半导体技术

一、准备知识

半导体照明

当代半导体技术的发展，是奠基在人们对微观世界认识不断深化的基础之上的；而半导体技术在信息化时代所取得的辉煌成就，反过来又是人类对微观领域认识正确性的检验。为了对半导体技术有一个粗浅的理解，有必要先对微观世界物理学的主要特征有初步的了解。

直至十九世纪末期，人们都陶醉于以牛顿力学和麦克斯韦电磁场理论为支柱的经典物理所取得的巨大成功之中。然而，随后一些涉及物质微观层次物理规律的实验结果，在经典物理学的观念、方法面前竖起了一道无法逾越的屏障。这诸多的困难，归结为人们对于微观物质本质特征把握和认识上的严重缺陷。让我们先从对光的本性的认识说起，早期牛顿曾提出过光的微粒说，它将光描绘成由发光体发射出来的、作高速运动的微细粒子，由此顺利地解释了光在均匀介质中的直线传播和光在界面上的反射现象，然而，光的微粒说却无法解释光的干涉、衍射和偏振现象。随后，经过惠更斯(Huygens)、杨(Young)以及菲涅耳(Fresnel)等人孜孜不倦的研究，在19世纪，光的波动学说终于占了上风。随着麦克斯韦方程组的导出，预言了电磁波的存在。而光是电磁波，它具有波动所具有的特性这一观念，也根深蒂固地根植于人们的头脑之中。然而，19世纪末至20世纪初发现的光电效应和康普顿(A.Compton)效应，却根本无法用光的电磁波理论来解释。在1900年普朗克(M.Planck)提出能量量子化(即电磁波辐射的能量是不连续的)假说正确地说明了黑体辐射实验的基础上，爱因斯坦于1905年提出了光量子的概念。它假设光是以速度c在真空中运动着的粒子流,这些粒子被称为光量子或光子，每个光子不仅具有能量E，而且具有动量p。光子的E和p与其对应的光波频率n和波长l之间有和的关系。其中普朗克常数h=6.6260775×10-34J·S。利用光子的概念，顺利地解释了用波动说无法说明的光电效应及康普顿散射的实验结果。于是，有关光的本性的粒子说得以复兴，人们对光的本性的认识产生了一个飞跃。但值得注意的是，我们现在对光的本性的认识并非在经典意义的粒子和波动概念上的简单轮回。光有时表现出粒子性，有时表现出波动性，它们均反映了光的本质的一个侧面。光的这种特性被称为波粒二象性。对波粒二象性的认识，使得在数百年当中人们对于光的本性的争议获得了统一圆满的结果。然而，事情并未到此而止。既然作为波动的光具有粒子性，那么，我们通常认为具有粒子特征的电子、质子、中子等粒子是否也会具有波动性的特征呢？这无疑是一个大胆的、极具吸引力的疑问。自然界在许多方面都是明显对称的，若光具有波粒二象性，则实物粒子也具有波粒二象性。德布罗意(L.deBroglie)由此提出了实物粒子也具有波动性，它们同样满足和的关系的假说。并将与粒子相联系的波称为物质波或德布罗意波。在德布罗意假说提出后的第三年，戴维孙(C.Davisson)和革末(L.Germer)有关电子束在晶体上的衍射实验，证实了德布罗意假说的正确性。然而，德布罗意波的物理意义是什么呢？按照通常的理解，粒子是实物的一种集中形态，而波则是实物的一种弥散的形态，二者之间存在着明显的矛盾。一个粒子存在于某个地方，就不能同时存在于另一个地方，而波却是在一个广延的空间范围中同时发生的。在经典的波动概念范围内，粒子与波实在难于统一到某个客体上去。为了反映微观客体的波粒二象性，人们基于与机械波和电磁波的类比，引进了一个描述沿x方向传播的德布罗意波的波函数ψ(x)。与描述经典波动的波函数不同之处在于，ψ(x)不仅具有波动的形式，同时又是描述粒子性质的能量E和动量p的函数。它既不同于经典粒子，也不同于经典的波，ψ(x)反映出来的是微观客体波和粒子的双重性格。通过与经典波动光学类比的电子双缝干涉实验，玻恩(Born)提出了ψ(x)是概率波的观点，它与经典波的物理意义完全不同，它不是任何物理实在的波动，与可以测量的经典波不同，在一般情况下，Ψ是不可测量的，可以测量的是代表概率的|Ψ|2，它给出了粒子在各处出现的概率。此后，在将自由粒子与德布罗意波联系起来这一思想的启发下，薛定谔(E.Schrodinger)对照由几何光学推向波动光学的过程，将德布罗意波推广到在势场中的非自由态粒子，得到了著名的薛定谔方程，其地位与牛顿方程在经典力学中的地位相当，成为描述微观客体运动的基本方程。由此，当我们知道微观粒子所处的势能场的形式后，即可以通过求解薛定谔方程而得出原子的波函数，并根据方程的定解条件，找出原子结构的主要特征。其中一个重要的结果是顺理成章地看出原子中电子的能量是不连续的，这称为能量的量子化。即原子中的电子仅可以处于一个个不连续的能量状态――称为能级之上。而这些状态是由一些被称为量子数的整数按照某些量子化条件来确定的。从这一观点出发，量子力学正确地给出了原子中电子排布的规律，使得人们对微观客体及其所满足的规律有了本质性的认识，为拓展各种技术应用奠定了坚实的基础。

二、半导体的导电机理及其应用

如上所述，从原则上讲，我们可以通过量子力学对微观粒子的运动规律加以说明。然而，当实际处理如同固体那样有大量粒子组成的物质体系时，量子力学却遇到了困难。原因在于此时涉及多个粒子的运动坐标，而且各个粒子的运动又是相互关联的。因此，用处理单个原子的方法去处理原子数高达1023个·cm-3的复杂原子体系时，无疑将面临极大的困难，求解电子运动的方程事实上是不可能的。因此，必须另辟蹊径。新的考虑的出发点，是将束缚于个别原子的电子，考虑成为是在整个固体中运动的，即将电子看作是“共有化”的，认为各个电子的运动基本上是独立的，每个电子是在一个由固体中正离子产生的具有晶格周期性的势场中运动。这样，多个电子的运动便可以得到简化。实践表明，这种简化对于半导体物质是一个较精确的近似。在此情况下考虑电子的行为时，应当顾及这种周期势场的作用或原子积聚时对电子能级的影响。当考察相距很远的相同原子时，由于它们之间的相互作用可以忽略，每个原子都可以看作是孤立的，具有完全相同的能级结构，各原子中的电子将按照一定的规律进行分布。但当大量原子聚集成固体时，其最外层电子的波函数将会发生交叠，由于原子间的相互作用，原先具有相同能量值的孤立原子的能级将会分裂成为具有不同能量值的能级。原子间的间距越小，电子波函数的交叠越大，则分裂出来的能量间隔越大。由于固体中包含的原子数目很大，分离出来的能级十分密集，形成了一个能量准连续的区域，这个区域被称为能带。由不同原子能级所形成的能级之间，一般横亘着一个不可能具有的能量区域范围，这个区域被称为禁带。这种状况如图4.1所示。

接下来，我们来看看这种能带结构对物质导电性的影响。通常，内层电子的波函数交叠很小，一般情况下，可以认为它不会受到因原子集聚而带来的影响。因此，固体与孤立原子在电学和光学等方面性质上的差异，主要是由于外层电子状态的变化所引起的。从导电性的角度看，尽管孤立原子是电中性的，但当它们形成固体后，电学性质上却产生了差异，有的可以导电，有的不导电，而有的导电性居于二者之间。显然，这种差异来自固体中与外层电子状态相对应的能带区域的状况，当所形成的能带被电子部分地占领时，外电场才能使电子的运动状态发生改变而产生导电性。换句话说，可以从能带的结构来区分物质是导体、绝缘体和半导体。通常，将固体能带中有电子存在的最上方的能带称为价带，也就是说在其下方的能级已被电子填满。与价带相邻的上方空着的能带称为导带，即它是空带。在导带与价带之间存在着禁带，在该区域不可能有电子存在。导体、绝缘体与半导体的能带结构如图4.2所示。

对导体，如图4.2(a)所示，他们具有未被填满的价带结构，因此在外电场作用下，这些电子就可以被加速而形成电流。对金刚石等这一类物质，如图4.2(b)所示，其能带结构的特征是价带已被填满，而其上的导带则全空着，价带与导带之间的禁带宽度Eg约为6eV。在常温下，价带中的电子几乎无法逾越禁带而跃入导带。在一般电压的电场下，价电子不可能获得足够能量跃入导带而被加速，故为绝缘体。半导体的能带与绝缘体相似，如图4.2(c)所示，其唯一的区别是导带与价带间的禁带宽度Eg不同，例如半导体硅、锗、砷化镓的Eg分别为1.12eV，0.67eV和1.43eV。在绝对零度时，半导体的价带全被电子占满，而导带是全空的；在一般的温度下，共有化的电子有可能因热激发而获得能量，脱离共有化的束缚而成为准自由电子。也就是说，价带中有少量电子被激发到导带中，同时，在价带中留下了一些没有电子的空量子状态。这种空的量子态称为空穴，可以看成是带正电荷的准粒子。空穴的存在使得价带中的电子得到了松动。当加上外电场后，这些电子便可以占据邻近空穴留下的席位而重新形成一些空穴，如此延续下去，在电子沿着逆电场的方向去逐个填补一个个空穴时，相应的空穴则产生了移位，这种移位与带正电的粒子沿反方向移动产生相同的导电效果，相当于形成了一种新的由带正电的载流子――空穴引起的导电机制，称为空穴导电。由此，在半导体中，导带电子和价带空穴都参与导电，这是它与导体导电的最大区别。

通常，纯净的半导体如硅和锗等，其自由电子数与空穴数是相同的，称为本征半导体。而实用上则往往在半导体中掺入了少量其它的杂质原子，称为杂质半导体。一种情况是在硅或锗中掺进五价元素(如磷、砷等)原子。掺杂后，杂质原子将取代一个硅原子，它的四个价电子将排列到硅原子的晶体点阵中，而剩下的那个价电子，由于受磷原子的束缚较弱而可以在点阵中游弋而成为自由电子，它们很容易被激发而跃入导带，从而使得自由电子数大大超过价带中的空穴数。这时掺杂原子能够给出电子，故称为施主；掺入施主所形成的半导体称为N型半导体或电子型半导体。在N型半导体中，电子被称为多数载流子(多子)，而空穴则为少数载流子(少子)。另一种情况则是将三价元素(如铝、铟等)掺入本征半导体，由于这时杂质原子仅有三个价电子，因此当该原子取代一个硅原子时，就在硅的正常晶格中缺了一个电子，即杂质原子带来了一个空穴。这样，在这种杂质半导体中，空穴成为多子，而电子成为少子。这种半导体称为P型半导体或空穴型半导体。这是由于掺杂元素接收了电子，故被称为受主。图4.3给出了形成N型半导体和P型半导体的示意图。

在实际应用的半导体器件中，都是采取PN结的结构。在一片硅片上，用不同的掺杂工艺，使其一边形成N型半导体，另一边形成P型半导体，那么，在两种半导体的交界面区域将形成PN结。如前所述，在P型半导体中，空穴为多子，在N型半导体中，电子为多子。从而在二者的交界面上将出现浓度差，N区的电子将向P区运动，而P区的空穴将向N区运动。这种由于浓度差引起的运动称为扩散。扩散到P区的电子因与空穴复合而消失，使在P区一侧出现负离子区；而扩散到N区的空穴与电子复合而消失，使在N区一侧出现正离子区。于是，在界面处出现了由正、负离子组成的空间电荷区，如图4.4所示。

在空间电荷区形成了一个由N区指向P区的内电场。这种内电场将阻止扩散的进行，最终达到平衡，空间电荷区将形成厚度约1μm的层，称为阻挡层。阻挡层将保持一定的厚度，在其中电流为零。由此可以看出，PN结的重要特性之一是具有单向导电性。当在PN结上加上正向电压时，即P区接电源正极，N区接电源负极时，外电场方向与内电场方向相反，原先达到的平衡遭到破坏，使得电子向P区的扩散增加，同理，空穴向N区的扩散也将增加，故形成了较大的正向电流。反之，若P区接负极，N区接正极时，外电场方向与内电场方向相同，从而进一步阻止了电子和空穴的扩散，使得反向电流很小。这种特性使PN结能在交变电压的作用下提供单一方向的电流――直流。这就是用PN结制成的半导体二极管可以用来整流的道理。

我们还可以使两个PN结背向组成半导体三极管。NPN型三极管的示意图如图4.5所示

它有三个区，分别称为发射区、基区和集电区；由三个区各引出一个电极，分别称为发射极e﹑基极b和集电极c。在中间有两个PN结，分别称为发射结和集电结。工作时，在发射极和基极间加上正向电压，而在集电极与基极间加上反向电压。这样，将有大量电子由发射极湧入基极。由于基极很薄，涌入的电子在此仅可与少数空穴复合而湮灭，大部分电子将游动到集电结处。此时结内电场由N区指向P区，游动过来的电子将被电场拉入集电极而形成集电极电流Ic，另有少量电子由基极流出而形成电流Ib。Ib和Ic取决于半导体三极管的几何结构和各半导体的性质。对给定的三极管，Ic/Ib为常数，一般在20～200左右。当电流Ib有微小变化时，Ic可发生较大变化，故半导体三极管的重要特性是具有放大作用。到了二十世纪五十年代末期，人们开始采用了新的生产工艺，在硅片的指定区域将选定的杂质按一定深度由表面向体内渗入，形成所需要的二极管、三极管等晶体管以及电阻、电容等元件。通过氧化工艺，在硅表面制成一层极薄的二氧化硅(SiO2)薄层作为绝缘层和阻挡层。然后利用类似照相技术的光刻工艺，在表面按特定设计要求产生没有二氧化硅的窗口，再利用扩散的方法或离子注入法进行掺杂。由于有SiO2的阻挡，杂质仅可由没有SiO2的窗口注入，达到了有选择性地掺杂的目的。进行多次反复掺杂之后，即可以在芯片中制造出各种元件。最后，在硅片上涂上一层铝膜，仍用光刻技术在芯片上按设计要求除去无用的铝膜，留下作元件连接之用及用作引出线的铝膜部分，就可以将一个个的分立元件集成起来，形成所谓的集成电路。集成电路的元件数不断增加，目前的超大规模集成电路已可在1cm2基片上包含上百万个元件，其布线的间距接近纳米量级。目前，集成电路的集成度还在继续扩大，各种集成块的组合已经成为电子信息产业中不可缺少的器件。例如，当今家喻户晓的微型计算机的心脏――中央处理单元(CPU)都是用集成电路制成的。自1958年诞生了第一只集成电路(IC)以后，芯片经历了由小规模集成电路(SSI)、中规模(MSI)、大规模(LSI)到超大规模(VLSI)四个发展阶段。目前已向吉规模进军。预计2010年其市场将达到万亿美元，它还将支撑着七倍于该数字的电子工业市场和数十倍这个数字的信息产业市场。技术进步创造了市场的需求，而市场的需求又推动了技术的进步。从PN结开始的原理性研究，转化为VLSI等技术的过程，为人类进入信息化社会创造了必不可少的条件。而将天文数字的单个分立元件微缩到一块微小的芯片上，又完全体现出来人类实践创新思维的发展。从这个意义上讲，半导体器件的迅速发展，不仅体现了技术上的重大进步，而且反映出人类思维方式在时间空间方面的一大突破。