Курсовая: Туннелирование в микроэлектронике - текст курсовой. Скачать бесплатно.
Банк рефератов, курсовых и дипломных работ. Много и бесплатно. # | Правила оформления работ | Добавить в избранное
 
 
   
Меню Меню Меню Меню Меню
   
Napishem.com Napishem.com Napishem.com

Курсовая

Туннелирование в микроэлектронике

Банк рефератов / Радиоэлектроника

Рубрики  Рубрики реферат банка

закрыть
Категория: Курсовая работа
Язык курсовой: Русский
Дата добавления:   
 
Скачать
Microsoft Word, 1504 kb, скачать бесплатно
Заказать
Узнать стоимость написания уникальной курсовой работы

Узнайте стоимость написания уникальной работы

20 МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РЕСПУБЛИКИ БЕЛАРУСЬ БЕЛАРУССКИЙ ГОСУДАРС ТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИНФОРМАТИКИ И РАДИОЭЛЕКТРОННИКИ Кафедра химии Факультет компьютерного проектирования КУРСОВАЯ РАБОТА по курсу : « Физико-химические основы микроэлектроники и технологии РЭС и ЭВС» на тему : « ТУННЕЛИРОВАНИЕ В МИКРОЭЛЕКТРОНИКЕ » Выполнил : Приняла : студент гр . 910204 Забелина И . А. Шпаковский В.А . Минск 2001 г. СОДЕРЖАНИЕ стр. 1. Туннельный эффект…………………………………………………………………………… 3 2. ПРО ЯВЛЕНИЕ В НЕОДНОРОДНЫХ СТРУКТУРАХ , ИСПОЛЬЗОВАНИЕ В УСТРОЙСТВАХ МИКРОЭЛЕКТРОНИКИ 2.1 Контакт металл-металл…………………………………………………………...………… ..5 2.2 Структура металл-диэлектрик-металл………….…………………………………………… 8 2.3 Токоперенос в тонких плёнках……………………………………………… ……………… 10 2.4 Туннельный пробой в p - n -переходе………………………………………………………… 12 2.5 Эффекты Джозефсона……………………………………………………………………… ...13 2.6 Эффект Франца-Келдышева………………………………………………………………… .15 3 Туннельный диод…..………………………………………………………………………… 17 Литература…………… …………………………………………………………………………… .20 1. Туннельный эффект Рассмотрим поведение частицы при прохождении через потенциальный барьер . Пусть частица , движущаяся слева направо , встречает на своём пути потенциальный барье р высоты U 0 и ширины l (рис . 1.1). По классическим представлениям движение частицы будет таким : U ( x ) - если энергия частицы будет больше высоты барьера ( E > U 0 ), то частица беспрепятственно проходит над барьером ; U 0 - если же энергия частицы будет меньше высоты барьера E ( E < U 0 ), то час тица отражается и летит в обратную сторону ; сквозь барьер частица проникнуть не может . I II III Совершенно иначе поведение частицы по законам квантовой механики . Во-первых , даже при E > U 0 имеется отличная от ну - 0 l x ля вероятность того , что частица от разится от потенциального Рис .1.1 Прохождение частицы барьера и полетит обратно . Во-вторых , при E < U 0 имеется ве - через потенциальный барьер . роятность того , что частица проникнет «сквозь» барьер и ока - жется в области III . Такое поведение частицы описывается уравнением Шрёдингера : . (1.1) Здесь - волновая функция микрочастицы . Уравнение Шрёдингера для области I и III будет одинаковым . Поэтом у ограничимся рассмотрением областей I и II . Итак , уравнение Шрёдингера для области I примет вид : , (1.2) введя обозначение : , (1.4) окончательно получим : (1.5). Аналогично для области II : , (1.6) где . Таким образом , мы получили характеристические уравнения , общие решения которых имеют вид : при x<0, (1.7) при x >0 ( 1.8) Слагаемое соответствует волне , распространяющейся в области I в направлении оси х , А 1 - амплитуда этой волны . Слагаемое соответствует волне , распространяющейся в области I в направлении , противоположном х . Это волна , отражённая от барьера , В 1 - амплитуда этой волны . Так как вероятность нахождения микрочастицы в том или ином месте пространства пропорциональна квадрату амплитуды волны де Бройля , то отношение представляет собой коэффициент отражения микрочастицы от барьера. Слагаемое соответствует волне , распространяющейся в области II в направлении х . Квадрат амплитуды этой волны отражает вероятность проникновения микрочастицы в область II . Отношение представляет собой коэффициент прозрачности барьера. Слагаемое должно соответствовать отражённой волне , распространяющейся в области II . Так как такой волны нет , то В 2 следует положить равным нулю . Для барьера , высота которого U > E , волновой вектор k 2 является мнимым . Положим его равным ik , где является действительным числом . Тогда волновые функции и приобретут следующий вид : (1.9) (1.10) Так как , то это значит , что имеется вероятность проникновения микрочастицы на некоторую глубину во вторую область. Эта вероятность пропорциональна квадрату модуля волновой функции : . (1.11) Наличие этой вероятности делает возможным прохождение микрочастиц сквозь потенциальный барьер конечной толщины l (рис . 1.1). Такое просачивание получило название туннельного эффе кта. По формуле (1.11) коэффициент прозрачности такого барьера будет равен : , (1.1 2) где D 0 – коэффициент пропорциональности , зависящий от формы барьера . Особенностью туннельного эффекта является то , что при туннельном просачивании сквозь потенциальный барьер энергия микрочастиц не меняется : они покидают барьер с той же энергией , с како й в него входят. Туннельный эффект играет большую роль в электронных приборах . Он обуславливает протекание таких явлений , как эмиссия электронов под действием сильного поля , прохождение тока через диэлектрические плёнки , пробой p - n перехода ; на его основе созданы туннельные диоды , разрабатываются активные плёночные элементы . 2.1 КОНТАКТ МЕТАЛЛ-МЕТАЛЛ Рассмотрим плотный контакт двух металлов М 1 и М 2 с разными работами выхода А 1 и А 2 (рис . 2.1.1). A 1 A 2 E F1 n 21 n 12 E F2 d M 1 M 2 Рис . 2.1.1 Энергети ческая диаграмма контакта двух металлов в начальный момент времени Вследствие того , что уровень Ферми E F 1 в М 1 (уровень Ферми это то значение энергии уровня , выше которого значения энергии электрон принимать не может при Т =0 К ) находится выше , чем E F 2 в М 2 , соответствующие работы выхода А 1 <А 2 . Если Т 0 К , то при контакте металлов между ними начнётся обмен электронами за счёт термоэлектронной эмиссии . При Т =0 К электроны за счёт туннелирования будут переходить из М 1 в М 2, так как напротив заполненных уровней в М 1 будут находиться свободные уровни в М 2 . В общем случае поток электронов n 12 в первоначальный момент времени будет значительно больше , чем поток n 21 . При этом из-за оттока электронов М 1 будет заряжаться положительно , а М 2 - отрицательно . Элект рон , переходящий из М 1 в М 2, переносит заряд – q , создавая разность потенциалов на контакте – V . Последующие электроны должны преодолевать возникающий потенциальный барьер – qV , величина которого непрерывно увеличивается с ростом числа перешедших в М 2 электр онов . Работа , совершаемая электронами по преодолению энергетического барьера – qV , переходит в потенциальную энергию электронов , в результате чего все энергетические уровни в М 1 опускаются , а в М 2 подымаются (рис . 2.1.2). A 2 qV k A 1 n 21 E F1 E F2 n 12 d M 1 M 2 Рис . 2.1.2 Энергетическая диаграмма конта кта двух металлов в равновесном состоянии Этот процесс будет происходить до тех пор , пока уровни Ферми в М 1 и М 2 не установятся на одной высоте . После чего против заполненных уровней М 1 окажутся занятые уровни в М 2 с той же плотностью электронов . При этом потенциальный барьер для электронов , движущихся слева направо , станет равным потенциальному барьеру для электронов , движущихся из М 2 в М 1, и поток n 12 станет равным n 21 . Между металлами устанавливается равновесие , которому отвечает контактная разность пот енциалов : . (2.1.1) Величина контактной разности потенциалов составляет от десятых долей вольта до нескольких вольт , но при этом из-за большой концентрации носителей заряда в металлах в создании V k участвуют всего около одного процента электронов , находящихся на поверхности металла . В результате толщина образующего потенциального барьера очен ь мала . Как было сказано выше в первоначальный момент времени при контакте металлов , n 12 > n 21 и соответствующие термоэлектронные токи I 1 > I 2 . Для этих токов мы можем записать уравнения термоэлектронной эмиссии : ; (2.1.2) , (2.1.3) где А * - постоянная Ричардсона ; S – площадь контакта . После выравнивания уровней Ферми поток I 2 останется неизменным , а поток I 1 уменьшиться , так как для того , что бы перейти электрону из М 1 в М 2 кроме преодоления работы выхода А 1 ему необходимо преодолеть разность потенциалов в зазоре V k . Тогда ток I 1 станет равным : . (2.1.4) При равенстве уровней Ферми двух металлов I 1 = I 2 и результирующий ток через контак т равен нулю . Величину тока , текущего из одного металла в другой в равновесном состоянии , обозначим как I s = I 1 = I 2 . Теперь рассмотрим процессы , происходящие в контакте при пропускании через него внешнего тока . Пусть внешнее поле прикладывается так , что оно с кладывается с напряжением V k . Тогда полное напряжение на контакте будет равным V 1 = V k + V . Электронный ток справа налево I 2 = I s останется неизменным , а ток слева направо уменьшиться , так как высота энергетического барьера для этих электронов увеличится . Уравн ение для тока I 1 можно записать в виде : . (2.1.5) Так как I s = I 1 в выражении (2.4), то получи м : . (2.1.6) Результирующий ток будет направлен справа налево и равен : . (2.1.7) В случае , если внешняя разность потенциалов приложена в обратном направлении , то ток I 1 будет больше , чем I 2 = I s . В этом случае ток I 1 равен : , (2.1.8) тогда результирующий ток равен : . (2.1.9) Если току и напряжению приписывать положительный знак , когда они направлены слева направо , то выражение ( 2.1.7) для результирующего тока примет такой же вид , как и выражение (2.1.9). Поэтому выражение (2.1.9) называют уравнением вольтамперной характеристики контакта двух металлов. Из выражения (2.1.9) видно , что контакт металл-металл обладает выпрямляющим дей ствием . При V >0 ток увеличивается по экспоненте , а при V <0 – уменьшается . В обычных условиях контакт металл-металл является невыпрямляющим , так как при плотном контакте , толщина возникающего потенциального барьера – qV k очень мала , и он будет прозрачен для туннельного просачивания электронов . Если же ширина зазора между металлами каким-либо образом увеличится , то туннельный эффект можно исключить и все полученные выводы будут справедливы. Проблема электрического контакта двух металлов представляется особенно существенной в микроэлектронике . Это обусловлено тем , что в микроэлектронных устройствах используются рабочие напряжения , близкие по величине к контактным разностям потенциалов . 2.2 СТРУКТУР А МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК-МЕТАЛЛ Туннельн ый м еханизм п рохождения э лектронов с квозь тонкие диэлектрические с лои м ожет п роявляться и б ыть п реобладающим п ри малой к онцентрации н осителей т ока в п лёнке д иэлектрика , сравн ительно высоких б арьерах н а п оверхности д иэл ектрика , н изких т ем п ературах и д остаточно малых , толщинах п лёнки . Р езуль тирующий туннельный т ок из о дного э лектрода в д ругой с квозь д иэлектрический с лой нахо дится как р аз ность в стречных туннельных с оставляющих т оков в н аправлении х , п ерпендикулярном п лоскости п лёнки . Со ставл яющие э той р азности определяют и нтегрированием п роизведения к онцентрации э лектронов в электродах н а п розрачность б арьера п о в сем з начениям энергии электронов . П олученное т аким о бразом уравн е ние д ля т уннельного тока и меет вид : , (2.2.1) где n 1 ( Е ) и n 2 ( Е )- к онцентрации э лектронов с э нергиями о т Е до Е + dE в п ервом и в тором э лектродах с оответ ственно ; D( Е , p y , p z )- в ероятность п рони кновения э лектрона с э нергией Е с квозь п отенциальный б арьер (про зрачно сть барьера ) , h - п остоянная П ланка , р y , р z ,- к омпоненты и мпульса э лектрона в п лоскости , паралл ельной п лоскости п лёнки . Зоммерфельдом А . И Б ете Г . б ыл р ассчитан туннельный т ок с квоз ь в акуумный з азор м ежду д вумя о динако выми м еталлическими электродами ( прямоугольный потенциальный б арьер ). Вольт-амперная х арактери стика с истемы п ри м алых н апряжениях имеет вид : , (2.2.2) и при больших напряжениях ( qu > + E F ): , (2.2.3) где - в ысота п от енциального б арьера ; d - ш ирина з азора ; u - - приложенное н апряжение ; m- м асса э лектрона . И з п олученных в ыражений в идно , ч то п ри м алых н апряжениях х арактеристика линейна, а п ри у величении на пряжения ток р езко в озрастает . Однако р еальный б арьер имеет боле е с ложную ф орму . П оэтому детальный р асчёт вольт-амперной х арактери стики д олжен производ иться с у чётом с ил и зображения , р азличия э ффективных масс носи телей заряда в м еталле и д иэлектрике , а т акже с у чётом пространствен ного з аряда э лектронов , т ун нелировав ших и з м еталла в з ону прово димости д иэлектрика , и э лектронов , попавш их н а л овушки в д иэлектрике . Симмонсом Д ж . б ыл п редложен м етод расчёта туннельного т ока д ля б арьера произ вольн ой ф ормы . О н в вёл п онятие о барьере средней в еличины . Э тот м етод принци пиальн о п озво ляет в ычислить туннельный ток с у чётом н азванных ф акторов , однако при э том получаются о чень громоздкие в ыражения . А нализ р езультатов расчёта по м етоду С иммонса п оказывает , что при м алых н апряжениях в ольтамперная характ еристика я вляется л инейной , а п ри боль ших напряжениях п ере ходит в экспоненц иальную з ависимость . П ри дальнейшем у величении н апряжения т уннельный ток о граничивается п ространственным зарядом в д иэлектрике. Н а р ис . 2.2.1 п оказаны расч ётные вольт-амперные характеристики с у чётом п ространс твенного з аряда. Из р исунка в идно , ч то б ольшой про странс твенный заряд м ожет с ильно ограничивать туннельный т ок с квозь с лой диэлектрика . Большое к оличество э кспериментальных р абот б ыло вы полнено по и зучению т уннельного п рохождения э лектронов с квозь тонкие диэлектрические с лои . П лёнки диэлектриков обычно с оздавались л ибо т ермическим о кислением м еталлов , л ибо р аспыле нием в в акууме . И сследованию б ыли подвергнуты плёнки Al 2 O 3, Ta 2 O 5 , T iO 2 , С u 2 O , С u 2 S , SiO , GeO 2 , и д ругих с оединений . П рактически во всех с истем ах н аблюдалось к ачественное сов падение э кспериментальных вольт-амперных характеристик с р асчётными . В начале имеет место л инейное в озрастание т ока с ростом н апряжения , з атем о но п е реходит в экспо ненциальное с п оследующим з амедлением роста т ока . П оследнее о бстоятельство , к ак и предполагалось п ри т еоретическом р ас чёте , вызвано л овушками в д иэлектрических слоях . При с оответствующем п одборе в ысоты кон такт ного б арьера , э ффективной п лощади структуры , э ффек тивной м ассы э лектрона в д иэлектрике и д ру гих п арамет ров н аблюдается к оличественное с овпаде ние . Н а р ис . 2.2.2 приведена в ольт-амперная х а рактеристика туннельного т ока с квозь с лой А 1 2 О 3 т ол щиной d =2,3 нм . Точками показаны экспериментальные результаты , сплошной линией – расчётные . Наблюдаемые в отдельных сл учаях количественные расхождения в теоритических и экспериментальных результах вызваны , по-видимому , несовершенством структуры и геометрии плёнок. j , а /см 2 10 7 1 2 10 3 3 10 -1 10 -5 10 -9 1 10 100 1000 u , B Рис . 2.2.1 Расчётные вольт-амперные характеристики туннельного тока : 1 – без учёта пространственного заряда ; 2 – с учётом пространственно го заряда подвижных носителей ; 3 – с учётом пространственного заряда на ловушках при большой их плотности . j , а /см 2 1 10 -1 10 -2 10 -3 10 -4 0,5 1 1,5 2 u , B Рис . 2.2.2 Вольт-амперная характеристика туннельного тока сквозь плёнку Al 2 O 3 . Точки – экспериментальные данные , сплошная линия – расчё т . 2.3 ТОКОПЕРЕНОС В ТОНКИХ ПЛЁНКАХ Механизм токопереноса в тонких плёнках объясняется либо надбарьерной эмиссией , либо туннелированием через вакуумный зазор , либо туннелированием через ловушки в диэлектрической подложке . Токоперенос за счёт надбарьерной эмиссии происходит благодаря переходу электрона через уменьшенный потенциальный барьер . Уменьшение потенциального барьера происходит как результат действия сил зеркального изображения и электрического поля . Более подробно это явление я рассма т ривать не буду , так как оно выходит за рамки курсового проекта. Если расстояние между зёрнами плёнки лежит в пределах 1… 5 нм (зерно – это область в плёнке , где структура кристаллографической решётки симметрична ), то для типичного значения работы выхода от 2 до 6 эВ при температурах , не превышающих 300 К , преобладающим механизмом токопереноса будет туннелирование. При туннелировании полная энергия электрона не меняется . Поэтому , когда электрон переходит из одного зерна в другое , энергия его остаётся прежней (электрон переходит с энергетического уровня первого зерна на энергетический уровень второго , расположенный на такой же высоте ). Такой переход возможен , если в зёрнах есть свободные энергетические уровни с соответствующей энергией и , кроме того , в одном и з зёрен на этих уровнях имеются электроны (рис . 2.3.1). Рис . 2.3.1 Туннелирование при отсутствии внешнего поля В отсутствие электрического поля количество электронов , переходящих из одного зерна в другое , одинак овы и направленного потока электронов нет . При воздействии на систему электрического поля энергетические уровни зерен сдвигаются (рис . 2.3.2). Рис . 2.3.2 Туннелирование при наличии внешнего поля Уровень Ферми первого зерна смещается относительно уровня Ферми второго на величину , где u – приложенное напряжение . Следовательно , против заполненных уровне й первого зерна окажутся пустые уровни второго зерна . Электроны начнут переходить из первого зерна во второе . Потечёт электрический ток , плотность которого зависит от напряжённости поля . В области сильных полей , когда величина приложенного поля значительн о больше значения суммы работы выхода и уровня Ферми , ток экспоненциально зависит от величины , обратной действующему полю . Заметим , что туннельный ток квадратично зависит от температуры. В металлических плёнках дискретной структуры может быть ещё один тунне льный механизм переноса носителей . Это – так называемое активированное туннелирование : носители заряда , термически возбуждённые над электростатическим потенциальным барьером , туннелируют от одной нейтральной частицы к другой . В слабых полях проводимость , о пределяемая этим механизмом , подчиняется закону Ома и экспоненциально зависит от обратной температуры , размеров зёрен и расстояния между ними . В области сильных полей происходит отклонение от закона Ома , которое сильно зависит от температуры и пропорциона л ьно . Рассмотренные механизмы относились к переносу носителей через свободное пространство между зёрнами . Однако высота потенциального барьера при туннелиров ании через вакуум близка к работе выхода металла , а при туннелировании через диэлектрик она много меньше и равна разности работ выхода металла и электронного сродства диэлектрика . Снижение высоты барьера повышает вероятность туннелирования . Кроме того , из- за большой диэлектрической проницаемости подложки энергия активации меньше , чем в вакууме . Таким образом , туннельный ток через подложку должен быть значительным . Проводимость через подложку осуществляется либо прямым туннелированием , либо туннелированием ч ерез стабильные энергетические примесные состояния и ловушки. 2.4 ТУННЕЛЬНЫЙ ПРОБОЙ В p - n -ПЕРЕХОДЕ Пробоем называют резкое увеличение тока через переход в области обратных напряжений , превышающих напряжение , называемое напряжением пробоя . Туннельный пробой связан с туннельным эффектом – переходом электронов сквозь потенциальный барьер без изменения энергии . Туннельный пробой наблюдается только при очень малой толщине барьера – порядка 10 нм , то е сть в переходах между сильнолегированными p - и n - областями (порядка 10 18 см -3 ). На рис .2.4.1 показана энергетическая диаграмма p - n -перехода при обратном напряжении , стрелкой обозначено направление туннельного перехода электрона из валентной зоны p -области в зону проводимости n -области . p n Е п Е ф 3 Е в Д Е з ( ц 0 +| U |) Д E тун 1 2 Е п Е ф Е в Рис . 2.4.1 Энергетическая диаграмма p - n -перехода при обратном напряжении. Е п – дно зоны проводимости ; Е ф – уровень Ферми ; Е в – потолок валентной зон ы. Электрон туннелирует из точки 1 в точку 2, он проходит под энергетическим барьером треугольной формы (заштрихованный треугольник с вершинами 1-3), энергия электрона при этом не изменяется. Туннельные переходы возможны для электронов , энергия которых со ответствует интервалу туннелирования Д Е тун, в котором по обе стороны расположены разрешённые уровни энергии . Высота барьера равна Д Е з, она , как правило , меньше высоты p - n -перехода , равной q ( ц 0 +| U |). Толщина барьера с ростом обратного напряжения уменьшается , что повышает вероятность туннелирования . Туннельный ток резко увеличивается , так как возрастает интервал туннелирования и число электронов в нём . Туннельный пробой в чистом виде проявляется только при высоких концентрациях примесей (более ), а напряжение пробоя составляет 0-5 В . При повышении температуры ширина запрещённой зоны незначительно уменьшается и напряжение пробоя снижается . Таким образом , температурн ый коэффициент напряжения туннельного пробоя отрицателен . 2.5 ЭФФЕКТЫ ДЖОЗЕФСОНА В п . 2.3 рассматривалось туннельное прохождение электронов сквозь тонкие диэлектрические плёнки , помещённые между проводящими электродами . Туннельный т ок возникает и между двумя сверхпроводниками , разделёнными тонкой плёнкой . Однако в этом случае при толщине плёнки менее м в системе происходит качественное изменение. Если сверхпроводящую структуру (рис . 2.5.1) включить в цепь постоянного тока , то через контакт будет протекать ток , однако падение напряжения на контакте б удет равно нулю . Этот эффект впервые был открыт в 1962 г . Джозефсоном и получил название стационарного эффекта Джозефсона . 1… 5 нм СП СП Рис . 2.5.1 Сверхпровод ящая структура Этот эффект объясняется тем , что через плёнку туннелируют куперовские пары . Куперовская пара – это два электрона с противоположно направленными спинами . Поэтому спин пары равен нулю , и она представляет собой бозон . Бозоны склонны накапливат ься в основном энергетическом состоянии , из которого их сравнительно трудно перевести в возбуждённое состояние . Следовательно , куперовские пары , придя в согласованное движение , остаются в этом состоянии неограниченно долго . Такое согласованное движение па р и есть ток сверхпроводимости. Между сверхпроводниками в этом случае возможно протекание туннельного тока обычных электронов , однако сверхпроводящий туннельный ток шунтирует его и напряжение на контакте равно нулю . Вольт-амперная характеристика туннельного джозефсоновского перехода показана на рис . 2.5.2. I I 0 1 I кр 2 0 о g /q U 0 U Рис . 2.5.2 Вольт-амперная характеристика перехода Джозефсона Имеется некоторое критическое значен ие тока – при токах , больших критического значения , происходит скачкообразный переход на ветвь туннелирования обычных электронов . Линией 1 показана вольт-амперная характеристика при туннелировании обычных электронов при Т =0 К . В этом случае туннельный ток обычных электронов начинается лишь при напряжении U = о g / q . При Т 0 К этот ток протекает начиная с нулевого напряжения (линия 2). Величина критического тока завис ит от типа контакта и может достигать 20 мА . Интересным свойством стационарного эффекта Джозесфона является сильная зависимость критического тока от величины магнитного поля : уже при небольших магнитных полях (порядка 10 -4 Тл ) критический ток обращае тся в нуль . Другим интересным проявлением эффекта Джозесфона является генерация контактом переменного электромагнитного поля – нестационарный эффект Джозесфона . Если через контакт пропустить постоянный ток I 0 > I кр , то на переходе появится напряжение U 0 (ри с 2.5.2), а во внешней цепи наряду с постоянным током появится переменный ток высокой частоты . Частота колебаний достаточно высока , например при U 0 =1 мкВ она равна 483,6 МГц . Кратко поясним появление переменного тока . Известно , что направление и сила тунне льного тока определяются следующим соотношением : , (2.5.1) где - разность фаз волновых функций , описывающих куперовские пары по обе стороны барьера ; - максимальный ток через барьер , пропорциональный площади туннельного перехода и прозрачности барьера. Соотношение (2.5.1) можно пояснить на модели маятников , связанных слабой пружиной . Связь приводит к тому , что когда колебание одного маят ника опережает колебание другого по фазе , то энергия передаётся от первого маятника ко второму . При этом поток энергии достигает максимума при разности фаз равной р /2. Если с опережением колеблется второй маятник , то энергия от него передаётся первому. В джозефсоновских контактах от одного проводника к другому переходят куперовские пары , возвращающиеся затем в первый проводник по внешней цепи . При этом величина и направление тока определяется теми же фазовыми соотношениями , что и для слабо связанных механ и ческих колебательных систем . При пропускании через джозефсоновский переход тока I от внешнего источника , автоматически изменяется таким образом , чтобы выполня лось условие (2.5.1). При наличии разности потенциалов между двумя сверхпроводниками энергия куперовских пар по обе стороны барьера отличается на величину 2 qU . Известно , что между энергией частицы и частотой волн де Бройля существует связь : . Тогда по обе стороны от перехода будет существовать разность частот де Бройля : . Так как энергия куперовской пары при туннельном переходе постоянно увеличивается , то и разность фаз также будет непрерывно увеличиваться : . (2.5.2) Подставив это значение в формулу (2.5.1), получим формулу для сверхпроводящей составляющей туннельного тока , текущего через переход : . (2.5.3) Как видно из этой формулы , ток будет переменный с частотой 2 qU / h . Этим и объясняется генерация джозефсоновским переходом переменного тока. 2.6 ЭФФЕКТ ФРАНЦА-КЕЛДЫША Из теории поглощения света полупроводниками известно , что если при поглощении полупроводником кванта излучения имеет место возбуждение электронов из валентной зоны в зону проводимости , то такое поглощение называется собственным или фундам ентальным . Для возбуждения собственных переходов необходимо , чтобы энергия светового кванта была больше или равна ширины запрещённой зоны полупроводника : . (2.6.1) Если полупроводник поместить в электрическое поле , то согласно зонной теории полупроводника , произойдёт наклон энергетических зон полупроводника . В этом случае эле ктрон валентной зоны может туннелировать через треугольный барьер (рис . 2.6.1а ). Зона проводимости Зона проводимости E g h н Валентная х х зона Валентная зона d d ’ а ) б ) Рис . 2.6.1 Туннелирование электрона а ) без изменения энергии ; б ) с поглощением фотона Высота этого барьера равна ширине за прещённой зоны E g , а его толщина d характеризуется выражением : , (2.6 .1) где - величина напряжённости электрического поля . Как видно , с увеличением величины электрического поля толщина барьера уменьшается , а , следовательно , исх одя из формулы (1.12), где d = l , увеличивается вероятность туннелирования. В присутствии электрического поля участие фотона с энергией h н , как видно из рис . 2.6.1б , эквивалентно уменьшению толщины барьера до величины : (2.6.2) и туннельный переход становится ещё более вероятным . Уменьшение толщины барьера равносильно уменьшению шири ны запрещённой зоны в сильном электрическом поле . Эффект туннелирования в присутствии электрического поля , сопровождаемый поглощением фотона , называется эффектом Франца Келдыша . В собственном полупроводнике он проявляется как сдвиг края полосы собственног о поглощения в сторону меньших энергий . На рис . 2.6.2 показано изменение края полосы поглощения для GaAs при разной напряжённости поля. ln б 10 _ 8 _ 6 _ 4 _ 2 1,47 1,48 1,49 1,50 1,51 h н , эВ Рис . 2.6.2 Край поглощения GaAs при разной напряжённости электрического поля ; Сплошная линия - =0, штрихпунктирная - =30 кВ. 3. ТУННЕЛЬНЫЙ ДИОД Предложенный в 1 958 г . я понским у чёным Л . Ё саки туннельный д иод изго - т овляется и з г ермания и ли арсенида г аллия с в ысокой к онцентрацией п римесей ( 10 19 — 1 0 20 с м -3 ) , т . е . с о чень м алым у дельным с опротивлением , в с отни и ли т ысячи раз м еньшим , ч ем в о бычных д иодах . Т акие п олупро водники с м алым с опротивлением называют в ырожденными . Электронно-дырочный п ере ход в вырожд енном полупроводнике п олучается в д есятки р аз т оньше ( 10 -6 с м ), ч ем в обыч ных д иодах , а потенциальный б арьер п рим ерно в д ва р аза в ыше . В о бычных п олупроводниковых диодах в ысота п отенциального б арьера р авна п римерно поло - в ине ш ирины з апрещённой зоны , а в туннельных д иодах о на н есколько б ольше э той ш ирины . В следствие м алой толщины п ерехода н а пряженность п оля в н ём д аже п ри о тсутствии в нешнего напряжения д остигает 10 6 В /см . Процессы в т уннельном д иоде у добно р ассматривать н а э нергетических д иаграммах , показывающих у ровни э нергии валентной з оны и з оны проводимости - в n - и р -областях . Вследствие в озникновения к онта ктной р азности потенц иалов в n -р-переходе г раницы всех з он в о дной и з о бластей с двинуты относ ительно с оответствующих з он д ругой области н а в ысоту п отен циального б арьера , в ыраженную в э лектрон-вольтах . На р ис .3.1-3.4 с п омощью э нергетических д иаграмм и зо бражено возникновение туннельных т оков в электронно-дырочном п ереходе т уннельного д иода . Д ля т ого ч тобы не у сложнять р ассмотрение т ун нельного э ффекта , д иффузионный т ок и т ок проводимости н а э том р исунке н е п оказаны . Д иа грамма рис . 3.1 соотв етствует отс утствию в нешнего н апряжения . В ысота п отенциального б арьера в зята д ля п римера 0,8 эВ, а ш ирина з апрещенной з оны с оставляет 0 ,6 эВ. U=0 B n p ЗП 0,8 эВ i пр i обр 0,6 эВ ЗЗ ВЗ Рис . 3.1 Диаграмма туннельного диода при отсутствии внешнего напряжения. Горизонт альными л и ниями в зоне п роводимости и в валентной з оне п оказаны энергетич еские у ровни , п олностью и ли частично з анятые э лектронами . В валентной з оне и з оне п роводимости и зображены также незаштри хованные г оризонтальными л иниями у частки , к оторые с оответствуют уровням э нергии , н е з анятым электр он ами . К ак в идно , в з оне п роводимости полупроводника n -типа и в валентной з оне п олупроводника р -типа и меются з анятые электронами у ровни , соответствующие о динаковым э нергиям . П оэтому м ожет п роисходить туннельный п ереход э лектронов и з области n в о бласть р ( прямой туннельный т ок i пр ) и и з о бласти р в о бласть n ( обратный туннельный т ок i обр ). Э ти д ва т ока о динаковы п о знач ению , и р езультирующий т ок р авен н улю . На р ис . 3.2 п оказана д иаграмма п ри п рямом н апряжении 0 ,1 В , з а с чёт к оторого в ысота потенциально го б арьера п онизилась н а 0 ,1 эВ и с оставляет 0 ,7 эВ. В э том с лучае туннельный переход э лектронов и з о бласти n в о бласть р у силивается , т ак к ак в о бласти р и меются в валентной з оне с вободные у ровни , с оответствующие т аким ж е э нергиям , к ак э нергии у ровней , занятых э лектро нами в з оне п роводимости о бласти n . А п ереход э лектронов и з валентной з оны области р в о бласть n н евозможен , т ак к ак у ровни , з анятые э лектронами в валентной з оне области р , с оответст вуют в о бласти n э нергетическим у ровням запрещённой - з оны . О братный туннельный т ок о тсутствует , и р езультирующий туннельный т ок д остигает м аксимума . В промежуточных с лучаях , н апример к огда U пр =0,05 В , с уществуют и п рямой и о братный туннельный т оки , н о о братный т ок м еньше п рямого . Р езультирующим б удет п р ямой т ок , н о о н меньше м аксимального , п олучающе гося п ри U пр = 0 ,1 В . U пр =0 ,1 B n p ЗП 0,7 эВ i пр ВЗ 0,6 эВ ЗЗ Рис . 3.2 Энергетическая диаграмма туннельного диода при U пр =0,1 В Случай , п оказанный н а р ис . 3. 3 с оответствует U пр = 0 ,2 В , к огда в ысота п отенциального барьера с тала 0 ,6 эВ. П ри э том н апряжении туннельный п ереход н евозможен , та к к ак у ровням , занятым э лек тронами в д анной о бласти , соответс твуют в д ругой о бласти э нергетические уровни , н аходя щиес я в з апрещённой з оне . Туннельный т ок р авен н улю . О н о тсутствует т акже и при б ольшем п ря мом напряжении . Следует п омнить , ч то п ри в озрастании п рямого н апряжения у величивается п ря мой д иффузионный т ок д иода . П ри рассмотрен - н ых значениях U пр = 0 ,2 В д иффуз ионный т ок г о раздо м еньше т уннельного т ока , а п ри U пр > 0,2 В д иффузионный т ок в озрастает и д остигает з наче ний , х арактерных д ля прямо г о тока о бычного д иода. U пр =0,2 B n p ЗП 0,6 эВ 0,6 эВ ЗЗ ВЗ Рис . 3.3 Энергетическая диаг рамма туннельного диода при U пр =0,2 В На р ис . 3.4 р ассмотрен с лучай , к огда о братное н апряжение U обр =0,2 В . В ысота потенциального б арьера с тала 1 эВ, и з начительно у величилось ч исло у ровней , занятых э лектронами в валентной з оне р -области и соответствуют их с вободным уровням в з оне п роводимости n -области . П оэтому р езко в озрастает о братный туннельный т ок , к оторый п олучается т акого ж е п орядка , к ак и т ок п ри п рямом напряжении . Вольт-амперная х арактеристика т уннельного д иода ( рис . 3. 5) п оясняет рас - с мотре нные д иа граммы . К ак в идно , п ри U =0 т ок р авен н улю . У величение п рямого напряжения д о 0 ,1 В д ает в озрас тание п рямого т уннельного т ока д о м аксимума ( точка А ). Дальнейше е у величение п рямого н а пряжения д о 0 ,2 В с опровождается уменьшением т уннельного т ока . П оэтому в т очке Б п олуча ется м инимум т ока и характеристика и меет падающий участок АБ, д ля к оторого х арактерно о трица тельное сопротивление п еременному т оку : (3.1) U обр =0 ,2 B n p ЗП 1 эВ i обр ВЗ 0,6 эВ ЗЗ Рис . 3.4 Энергетическая диаграмма туннельного диода при U обр =0,2 В. i пр , мА 4 _ А 3 _ 2 _ 1 _ Б U обр -0,1 0,1 0,2 0,3 0,4 U пр i пр , мА Рис . 3.5 Вольт-амперная характеристика туннельного диода. После э того у частка т ок с нова в озрастает з а с чет прямого диффузионного т ока . О братный т ок получается т акой ж е , к ак п рямой , т . е . в o м ного р аз б ольше , н ежели у о бычных д иодов . Тун нельны диоды могут примкнятся в технике СВЧ , а также во многих импульсных радиоэлектронных устройствах , рассчитанных на высокое быстродействие . Помимо весьма малой инерционности достоинством туннельных диодов является их стойкость к ионизирующему излучени ю . Малое потребление энерги от источника питания также во многих случаях следует считать достоинством туннельных диодов . К сожелению , эксплутация этих диодов выявила существенный их недостаток . Он заключается в том , что эти иоды подвержены значительному ст а рению , то есть с течением времени их характеристики и параметры заметно изменяются , что может привести к нарушению нормальной работы того или иного устройства. Все туннельные диоды имеют весьма малые размеры . Например , они могут быть оформлены в целиндриче ских герметичных малостеклянных корпусах диаметром 3 – 4 мм и высотой около 2 мм . Выводы у них гибкие ленточные . Масса не превышает 0,15 г. ЛИТЕРАТУРА 1. И.В . Боднарь , Л.Г . Березуцкий «Методическое пособие к лабораторным работам по курсу ФХОМКиТ РЭС и ЭВС» . Мн .; БГУИР , 1997 г. 2. И.В . Боднарь , Л.Г . Березуцкий «Методическое пособие для самостоятельной работы студентов по курсу ФХОМКиТ РЭС и ЭВС . Раздел «Контактные явления»» . Мн .; БГУИР , 1998 г. 3. Г.И . Епифанов , Ю.А . Мома «Физические основы кон струирования и технологии РЭА и ЭВА» . М .; «Советское радио» , 1979 г. 4. И.П . Жеребцов «Основы электроники» . Ленинград , «Энергоатомиздат» , 1985 г. 5. В.В . Новиков «Теоретические основы микроэлектроники» . М .; «Высшая школа» , 1972 г. 6. К.В . Шалимова «Физ ика полупроводников» . М .; «Энергия» , 1976 г. 7. Под редакцией Г.Г . Шишкина «Электронные приборы» . М .; «Энергоатомиздат» , 1989 г. 8. А.А . Штернов «Физические основы конструирования , технологии РЭА и микроэлектроники» . М .; «Радио и связь» , 1981 г.
1Архитектура и строительство
2Астрономия, авиация, космонавтика
 
3Безопасность жизнедеятельности
4Биология
 
5Военная кафедра, гражданская оборона
 
6География, экономическая география
7Геология и геодезия
8Государственное регулирование и налоги
 
9Естествознание
 
10Журналистика
 
11Законодательство и право
12Адвокатура
13Административное право
14Арбитражное процессуальное право
15Банковское право
16Государство и право
17Гражданское право и процесс
18Жилищное право
19Законодательство зарубежных стран
20Земельное право
21Конституционное право
22Конституционное право зарубежных стран
23Международное право
24Муниципальное право
25Налоговое право
26Римское право
27Семейное право
28Таможенное право
29Трудовое право
30Уголовное право и процесс
31Финансовое право
32Хозяйственное право
33Экологическое право
34Юриспруденция
 
35Иностранные языки
36Информатика, информационные технологии
37Базы данных
38Компьютерные сети
39Программирование
40Искусство и культура
41Краеведение
42Культурология
43Музыка
44История
45Биографии
46Историческая личность
47Литература
 
48Маркетинг и реклама
49Математика
50Медицина и здоровье
51Менеджмент
52Антикризисное управление
53Делопроизводство и документооборот
54Логистика
 
55Педагогика
56Политология
57Правоохранительные органы
58Криминалистика и криминология
59Прочее
60Психология
61Юридическая психология
 
62Радиоэлектроника
63Религия
 
64Сельское хозяйство и землепользование
65Социология
66Страхование
 
67Технологии
68Материаловедение
69Машиностроение
70Металлургия
71Транспорт
72Туризм
 
73Физика
74Физкультура и спорт
75Философия
 
76Химия
 
77Экология, охрана природы
78Экономика и финансы
79Анализ хозяйственной деятельности
80Банковское дело и кредитование
81Биржевое дело
82Бухгалтерский учет и аудит
83История экономических учений
84Международные отношения
85Предпринимательство, бизнес, микроэкономика
86Финансы
87Ценные бумаги и фондовый рынок
88Экономика предприятия
89Экономико-математическое моделирование
90Экономическая теория

 Анекдоты - это почти как рефераты, только короткие и смешные Следующий
Почему-то у нас любой мониторинг переходит в money-тыринг.
Anekdot.ru

Узнайте стоимость курсовой, диплома, реферата на заказ.

Обратите внимание, курсовая по радиоэлектронике "Туннелирование в микроэлектронике", также как и все другие рефераты, курсовые, дипломные и другие работы вы можете скачать бесплатно.

Смотрите также:


Банк рефератов - РефератБанк.ру
© РефератБанк, 2002 - 2016
Рейтинг@Mail.ru