異質(zhì)結和MIS結構..ppt

異質(zhì)結和MIS結構 成龍 半導體異質(zhì)結結構 以前討論的pn結 是由導電類型相反的同一種半導體單晶體材料組成的 通常也稱為同質(zhì)結 而兩種不同的半導體材料組成的結 則稱為異質(zhì)結 本章主要討論半導體異質(zhì)結的種類 能帶結構 C V I V特性 并簡單介紹一些應用 根據(jù)兩種半導體單晶材料的導電類型 異質(zhì)結可分為以下兩類 1 反型異質(zhì)結 導電類型相反的兩種不同的半導體單晶材料所形成 如p nGe GaAs2 同型異質(zhì)結 導電類型相同的兩種不同的半導體單晶材料所形成 如n nGe GaAs異質(zhì)結也可以分為突變型異質(zhì)結和緩變形異質(zhì)結兩種 1 突變型異質(zhì)結 兩種半導體的過渡只發(fā)生于幾個原子范圍內(nèi) 2 緩變型異質(zhì)結 發(fā)生于幾個擴散長度范圍內(nèi) 半導體異質(zhì)結結構的種類 如圖表示兩種不同的半導體材料沒有形成異質(zhì)結前后的熱平衡能帶圖 有下標 1 者為禁帶寬度小的半導體材料的物理參數(shù) 有下標 2 者為禁帶寬度大的半導體材料的物理參數(shù) 圖1形成突變pn異質(zhì)結之前和之后的平均能帶圖 1 突變反型異質(zhì)結能帶圖 如從圖中可見 在形成異質(zhì)結之前 p型半導體的費米能級EF1的位置為而n型的半導體的費米能級EF2的位置為當這兩塊導電類型相反的半導體材料緊密接觸形成異質(zhì)結時 由于n型半導體的費米能級位置高 電子將從n型半導體流向p半導體 同時空穴在與電子相反的方向流動 直至兩塊半導體的費米能級相等為止 這時兩塊半導體有統(tǒng)一的費米能級 即因而異質(zhì)結處于熱平衡狀態(tài) 兩塊半導體材料交界面的兩端形成了空間電荷區(qū) n型半導體一邊為正空間電荷區(qū) p型半導體一邊為負空間電荷區(qū) 正負空間電荷間產(chǎn)生電場 也稱為內(nèi)建電場 因為電場存在 電子在空間電荷區(qū)中各點有附加電勢能 是空間電荷區(qū)中的能帶發(fā)生彎曲 由于EF2比EF1高 則能帶總的彎曲量就是真空電子能級的彎曲量即 顯然處于熱平衡狀態(tài)的pn異質(zhì)結的能帶圖如圖1右圖所示 從圖中看到有兩塊半導體材料的交界面即附近的能帶可反應出兩個特點 1 能帶發(fā)生了彎曲 2 能帶再交界面處不連續(xù) 有一個突變 兩種半導體的導帶底在交界面的處突變?yōu)槎鴥r帶頂?shù)耐蛔優(yōu)?而且以上結果對所有突變異質(zhì)結普遍適用 如下圖所示 突變np異質(zhì)結能帶圖 其情況與pn異質(zhì)結類似 NP異質(zhì)結能帶圖 2 突變同型異質(zhì)結的能帶圖圖2為均是n型的兩種不同的半導體材料形成的異質(zhì)結之間的平衡能帶圖 右圖為形成異質(zhì)結之后的平衡能帶圖 當兩種半導體材料緊密接觸形成異質(zhì)結時 由于禁帶寬度大的n型半導體的費米能級比禁帶寬度小的高 所以電子將從前者向后者流動 圖2 形成同型異質(zhì)結前后的能帶圖 對于反型異質(zhì)結 兩種半導體材料的交界面兩邊都成了耗盡層 而在同型異質(zhì)結中 一般必有一變成為積累層 如下圖所示 pp異質(zhì)結在熱平衡時的能帶圖 其情況與nn異質(zhì)結類似 實際上由于形成異質(zhì)結的兩種半導體材料的禁帶寬度 電子親和能及功函數(shù)的不同 能帶的交界面附近的變化情況會有所不同 以突變pn異質(zhì)結為例 如圖所示 設p型和n型半導體中的雜志都是均勻分布的 則交界面兩邊的勢壘區(qū)中的電荷密度可以寫成 突變反型異質(zhì)結的接觸電勢差及勢壘區(qū)寬度 勢壘區(qū)總寬度為勢壘區(qū)內(nèi)的正負電荷總量相等 即上式可以化簡為設V x 代表勢壘區(qū)中x電的電勢 則突變反型異質(zhì)結交界面兩邊的泊松方程分別為 將以上兩式積分一次得 因勢壘區(qū)外是電中性的 電場集中在勢壘區(qū)內(nèi) 故邊界條件為由邊界條件得 代入原式為 對以上兩式繼續(xù)積分得在熱平衡條件下 異質(zhì)結的接觸電勢差VD為而VD在交界面p型半導體一側的電勢差為 而VD在交界面n型半導體一側的電勢差為在交界面處 電勢連續(xù)變化 故令V1 x1 0 則VD V2 x2 并代入式V1 X V2 X 中得因此 將D1 D2分別代入原式得 由V1 x0 V2 x0 即得接觸電勢差VD為而 由式得 將上述兩式代入VD x 得從而算得勢壘區(qū)寬度XD為 在交界面兩側 兩種半導體中的勢壘寬度分別為將上述兩式分別代入VD1 VD2中得 得VD1與VD2之比為以上是在沒有外加電壓的情況下 突變反型異質(zhì)結處于熱平衡狀態(tài)時得到的一些公式 若在異質(zhì)結上施加外加電壓V 可以得到異質(zhì)結處于非平衡狀態(tài)時的一系列公式 以上所得公式 將下標1與2互換之后 就能用于突變np異質(zhì)結 突變反型異質(zhì)結的勢壘電容 可以用和計算普通pn結的勢壘電容類似的方法計算如下 將聯(lián)立得將外加偏壓下XD的表達式代入得 突變反型異質(zhì)結的勢壘電容 有微分電容C dQ dV 即可求的單位面積勢壘電容和外加電壓的關系為 若結面積為A 則勢壘電容為將上式寫成如下形式 可見 與外電壓V呈線性關系 而直線的斜率是若已知一種半導體材料中的雜質(zhì)濃度 則由斜率可算出另一種半導體材料中的雜質(zhì)濃度 突變同型異質(zhì)結的若干公式對于突變同型異質(zhì)結 禁帶寬度小的半導體一側是積累層 禁帶寬度大的半導體一側是耗盡層 從電中性條件和泊松方程求得的接觸電勢差為超越函數(shù) 有關公式如下 在時 有 如圖半導體異質(zhì)pn結界面導帶連接處存在一勢壘尖峰 根據(jù)尖峰高低的不同有兩種情況 上圖表示勢壘尖峰低于p區(qū)導帶底的情況 稱為低勢壘尖峰情況 下圖表示勢壘尖峰高于p區(qū)導帶底的情況 稱為高勢壘尖峰情況 突變異質(zhì)結pn結的電流 電壓特性 低勢壘尖峰與高勢壘尖峰情形 根據(jù)上述 低尖峰勢壘情形是異質(zhì)結的電子流主要有擴散機制決定 可用擴散模型處理 如下圖中表示其正偏壓時的能帶圖 p型半導體中少數(shù)載流子濃度n10與n型半導體中多數(shù)載流子濃度的關系為 取交界面x 0 當異質(zhì)結加正向偏壓V時 異質(zhì)結正偏壓時的能帶圖 在穩(wěn)定情況下 p型半導體中注入少數(shù)載流子運動的連續(xù)性方程為其通解為由邊界條件 x 時 n n10 得A 0 當x x1時 將n1 x1 代入上式有 從而求得電子擴散電流密度 上式為由n型區(qū)注入p型區(qū)的電子擴散電流密度 以下計算由p型區(qū)注入n型區(qū)的空穴電流密度 從p區(qū)價帶頂?shù)目昭▌輭靖叨葹樵跓崞胶鈺rn型半導體中少數(shù)載流子空穴的濃度與p型半導體中的空穴濃度關系正向電壓V時在n區(qū)x x2處的空穴濃度增加為 與前面相同 求解空穴擴散方程 從而求得空穴擴散電流密度由上述Jn Jp可得外加電壓 通過異質(zhì)pn結的總電流為 上式證明正向電壓時電流隨電壓按指數(shù)關系增加 對于高尖峰勢壘情形 如圖所示 通過異質(zhì)結的電流是由發(fā)射機制控制的 以下用熱電子發(fā)射模型計算其電流密度 設n區(qū)電子熱運動平均速度為 則單位時間從n區(qū)撞擊到勢壘處單位面積上的電子數(shù)為 圖 高尖峰勢壘情形 故由n區(qū)注入p區(qū)的電子電流密度同理得到從p區(qū)注入n區(qū)電子流密度為得到 總電流密度由于異質(zhì)結情況的復雜性 上式也只得到了小部分異質(zhì)結實驗結果的證實 正向電壓時 主要由從n區(qū)注入p區(qū)的電子流形成 則說明發(fā)射模型也同樣得到正向時電流隨電壓按指數(shù)關系增加 不能用于加反向電壓的情況 異質(zhì)pn結的應用 對于NPN型雙極型晶體管 其結構如圖所示 發(fā)射結效率定義為 NPN型雙極型晶體管結構 式中Jn和Jp分別表示由發(fā)射區(qū)注入基區(qū)的電子電流濃度和由基區(qū)注入發(fā)射區(qū)的空穴電流密度 當接近于1時 才能獲得高的電流放大倍數(shù) 對于同質(zhì)結的雙晶體管 為了提高電子發(fā)射效率 發(fā)射區(qū)的摻雜濃度應較基區(qū)摻雜濃度高幾個數(shù)量級 這就限制了基區(qū)摻雜濃度不能太高 增加基區(qū)的電阻 而為了減小基區(qū)電阻 基區(qū)寬度就不能太薄 影響了頻率特性的提高 采用寬禁帶n型半導體和窄禁帶p型半導體形成的異質(zhì)結作為發(fā)射結 則獲得高的注入比和發(fā)射效率 使基區(qū)厚度大大減薄 從而大大提高晶體管的頻率特性 使用這種結構制作的雙極晶體管稱為異質(zhì)結雙極晶體管 由前面分析 可得異質(zhì)pn結電子電流與空穴電流的注入比為在p區(qū)和n區(qū)雜質(zhì)完全電離的情況上式可表為 其中 E EC EV式中Dn1 Dn2及Lp2 Ln1相差不大 都在同一數(shù)量級 而可遠大于1 由式中可以看出 即使p區(qū)摻雜濃度很大 仍看可以得到很大的注入比 以寬禁帶n型和窄禁帶p型GaAs組成的pn結為例 其禁帶寬度之差 設p區(qū)摻雜濃度為 n區(qū)摻雜濃度為 由上式可得這表明即使禁帶寬n區(qū)摻雜濃度較p區(qū)低近兩個數(shù)量級 但注入比仍可高達 異質(zhì)pn結的這一高注入特性是區(qū)別于同質(zhì)pn結的主要特點之一 也因此得到重要應用 MIS結構及其應用 場效應晶體管 英語 field effecttransistor 縮寫 FET 是一種通過電場效應控制電流的電子元件 它依靠電場去控制導電溝道形狀 因此能控制半導體材料中某種類型載流子的溝道的導電性 場效應管工作的關鍵部分為金屬 絕緣層 半導體 MIS 接觸的結構 如下圖所示 金屬對應的電極為柵極 其外加偏壓為VG 當VG 0時 該結構的能帶結構如圖所示 MIS接觸平衡時的能帶結構 隨著金屬與半導體之間所加偏壓VG的變化 其能帶結構呈現(xiàn)出以下不同的狀態(tài) 1 多數(shù)載流子堆積狀態(tài) 積累層 VG 0時 電場由體內(nèi)指向表面 能帶向上彎曲 形成空穴勢阱 多子空穴被吸引至表面附近 因而表面空穴濃度高于體內(nèi) 形成多子積累 成為積累層 2 耗盡狀態(tài) 耗盡層 VG 0時 表面處空穴被排斥走 當空穴勢壘足夠高時 表面層價帶空穴極為稀少 可認為該層多子空穴被耗盡 稱為耗盡層 3 少數(shù)載流子反型狀態(tài) 反型層 VG 0 開始出現(xiàn)反型層的條件 強反型層出現(xiàn)的條件 型襯底表面處的電子密度等于體內(nèi)的空穴濃度時 強反型層條件 Ef Eis Ei0 Ef 當外加電壓繼續(xù)增大 能帶繼續(xù)向下彎曲 表面處的少數(shù)載流子濃度等于體內(nèi)的多數(shù)載流子濃度時 能帶發(fā)生強反型 此時 表面耗盡層寬度達到一個極大值 不再隨外加電壓的增加而增加 這是因為反型層中積累電子屏蔽了外電場的作用 實際應用 MIS結構的主要應用為場效應晶體管FET 場效應管的應用非常廣泛 可應用于放大電路 用作可變電阻 恒流源 還可以用作電子開關等 用作MOSFET時 其結構如圖所示 MOSFET結構 如圖所示 襯底引線和源極接地 柵極和漏極接正向偏壓 當柵極電壓較小時 p型襯底和氧化層的界面處尚未達到反型 源極和漏極未導通 隨著柵極正向偏壓的增大 p型襯底達到反型 在襯底表面處形成n型溝道 使得場效應管源極和漏極導通而通過反型溝道導電 這一原理可用作電子開關 MOSFET結構 此時 當VDS較小時溝道區(qū)具有電阻的特性 因此可得 其中溝道電導 1 對于較小的VDS 當VGS VT時 漏電流為零 如圖中虛線所示 2 當VGS VT時 溝道反型層電荷密度增大 從而增大溝道電導 gd越大 圖中的ID VDS的特性曲線的斜率也越大 如圖中的曲線 2 所示 3 當VDS增大時 由于漏電壓增大 漏端附近的氧化層壓降減小 即漏端附近的反型層電荷密度也減小 漏端溝道電導減小 從而ID VDS的特性曲線斜率減小 如圖中ab段所示 4 當VDS增大到漏端的氧化層壓降等于VT時 漏極處的反型層電荷密度為零 此時漏極處的電導為零 即ID VDS的特性曲線斜率為零 如圖中b點所示 5 當VDS繼續(xù)增大 漏端氧化層的壓降小于VT時 溝道中反型電荷為零的點移向源端 這時 電子從源端進入溝道 通過溝道流向漏端 在電荷為零的點處 電子被注入空間電荷區(qū) 并被電場推向漏端 假設溝道長度的變化很小 此時漏電流為一常數(shù) 這種情形在ID VDS的特性曲線中對應于飽和區(qū) 如圖bc段所示 MIS結構的另一個應用是結型場效應晶體管 JEFT 該晶體管