPVVVIVV0IPI峰谷VIPVVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV隧道二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 9 当外加正向偏压时在n型边存在一被占据的能态带且在p型边存在一对应的、但未被占据的可用能态带。因此电子可从n型边被占据的能态带隧穿到p型边未被占据的可用能态带。 pFECEVECEFEVEnqVPqVn0VpFECEVECEFEVEnqVPqVn0VPVVpnPVVpnpnVPV VVpnVPVVVpnVVVpnVVV0IPI峰谷VIPVVVIVV0IPI峰谷VIPVVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV 当供给电压大约是VpVn/3时隧穿电流达到其峰值Ip此时对应的电压称作峰值电压Vp。当正向偏压持续增加VpltVltVv此Vv为谷底电压p型边尚未被占据的可用能态减少电流因此变小。最后两边能带彼此没有交集此时隧穿电流不再流动若再持续增加电压的话一般的热电流将会开始流动对VgtVv。 隧道二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 10 因此在正向偏压时当电压增加隧穿电流会从零增加到一峰值电流Ip随着更进一步地增加电压电流开始减少当VVpVn时电流减至一最小值。如图在达到峰值电流后减少的部分是负微分电阻区。峰值电流Ip与谷底电流Iv之值决定负电阻的大小。因此Ip/Iv之比被当作是衡量隧道二极管好坏的一个指标。 pFECEVECEFEVEnqVPqVn0VpFECEVECEFEVEnqVPqVn0VPVVpnPVVpnpnVPV VVpnVPVVVpnVVVpnVVV0IPI峰谷VIPVVVIVV0IPI峰谷VIPVVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV图7. 4典型隧道二极管的静态电流电压特性.和各为峰值电流与峰值电压.和各为谷底电压.上图显示不同电压下的器件能带PIPVVIVV电流-电压特性的实验式为 kTqVIVVVVIIpppexp1exp0式中第一项为隧穿电流Ip和Vp各自是峰值电流和峰值电压第二项为一般热电流。 隧道二极管 现代 半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 11 碰撞电离雪崩渡越时间IMPATT 是利用雪崩倍增和半导体器件的渡越时间特性来产生在微波频率时的负电阻。IMPATT是最具威力的微波功率固态源之一。目前在毫米波频率超过30GHz时IMPATT可以产生所有固态器件中最高的连续波CW功率输出。IMPATT被广泛使用在雷达系统与警报系统上。弱点因雪崩倍增过程的不规律变动所引起的噪声甚高。 几种常见器件结构 碰撞电离雪崩渡越时间二极管家族包括很多不同的p-n结和金属-半导体器件。第一个IMPATT震荡是从固定微波腔里的简单p-n结二极管加以反向偏压使其雪崩击穿而得到的。 pnnpnnpn2N1Npn2N1Npn1N2Nnpn1N2Nn0NxWpnDN0NxWpnDN0NxWpn1N2Nb0N xWpn1N2Nb0NxWpn1Nn2Nb0NxWpn1Nn2NbEmE0WAxx1xE2xEEmE0WAxx1xE2x EEmE0WAxxEmE0WAxxEmE0WAxx2xEEmE0WAxx2xE结单边突变npa高低结构b低高低结构c图7. 6三个单漂移single-driftIMPATT二极管的掺杂浓度分布与雪崩击穿时的电场分布碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 12 右图显示掺杂分布和一个单边突变p-n结在雪崩击穿时的电场分布。由于电场对电离率有很强的影响因此大部分的击穿倍增过程发生在0和xA之间的最大电场附近的狭窄区域斜阴影面积。xA是雪崩区域的宽度在这宽度内有超过95的电离发生。 pnnpnnpn2N1Npn2N1Npn1N2Nnpn1N2Nn0NxWpnDN0NxWpnDN0NxWpn1N2Nb0N xWpn1N2Nb0NxWpn1Nn2Nb0NxWpn1Nn2NbEmE0WAxx1xE2xEEmE0WAxx1xE2x EEmE0WAxxEmE0WAxxEmE0WAxx2xEEmE0WAxx2xE结单边突变npa高低结构b低高低结构c图7. 6三个单漂移single-driftIMPATT二极管的掺杂浓度分布与雪崩击穿时的电场分布碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 13 图b显示一高掺杂N1区域紧接一个较低掺杂N2区域的高-低hi-lo结构。随着适当地选择掺杂浓度和它的宽度b雪崩区域可以被限制在N1区域内。图c是一个低-高-低lo-hi-lo结构在此结构中有一“团”施主被放置在xb处。因为在x0到xb之间存在一个近似均匀的强电场区域击穿区域相当于b且其最大电场远小于单纯的高-低结构。 pnnpnnpn2N1Npn2N1Npn1N2Nnpn1N2Nn0NxWpnDN0NxWpnDN0NxWpn1N2Nb0N xWpn1N2Nb0NxWpn1Nn2Nb0NxWpn1Nn2NbEmE0WAxx1xE2xEEmE0WAxx1xE2x EEmE0WAxxEmE0WAxxEmE0WAxx2xEEmE0WAxx2xE结单边突变npa高低结构b低高低结构c图7. 6三个单漂移single-driftIMPATT二极管的掺杂浓度分布与雪崩击穿时的电场分布碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 14 以低-高-低结构为例讨论IMPATT二极管的注入延迟和渡越时间效应。当器件加上一个反向直流电压VB使其刚好达到雪崩时的临界电场Ec图a此时雪崩倍增将会开始。在t0时一个交流电压叠加在此直流电压上面如图e中所示。产生在雪崩区域的空穴移到p区域而电子则进入漂移区域。 动态特性 ECExECExECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子abcd0234tabcdacVBVV0234tabcdacVBVVe0234tI0I注入的外部的0234tI0I注入的外部的f图7.7 IMPATT二极管在四个时间间隔a到d的交流循环下其场分布与产生的载流子浓度e交流电压f注入和外部电流碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 15 当供给的交流电压变正即与反向直流偏压一致时有更多的电子在雪崩区域中产生如图b所示的虚线。 只要电场超过Ec电子脉冲便持续增加。因此电子脉冲在π时达到它的峰值而不是当电压为最大值时的π/2图c。因此在雪崩过程中本身就具有π/2相位的延迟换言之注入的载流子浓度电子脉冲落后于交流电压的相位π/2。 ECExECExECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子 abcd0234tabcdacVBVV0234tabcdacVBVVe0234tI0I注入的外部的0234tI0I注入的外部的f图7.7 IMPATT二极管在四个时间间隔a到d的交流循环下其场分布与产生的载流子浓度e交流电压f注入和外部电流碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 16 另外的一个延迟是由漂移区域所形成的。一旦供给电压低于 VBπ?ωt?2π时只要漂移区域的电场足够高则注入的电子将会以饱和速度漂向n接触窗图d。上述两方面的原因将造成渡越时间延迟 。 ECExECExECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子ECEx电子abcd0234tabcdacVBVV0234tabcdacVBVVe0234tI0I注入的外部的0234tI0I注入的外部的f图7.7 IMPATT二极管在四个时间间隔a到d的交流循环下其场分布与产生的载流子浓度e交流电压f注入和外部电流碰撞电离雪崩渡越时间二极管 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 17 人们发现当一个超过每厘米几千伏临界值的直流电场外加在一个短的n型砷化镓或磷化砷的样品上就会有微波的输出产生这就是转移电子器件TED。 转移电子器件是一个重要的微波器件。它已被广泛用作局部震荡器和功率放大器且所涵盖微波频率从1GHz到150GHz。虽然转移电子器件的功率输出和效率一般都比IMPATT器件还低。然而TED却有较低的噪声、较低的工作电压和相对较容易的电路设计。TED技术已趋成熟且已成为探测系统、远程控制和微波测试仪器上所使用的重要固态微波源。 转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 18 负微分电阻 NDR 转移电子效应即传导电子从高迁移串的能量谷转移到低迁移率、较高能量的卫星谷的效应如图。若μ1Ea大于μ2Eb在Ea和Eb之间会有一负微分电阻区域ET到EVET和JT分别表示NDR开始的临界电场和临界电流密度EV和JV则表示谷电场和谷电流密度。 0aETEVEbEJTJVJEqn1Eqn20aETEVEbEJTJVJEqn1Eqn2图7. 8双谷two-valley半导体的电流对电场特性.为临界电场为谷底电场TEVE图7. 8双谷two-valley半导体的电流对电场特性.为临界电场为谷底电场TEVE转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 19 对于引起NDR的转移电子机制必须满足特定的要求?晶格温度需足够低以至于在没有电场存在时大部分电子是在较低的谷导带的最小值亦即两个谷的能量差ΔEgtkT。?在较低的谷电子必须有高的迁移率和小的有效质量而在较高的卫星谷电子有低的迁移率和大的有效质量。?两谷间的能量差必须小于半导体禁带宽度即ΔEEg以致在电子进入到较高谷底的转移之前雪崩击穿不会开始。 在满足这些需求的半导体中最被广为研究与使用的是砷化镓和n型磷化铟。对砷化镓而言其临界电场ET为3.2kV/cm而磷化铟则为10.5kV/cm。对砷化镓的峰值速度vp约为2.2×107cm/s而磷化铟为2.5×107cm/s而最大负微分迁移率即dv/dE对砷化镓而言大约为-2400cm2/V?s而磷化铟约为-2000cm2/V?s。 转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 20 TED需要非常纯且均匀的材料还要有最少的深能级杂质与缺陷。现在的TED几乎都用各种外延技术在衬底上淀积外延层。典型的 施主浓度范围是从1014cm-3到1016cm-3且典型的器件长度范围是从几毫米到几百毫米。 右图显示一个在n衬底上有一n型外延层和一个连接到阴极电极的n欧姆接触的TED以及平衡时的能带图和外加V3VT的电压于此器件时的电场分布图此VT是临界电场ET和器件长度L的乘积。对于这样的一个欧姆接触在靠近阴极附近总是有一低场区域且作用在器件长度上的场并不均匀。 器件工作原理 nnL阴极阴极属金1n2nnnL阴极阴极属金1n2nNxNxnnnL阴极阳极nnnL阴极阳极 E0VCEVEE0VCEVEET3VVxTEET3VVxTENx0高电场区区nNx0高电场区区n0VE0VEET3VVxTEET3VVxTE欧姆接触点a双区肖特基势垒接触点b图7. 9 TED的两个阴极接触点转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 21 为了改善器件的性能可以使用双区阴极接触来替代n欧姆接触。此双区阴极接触是由一强电场区和一个n区所组成的如图。这样的结构类似于低-高-低IMPATT二极管。电子在强电场区被“加热”且紧接着被注入到具有均匀电场的有源区。此种结构已成功地被用在大温度范围内具有高效率与高功率输出的器件中。 一个TED的工作特征取决于下面五个因素器件内的掺杂浓度与掺杂均匀性、有源区的长度、阴极接触特性、电路的形式和工作的偏压值。 nnL阴极阴极属金1n2nnnL阴极阴极属金1n2nNxNxnnnL阴极阳极nnnL阴极阳极E0VCEVEE0VCEVEET3VVxTEET3VVxTENx0高电场区区nNx0高电场区区n0VE0VEET3VVxTEET3VVxTE欧姆接触点a双区肖特基势垒接触点b图7. 9 TED的两个阴极接触点转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 22 TED的一个重要工作是模式是畴度越时间模式。当正负电荷被拉开一小段距离将会有一个电偶极产生亦称作畴如图ab所示。从泊松方程式在电偶极内的电场会大于在其任何一边的电场如图c所示。降落在器件上的对应电压改变可由积分泊松方程式得到如图d所示。 LLaL0nd电偶极L0nd电偶极xdL0xdL0xdL1E2ETEExdL1E2ETEE12J01ETE2EE12J01ETE2EEbcde图7.10在具有负微分电阻的介质medium内畴电偶层dipplelayer的形成LLaL0nd电偶极L0nd电偶极xdL0xdL0xdL1E2ETEExdL1E2ETEE12J01ETE2EE12J01ETE2EEbcde图7.10在具有负微分电阻的介质medium内畴电偶层dipplelayer的形成LLaL0nd电偶极L0nd电偶极xdL0xdL0xdL1E2ETEExdL1E2ETEE12J01ETE2EE12J01ETE2EEbcde图7.10在具有负微分电阻的介质medium内畴电偶层dipplelayer的形成转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 23 由于负微分电阻的关系低电场区的电流将会大于高电场区的电流。在负微分电阻区域外两电场值会趋向达到平衡值此时高电流与低电流是相同的如图e所示。 LLaL0nd电偶极L0nd电偶极xdL0xdL0xdL1E2ETEExdL1E2ETEE12J01ETE2EE12J01ETE2EEbcde 图7.10在具有负微分电阻的介质medium内畴电偶层dipplelayer的形成 此刻电偶极已达到一稳定组态此偶极层会移动穿越过有源区且消失在阳极。此时作用在器件上的场会开始均匀上升然后超过临界值即EgtET因此形成一个新的电偶极。此过程一直重复。畴从阴极移动到阳极所需时间为L/v此L是有源区长度v是平均速度。畴渡越时间模式对应频率为fv/L。 转移电子器件TED 现代半导体器件物理 桂林电子科技大学 微波二极管、量子效应和热电子器件 24 量子效应器件是利用量子力学隧道效应提供可控制的载流子输运的一类器件。对此类器件有源层宽度是非常窄的约在10nm的量级。这个尺度会引起量子尺寸效应从而改变能带结构和增强器件的传输特 性。作为功能器件量子效应器件持别重要因为它们可大量减少所需部件的数目而执 行特定的电路功能。 右图显示RTD的能带图它为一半导体双势垒结构包含有四个异 质.