работа по дисциплине «Материалы электронной техники» на тему: Полупроводниковые материалы (стр. 4 из 6)
Разность потенциалов между зондами 2 и 3 должна учитывать влияние
поля крайних зондов. Поэтому
.(3.10)Если S1=S2=S3=S ,то
. (3.11)Чувствительность данного метода по напряжению dU/dr пропорциональна току и обратно пропорциональна Sэкв. . Ток через образец увеличивать нежелательно (из-за термоэлектрических эффектов при нагревании образца U23 может быть искажено), поэтому для увеличения чувствительности можно увеличивать S2 , уменьшая S1 и S3 .
При S2>>S1=S3 чувствительность может быть повышена примерно в 2 раза.
Как уже говорилось, при измерении удельного сопротивления полупроводников основным источником ошибок являются переходные сопротивления на контактах металл-полупроводник, а также возникающая в них термоэдс. Поэтому при определении удельного сопротивления эти явления должны устраняться. Это достигается с помощью компенсационного метода. Принципиальная схема этой компенсации при измерении удельного сопротивления полупроводника четырёхзондовым методом изображена на рис.3.3
 |
Рис.3.3. Принципиальная схема компенсационного метода.
От батареи Б с помощью контактов 1 и 4 к полупроводнику подводится ток. Разность потенциалов между зондами 2 и 3 измеряется потенциометром П.
Исключение влияния переходных сопротивлений контактов достигается следующим образом. Разность потенциалов между зондами 2 и 3 компенсируется включённым навстречу напряжением потенциометра UП , и, если цепь сбалансирована, то есть, U2,3=UП , то ток, текущий через гальванометр G, равен нулю. Следовательно, в момент баланса ток через измерительные зонды 2 и 3 тоже равен нулю. Так как ток отсутствует, то нет и падения напряжения на контакте зонд-полупроводник. В этом случае переходные сопротивления контактов не влияют на точность измерения удельного сопротивления.
Обычно при измерениях удельного сопротивления всегда наблюдается некоторый градиент температуры вдоль образца, который вызывает появление термоэдс DU на измерительных зондах. Так как величина и направление термоэдс в течение достаточно большого времени остаются постоянными, её влияние можно исключить, измеряя напряжение между зондами 2 и 3 при 2-х различных направлениях тока через образец.
Формула (3.11) применима лишь для однородной изотропной полубесконечной среды. Однако на практике измерения выполняются на образцах конечных размеров, причём зачастую это пластины с толщиной, сравнимой с расстоянием между зондами S или диффузионные и эпитаксиальные слои, толщина которых значительно меньше S. Это приводит к тому, что эквипотенциальные поверхности от зондов теряют сферичность. При контакте с изолирующей средой ток растекается в меньшем объёме и плотность тока в образце повышается по сравнению с расчётной. При контакте с проводящей средой линии тока “выпучиваются” в неё; плотность тока в образце понижается. В первом случае мы получаем завышенные значения r, во втором - заниженные.
Рассмотрим вопрос более подробно.
а) Пусть (рис. 3.4) расстояние между зондами S, а расстояние до границы с проводящей областью l .
 |
Рис.3.4. Расположение действительных и мнимых источников. Проводящая граница. Вид сверху.
Поскольку потенциал бесконечно удалённой точки образца равен нулю, а граничащая среда принимается абсолютно проводящей (то есть, на ней нет падения напряжения), то потенциал границы также равен нулю.
Задача распределения потенциала решается методом зеркальных изображений источников. Для того, чтобы потенциал границы был равен нулю, необходимо, чтобы мнимые источники создавали на границе потенциал, равный по величине потенциалу, создаваемому действительными источниками тока, но другого знака.
Этому условию можно удовлетворить, если расположить мнимые источники на том же расстоянии от границы, но взять их с другим знаком. Таким образом, распределение потенциала между зондами 2 и 3 можно рассчитать аналогично (3.10):
. (3.12)Удельное сопротивление при этом будет отличаться от (3.11):
, (3.13)где
(3.14)- поправочная функция. Таким образом, приближение зондов к проводящей границе эквивалентно включению дополнительной проводимости параллельно зондам. То есть, если рассчитывать удельное сопротивление по формуле (3.11), то мы получаем заниженные значения. Поправочная функция f1 всегда больше единицы, но при
отличие f1 от 1 меньше 1% .б) Если граница непроводящая, то граничные условия надо наложить на ток: плотность тока, перпендикулярного границе, в любой её точке равна нулю. Эта задача также решается методом изображений, только для удовлетворения граничным условиям необходимо расположить мнимые источники симметрично относительно границы с теми же знаками. Удельное сопротивление вычисляется аналогично (3.13):
, (3.15) 
- поправочная функция, значения которой для этого случая всегда меньше единицы. (При l/S>2 также отличается от единицы менее чем на 1% ).в) По тем же причинам на результатах измерений сказывается и толщина образца, и его форма. Определение r при этом производится по формуле
. (3.16) | W/S | 0,4 | 0,5 | 0,5555 | 0,6250 | 0,7143 | 0,8333 | |||||||
 | 0,9995 | 0,9974 | 0,9948 | 0,9898 | 0,9798 | 0,9600 | |||||||
| W/S | 1,0 | 1,1111 | 1,25 | 1,4286 | 1,666 | 2,0 | |||||||
 | 0,9214 | 0,8907 | 0,8490 | 0,7938 | 0,7225 | 0,6336 |
Значения множителя F при различных W/S для случая непроводящей границы приведены в таблице 1.
Таблица 3.1
Из таблицы 1 видно, что при W/S<0,625 значение
отличается от единицы менее чем на 1% . Но этот результат справедлив, когда зонды находятся достаточно далеко от границ образца, так что l/S>2; при приближении к границам образца на результаты измерений будет влиять как тип границы (проводящая или непроводящая), так и форма образца. Толщина пластин, применяемых в микроэлектронике, как правило, много меньше 1 мм, то есть, условия применимости формулы (3.16) выполняются с большим запасом по отношению к W/S . Но вот формы образцов могут быть самыми разными. Поэтому необходима модификация четырёхзондового метода для измерения удельного сопротивления однородных тонких пластин произвольной формы.3.3 Бесконтактное измерение электропроводности.
Один из методов бесконтактного измерения электропроводности в проводнике, находящемся в переменном магнитном поле.
Используя метод дифференциального трансформатора, с помощью фазоизмерительного устройства определяют частотную зависимость фазового сдвига между переменным внешним магнитным полем и намагниченностью образца, помещенного в это поле, а затем, проведя обработку экспериментальных данных, вычисляют удельную проводимость различных металлов и сплавов.
Все металлы и их сплавы содержат электроны проводимости и обладают магнетизмом, дополнительным к атомному. Магнитная восприимчивость металлов складывается из восприимчивости ионов, электронов проводимости и восприимчивости, зависящей от силы и характера взаимодействия электронов и ионов в кристаллической решетке. Ориентация по полю спинов электронов проводимости приводит к появлению у них общего магнитного момента, направленного по полю. Существование такого момента означает парамагнетизм, который называется парамагнетизмом Паули. Кроме того, на электроны проводимости в магнитном поле действует сила Лоренца. Благодаря этому проекция траекторий движения частиц на плоскость, перпендикулярную полю, имеет в квазиклассическом приближении вид замкнутых циклотронных орбит. Величина предсказанного Ландау диамагнитного эффекта, создаваемого свободными электронами (с эффективной массой, равной массе электрона в вакууме), составляет 1/3 парамагнитного момента Паули (таким образом, от последнего остается 2/3).