Основы электроники


A. H. Игнатов, В. Л. Савиных, Н. Е. Фадеева







                ОСНОВЫ ЭЛЕКТРОНИКИ





Учебное пособие























Москва Вологда Инфра-Инженерия 2022

УДК 621.38
ББК 32.85
     И26



Рецензенты:
к. т. н., доцент Новосибирского государственного технического университета (НГТУ) М. А. Дыбко;
к. т. н., доцент Сибирского государственного университета телекоммуникаций и информатики (СибГУТИ) И. И. Резван




    Игнатов, А. Н.
И26       Основы электроники : учебное пособие / А. Н. Игнатов, В. Л. Сави-
     ных, Н. Е. Фадеева. - Москва ; Вологда : Инфра-Инженерия, 2022 - 560 с. : ил., табл.
           ISBN 978-5-9729-1059-5

     Изложены физические основы полупроводниковых электронных приборов. Рассмотрены основные типы радиокомпонентов, элементы и узлы аналоговых и цифровых микроэлектронных устройств и систем, оптоэлектронные и наноэлектронные приборы.
     Для студентов вузов всех форм обучения, изучающих дисциплины «Физические основы электроники», «Электроника», «Приборы СВЧ и оптического диапазона», «Квантовая и оптическая электроника», «Микроэлектроника СВЧ», «Наноэлектроника», «Оптоэлектроника и нанофотоника», «Радиотехника». Может быть полезно учащимся колледжей электронного и радиотехнического профилей.

                                                             УДК 621.38
                                                             ББК 32.85

Данное издание публикуется в авторской редакции.







ISBN 978-5-9729-1059-5

     © Игнатов А. Н., Савиных В. Л., Фадеева Н. Е., 2022
     © Издательство «Инфра-Инженерия», 2022
                            © Оформление. Издательство «Инфра-Инженерия», 2022

            ПРЕДИСЛОВИЕ



    В курсах классической электроники основное внимание уделяется биполярным и полевым транзисторам и функциональным узлам на их основе. Поэтому в данном пособии авторы сочли необходимым рассмотрение физических основ электроники, радиокомпонентов, элементов и узлов аналоговых и цифровых устройств (главы 1-4).
    В настоящее время уровень развития телекоммуникационных и информационных систем однозначно зависит от степени внедрения в них изделий микроэлектроники и наноэлектроники.
    За сорок-шестьдесят лет развития микроэлектроники разработана широкая номенклатура интегральных микросхем. Для специалистов в области проектирования и эксплуатации телекоммуникационных и информационных систем (ТК и ИС) важны знания о возможностях современной микроэлектронной элементной базы. Поэтому в настоящее пособие включены материалы по изучению свойств и применений аналоговых и цифровых интегральных микросхем (главы 3-14), а также оптоэлектронным приборам (главы 15-17).
    С 2000 года начался переход от микроэлектроники к наноэлектронике. Уменьшение топологических норм транзисторных структур до 100 нм и ниже обусловлено непрерывным прогрессом в совершенствовании технологии изготовления микросхем.
    За последние годы в наноэлектронике достигнуты значительные практические результаты. Созданы высокоэффективные лазеры и светоизлучающие диоды на основе гетероструктур, высокочувствительные фотоприемники на квантовых ямах, сверхвысокочастотные транзисторы, различного рода сенсоры и др., являющиеся базовыми элементами для современных ТК и ИС. Налажен серийный выпуск микросхем ультрабольшой и гигантской степеней интеграции (УБИС и ГИС). В этой связи рассмотрению возможностей нанотехнологий и наноэлектроники в данном пособии уделяется существенное внимание в главе 18.
    Распределение авторского участия при написании пособия сложилось следующим образом. Главы 1 и 2 написаны Фадеевой Н. Е. и Савиных В. Л., главы 3-14 написаны Игнатовым А. Н. и Савиных В. Л., главы 15-18 написаны Игнатовым А. Н. Основу книги составляют материалы, предлагаемые студентам Сибирского государственного университета телекоммуникаций и информатики, изучающим курсы «Физические основы электроники», «Электроника», «Оптоэлектроника и нанофотоника».
    Авторы выражают благодарность Полянской А. В., Воловодовой В. М., а также студентам кафедры ТЭ СибГУТИ за помощь в подготовке книги к изданию.
    Пособие будет полезно студентам, обучающимся по направлениям «Инфо-коммуникационные технологии и системы связи», «Радиотехника», «Проектирование и технология электронных систем», «Электроника и наноэлектроника». Оно будет также полезным студентам родственных вузов и учащимся колледжей электронного и радиотехнического профилей.
    Работа выполнена в рамках Государственного задания № 071-03-2022-001 «Разработка и исследование компонентов интеллектуальных систем электроники и энергетики».

3

            1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ЭЛЕКТРОНИКИ



    В данной главе рассматриваются основные процессы и явления, происходящие в полупроводниках и на границах различных сред. Материал главы важен для понимания принципов работы электронных приборов, устройств и систем, рассматриваемых в следующих главах. Данная глава базируется на материалах.


            1.1. Основы теории электропроводности полупроводников


    К полупроводникам относятся вещества, которые по своим электрическим свойствам занимают промежуточное положение между проводниками и диэлектриками, но при строгой классификации полупроводники относят к диэлектрикам, потому что при абсолютном нуле они не проводят электрический ток. Например, удельное сопротивление меди р = 0,017-10⁻⁶ Ом-м, для полупроводника кремния р = 2-10³ Ом-м, а для диэлектрика полиэтилена р = 10¹⁵ Ом-м.
    Главным отличительным признаком полупроводников является сильная зависимость их электропроводности (удельного сопротивления) от температуры, концентрации примесей, воздействия светового и ионизирующего излучений (может изменяться на 6-7 порядков). С повышением температуры сопротивление, как правило, уменьшается на 5...6% на градус, в то время как у металлов удельное электрическое сопротивление с повышением температуры растет на десятые доли процента на градус. Хотя из практики электронной промышленности хорошо известны случаи, когда легированные полупроводники имеют температурную зависимость сопротивления, подобную металлам. Удельное сопротивление полупроводника также резко уменьшается при введении в него незначительного количества примеси.

    1.1.1. Элементы зонной теории

    Зонная теория является основой современных представлений о механизмах различных физических явлений, происходящих в твердом кристаллическом веществе при воздействии на него электромагнитного поля. Поэтому количественный анализ полупроводников и полупроводниковых приборов базируется именно на зонной теории твердого тела. Зонная теория твердого тела - это теория валентных электронов, движущихся в периодическом потенциальном поле кристаллической решетки.
    В изолированном атоме электроны способны занимать лишь дискретные энергетические уровни, определяемые силами притяжения к ядру и силами отталкивания от других электронов. В твердом теле атомы расположены настолько близко друг к другу, что между ними возникают новые силы взаимодействия -это силы отталкивания между ядрами и между электронами соседних атомов и силы притяжения между всеми ядрами и всеми электронами. Под действием этих сил энергетические состояния в атомах изменяются: энергия одних электронов увеличивается, других - уменьшается. В результате вместо дискретных уровней

4

изолированного атома образуются энергетические зоны, состоящие из очень близко расположенных энергетических уровней, плотность которых возрастает по мере удаления от краев зоны по параболическому закону, достигая максимума в середине зоны.
    Механизм образования энергетических зон схематически показан на рисунке 1.1.


РУ- разрешенный уровень; ВУ - валентный уровень

Рис. 1.1. К пояснению механизма образования энергетических зон при взаимодействии атомов в кристалле полупроводника

    По мере сближения атомов (уменьшения расстояний) сначала расщепляются самые высокие энергетические уровни, затем, при дальнейшем сближении - более низкие. Число уровней в энергетической зоне определяется числом взаимодействующих атомов, т. е., атомов, составляющих твердое тело. А это значит, что в кристалле конечных размеров расстояние между уровнями обратно пропорционально числу атомов. В соответствии с принципом Паули (спиновое вырождение) на каждом энергетическом уровне может находиться не более двух электронов, причем с противоположным направлением спинового момента. Поэтому число электронных состояний в зоне оказывается конечным и равным числу соответствующих атомных состояний.
    При сближении атомов на расстояние ао образуется устойчивая кристаллическая структура, которой соответствует энергетическая диаграмма, показанная в левой части рисунка. Разрешенные зоны отделены друг от друга запрещенными зонами (33), в которых отсутствуют разрешенные уровни. Ширина разрешенных зон по мере перемещения вверх по энергетической шкале возрастает, а ширина запрещенных зон соответственно уменьшается. Во многих случаях может иметь место перекрытие разрешенных энергетических зон. Подобно энергетическим уровням в изолированных атомах, энергетические зоны могут быть полностью заполненными электронами, частично заполненными и свободными. Все зависит от структуры электронных оболочек изолированных атомов и межатомных расстояний в кристалле. Внутренние оболочки изолированных атомов полностью заполнены электронами, поэтому соответствующие им зоны также оказываются заполненными. Самую верхнюю из зон, частично или полностью

5

заполненную электронами, называют валентной зоной (ВЗ), а ближайшую к ней незаполненную - зоной проводимости или свободной зоной (СЗ). Взаимное положение этих зон зависит от структуры оболочек изолированных атомов и определяет большинство процессов в твердом теле.
    Из всего вышеизложенного следует, что с точки зрения зонной теории все твердые тела можно разделить на две основные группы: материалы, у которых валентная зона перекрывается зоной проводимости и материалы, у которых валентная зона и зона проводимости разделены запрещенной зоной. В первом случае незначительное внешнее энергетическое воздействие переводит электроны на более высокие энергетические уровни, что обусловливает хорошую электропроводность материалов. Во втором случае переходы на более высокие энергетические уровни связаны с необходимостью внешнего энергетического воздействия, превышающего ширину запрещенной зоны. Материалы, в энергетической диаграмме которых отсутствует запрещенная зона, относятся к категории проводников, материалы с узкой запрещенной зоной (менее 3 эВ) - к категории полупроводников и материалы с широкой запрещенной зоной (более 3 эВ) - к категории диэлектриков (рис. 1.2).


Рис. 1.2. Зонные диаграммы: а - металлов, б - полупроводников, в - диэлектриков


    1.1.2. Полупроводники с собственной электропроводностью

    Полупроводник, не содержащий примесей, которые изменяют его электрические свойства, называют собственным полупроводником. Все величины, относящиеся к нему, обозначают индексом i (от англ. intrinsic -внутренний, присущий).
    При температуре выше абсолютного нуля часть электронов приобретает энергию, достаточную для разрыва ковалентной связи (рис. 1.3, а).
    Разрыв ковалентной связи на энергетической диаграмме (рис. 1.3, б) характеризуется появлением в валентной зоне свободного энергетического уровня, на который может перейти электрон из соседней ковалентной связи.
    При таком перемещении первоначальный свободный энергетический уровень заполнится, но появится другой свободный энергетический уровень. Уход электрона из ковалентной связи сопровождается появлением в системе двух электрически связанных зарядов: единичного положительного заряда, получившего название дырки, и отрицательного - свободного электрона проводимости.

6

а                           б

Рис. 1.3. Условное обозначение кристаллической решетки полупроводника с собственной электропроводностью (а) и его энергетическая диаграмма (б)

     Другими словами, заполнение дырки электроном из соседней ковалентной связи можно представить как перемещение дырки. Следовательно, дырку можно считать подвижным свободным носителем элементарного положительного заряда.
     Процесс образования пар электрон-дырка называют генерацией свободных носителей заряда. Очевидно, что количество их тем больше, чем выше температура и меньше ширина запрещенной зоны. Одновременно с процессом генерации протекает процесс рекомбинации носителей, при котором электрон восстанавливает ковалентную связь.
     Вероятность заполнения энергетических уровней электронами и дырками оценивается функцией Ферми - Дирака:

        . .      1

Р(Р) =        ₁,                        (1.1)

где Ер - уровень Ферми, соответствующий уровню энергии, формальная вероятность заполнения которого равна 0,5 (формальная потому, что уровень Ферми находится в запрещенной зоне и фактически не может быть занят электронами; кривая распределения Ферми - Дирака, характеризующая вероятность нахождения электрона на том или ином энергетическом уровне, всегда симметрична относительно уровня Ферми).
     На рисунке 1.4 представлен. график функции Ферми - Дирака при различных температурах.

Рис. 1.4. Вероятность заполнения энергетических уровней в собственном полупроводнике

7

    Из-за процессов генерации и рекомбинации носителей зарядов при конкретной температуре устанавливается определенная концентрация электронов в зоне проводимости ni, и равная ей концентрация дырок pi, в валентной зоне:

ni = Апехр((Ер - Ес)/⁽кТ)) pₜ = Aₚexp((Eᵥ - Ер)/⁽кТ)),   (1.2)

где Ef - энергия уровня Ферми, Дж; Ес - энергия, соответствующая «дну» зоны проводимости, Дж; Ev - энергия, соответствующая «потолку» валентной зо-ныДж; Ап, Ар - коэффициенты пропорциональности; k - постоянная Больцмана, Дж/К; Т - абсолютная температура, К.
    В химически чистых полупроводниках уровень Ферми совпадает с серединой запрещенной зоны Ei = Ef, а также Ап = Ар = А. Поэтому можно записать:

nᵢ = Pi = Аехр(-АЕ/(2кТ)).                  (1.3)

    На рисунке 1.5 представлены зависимости концентрации собственных носителей заряда от температуры, вычисленные по (1.2), для различных полупроводниковых материалов.


Рис. 1.5. Зависимость концентрации электронов и дырок собственных полупроводников от температуры

    В собственном полупроводнике концентрация носителей зарядов зависит от ширины запрещенной зоны и при увеличении температуры возрастает по экспоненциальному закону (температурные изменения коэффициента А играют незначительную роль). При комнатной температуре (около 300 К) концентрация собственных носителей заряда для Ge (AEg = 0,67 эВ), Si ( AEg =1,12 эВ) и GaAs ( AEg =1,41 эВ) отличается примерно на три порядка.


8

    1.1.3. Примесные полупроводники


    Сильная зависимость электропроводности собственных полупроводников от внешних факторов не позволяет их использовать в качестве материала для создания полупроводниковых приборов. Поэтому для повышения стабильности свойств в широком температурном диапазоне, а также для увеличения электропроводности собственные полупроводники легируют - вводят тем или иным способом примесь с валентностью на 1 отличающуюся от валентности собственного полупроводника.

Полупроводники с электронной электропроводностью

    При введении в 4-валентный полупроводник примесных 5-валентных атомов (фосфор Р, мышьяк As, сурьма Sb) происходит замещение атомов основного полупроводника в узлах кристаллической решетки (рис. 1.6). Четыре электрона атома примеси вступают в связь с четырьмя валентными электронами соседних атомов основного полупроводника. Пятому нет пары для связи, поэтому этот электрон оказывается слабо связан со своим атомом и при сообщении ему незначительной энергии, называемой энергией активации примеси, отрывается от атома и становится свободным.


                     а                     б

Рис. 1.6. Условное обозначение кристаллической решетки полупроводника с электронной проводимостью (а) и его энергетическая диаграмма

     Атом примеси, потерявший электрон становится положительным ионом (на рис. 1.6, а отмечен цифрой 5). Примеси, отдающие электроны, т. е., увеличивающие число свободных электронов, называют донорными или просто донорами. Доноры подбирают таким образом, чтобы их энергетические уровни Ed располагались в запрещенной зоне вблизи дна зоны проводимости Ес основного полупроводника (рис. 1.6, б). Поскольку концентрация доноров в большинстве случаев не превышает 10¹⁵...10¹⁷ атомов в 1 см³, что составляет 10⁻⁴ % атомов основного вещества, то взаимодействие между атомами доноров отсутствует и их энергетические уровни не расщепляются на зоны.


9

    Малая энергия активизации донорных примесей Бао, равная 0,04-0,05 эВ для кремния и 0,01-0,13 эВ для германия, уже при отрицательных температурах, встречающихся в природе, приводит к полной ионизации 5-валентных атомов примеси и появлению в зоне проводимости свободных электронов. Поскольку в этом случае появление свободных (примесных) электронов в зоне проводимости не сопровождается одновременным увеличением дырок в валентной зоне, в таком полупроводнике концентрация электронов оказывается значительно больше концентрации дырок. Дырки в таких полупроводниках образуются только в результате разрыва ковалентных связей между атомами основного вещества.
    Полупроводники, в которых концентрация свободных электронов в зоне проводимости превышает концентрацию дырок в валентной зоне, называются полупроводниками, с электронной электропроводностью или полупроводниками п-типа.
    Свободные носители заряда, преобладающие в полупроводнике, называют основными (ОНЗ). Соответственно, те носители заряда, которые находятся в меньшем количестве называются неосновными (ННЗ). В полупроводнике n-типа основными носителями заряда являются электроны (обозначаются пП), а неосновными - дырки (обозначаются pn). В состоянии теплового равновесия в таком полупроводнике концентрации свободных электронов (nn) и дырок (pn) определяются соотношениями:

        пп = Aₙexp((EFₙ - Ес⁾/⁽кТ⁾) рп = Aₚexp((Eᵥ - Ер^/СкТ)).   (1.4)

    С учетом соотношений (1.2) выражения (1.4) можно представить в следующем виде:
                      Пп = щехр^Ет - Eₜ)/(kT)),                   (1.5)

                      Рп = П;ехр((Е; - Ерп)/⁽кТ~)).               (1.6)

    Кроме того, перемножив левую и правую части выражений (1.5) и (1.6) можно записать следующее выражение:

ПпРп = П? .                         ⁽¹.⁷⁾
    Это есть выражение закона действующих масс.
    Из этих соотношений следует, что для полупроводника n-типа выполняется неравенство пп » рп.
    Положительные ионы, в отличие от дырок, прочно связаны с кристаллической решеткой основного полупроводника, являются неподвижными положительными зарядами и, следовательно, не могут принимать непосредственное участие в создании электрического тока в полупроводнике.
    На рисунках 1.7 и 1.8 приведены зависимости концентрации собственных, основных и неосновных носителей заряда от температуры для германия и кремния при легировании донорными примесями с концентрацией 10¹⁶ 1/см³.

10