ZnO Nanopartikel für Druckbare Elektronik - OPUS 4 · ZnO Dünn˝lmtransistoren für druckbare...
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ZnO Dünnfilmtransistoren für
druckbare Elektronik
Der Technischen Fakultät
der Friedrich-Alexander-Universität Erlangen-Nürnberg
zur Erlangung des Grades
D O K TO R - I N GEN I EU R
vorgelegt von
Sabine Walther
Erlangen - 2011
Als Dissertation genehmigt von
der Technischen Fakultät der
Universität Erlangen-Nürnberg
Tag der Einreichung: 21.04.2011
Tag der Promotion: 29.07.2011
Dekan: Prof. Dr.-Ing. R. German
Erster Berichterstatter: Prof. Dr.-Ing. H. Ryssel
Zweiter Berichterstatter: Prof. Dr.-Ing. W. Hansch
Abstract
In this work, zinc oxide (ZnO) nanoparticles synthesized in the gas phase are investi-
gated for the fabrication of printed electronic circuits. First, a dispersion of the ZnO
nanoparticles engineered in cooperation with project partners in the research training
group GRK 1161/1 is characterized. A high contamination level of the dispersions
which also shows a dependency on the dispersion process is found. The morphological
and electrical characterization of the ZnO layers deposited onto thermally oxidized
silicon wafers by spin-coating technique is discussed. The ZnO layers are homoge-
neous and densely packed over the sample area. The ZnO layers are utilized as chan-
nel material for partially printed field effect transistors. With a process temperature
range of 300°C to 400°C, operating transistors with a saturation mobility of up to
5·10−2 cm2/Vs are realized. Remarkably, the process temperature has major influence
on the electrical characteristics of the transistors, although no change in morphologi-
cal properties can be seen. A model for the TFTs based on the model for JFETs and
for bulk-MOSFETs, respectively, is derived and evaluated by means of measured I-V-
curves. Furthermore, temperature dependent electrical measurements are conducted.
It is found that charge transport in the layers under investigation is limited by ener-
getic barriers at grain boundaries which are crossed by charge carriers by thermionic
emission. Adsorption of oxygen on particle surfaces can increase the energetic barriers
and thereby lower the off-current of ZnO transistors by three orders of magnitude,
while adsorption of water molecules has the opposite effect. The behavior of the ZnO
nanoparticle layer is described by an energy band model which takes into account
the surface adsorption state of the particles. Based on the results, the applicability
of ZnO nanoparticles synthesized in the gas phase for printed electronics is discussed.
The manufacture of top-gate transistors is proposed for enhancement of charge car-
rier mobility. For the fabrication of fully printed electron devices based on inorganic
particulate materials, tin-doped indium oxide and aluminum oxide are introduced as
a basis for solution processed conducting and insulating layers, respectively.
v
Kurzfassung
In dieser Arbeit werden Zinkoxid-Nanopartikel aus der Gasphase für die Herstellung
von druckbaren elektronischen Schaltungen untersucht. Zunächst werden die Eigen-
schaften der im Rahmen des Graduiertenkollegs GRK 1161/1 mit Projektpartnern
entwickelten Dispersion der ZnO-Nanopartikel vorgestellt. Ein hoher, vom Disper-
gierprozess abhängiger Fremdstoffgehalt der Dispersionen wird gemessen. Es folgt die
morphologische und elektrische Charakterisierung der mittels Schleuderverfahren auf
thermisch oxidierte Siliciumträger aufgebrachten ZnO-Nanopartikelschichten. Diese
sind über die Probenfläche homogen und geschlossen. Die ZnO-Schichten werden als
Kanalmaterial für einen teilweise gedruckten Dünnfilm-Feldeffekttransistor verwen-
det. Im Bereich der Prozesstemperatur von 300°C bis 400°C werden funktionierende
Transistoren mit einer Sättigungsbeweglichkeit von bis zu 5·10−2 cm2/Vs hergestellt.
Es wird festgestellt, dass die Prozesstemperaturen einen großen Einfluss auf die elek-
trischen Eigenschaften der Transistoren haben, ohne dass eine Veränderung der mor-
phologischen Eigenschaften der Schichten beobachtet wird. Ein Modell für die Dünn-
film-Feldeffekttransistoren wird vom Modell des JFET bzw. des Langkanal-MOSFET
abgeleitet und anhand der gemessenen Kennlinien überprüft. Darüberhinaus werden
temperaturabhängige elektrische Messungen durchgeführt. Es wird gezeigt, dass der
Ladungstransport in den untersuchten Schichten durch energetische Barrieren an den
Korngrenzen limitiert ist, welche von den Ladungsträgern durch thermionische Emis-
sion überwunden werden. Die Adsorption von Sauerstoff an den Partikeloberflächen
erhöht die energetischen Barrieren und senkt damit den Strom im ausgeschalteten
Zustand um bis zu drei Größenordnungen, während die Adsorption von Wassermo-
lekülen einen gegenteiligen Effekt hat. Das Verhalten der ZnO-Nanopartikelschicht
wird mit einem Bändermodell beschrieben, das die Oberflächenbelegung der Partikel
berücksichtigt. Anhand der Ergebnisse wird die Eignung der ZnO-Partikel aus der
Gasphase für druckbare Elektronik bewertet. Die Realisierung der Transistoren mit
einem top-Gate wird zur Optimierung der Ladungsträgerbeweglichkeit vorgeschlagen.
Für die Herstellung von vollständig gedruckten Bauelementen auf Basis von anorga-
nischen nanopartikulären Materialien werden Indiumzinnoxid und Aluminiumoxid als
Basis für flüssig prozessierte Leiter- bzw. Isolatorschichten vorgestellt.
vii
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung 1
2 Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren 9
2.1 Eigenschaften und Herstellung von ZnO . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.1.1 Eigenschaften von ZnO . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
2.1.2 Herstellung von ZnO-Nanopartikeln . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.2 Dispergierung und Stabilisierung von Nanopartikeln . . . . . . . . . . 18
2.2.1 Dispergierung von Nanopartikeln . . . . . . . . . . . . . . . . 18
2.2.2 Stabilisierungsmechanismen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren . . . . . . . . . 23
2.3.1 Beschreibung der hergestellten Dünnfilmtransistoren . . . . . . 23
2.3.2 Verwendete Modelle . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26
2.3.3 Modelle zur Beschreibung gedruckter Dünnfilmtransistoren . . 38
2.3.4 Übertragung der Modelle auf gedruckte Dünnfilmtransistoren . 45
2.3.5 Auswirkung des geometrischen Aufbaus auf das elektrische Ver-
halten von TFTs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 48
2.4 Ladungstransport in gestörten Halbleitern . . . . . . . . . . . . . . . 53
2.4.1 Ladungsträgerbeweglichkeit in einkristallinen Halbleitern . . . 53
2.4.2 Streuung an Korngrenzen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
2.4.3 Hüpftransport in ungeordneten Systemen . . . . . . . . . . . . 58
3 Experimentelle Vorgehensweise 61
3.1 Herstellung der ZnO-TFTs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61
3.2 Charakterisierungsmethoden . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
3.2.1 Chemische und morphologische Analyse . . . . . . . . . . . . 63
3.2.2 Durchführung der elektrischen Charakterisierung . . . . . . . 66
3.2.3 Auswertung der elektrischen Charakterisierung . . . . . . . . . 67
4 Ergebnisse 69
4.1 Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeldispersionen . . . . . . . . . 69
4.1.1 Fremdstoffgehalt der ZnO-Dispersionen . . . . . . . . . . . . . 70
ix
x Inhaltsverzeichnis
4.1.2 Partikelgrößenverteilung in Abhängigkeit von der Mahldauer . 72
4.1.3 Ergebnisse der Thermogravimetriemessungen . . . . . . . . . . 73
4.1.4 Kristallinität der ZnO-Nanopartikel in Abhängigkeit von der
Mahldauer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 74
4.2 Charakterisierung des Schichtsystems ZnO-SiO2-Si . . . . . . . . . . . 75
4.2.1 Eigenschaften von ZnO-Nanopartikelschichten auf SiO2-Ober-
flächen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
4.2.2 Leckstrom durch das Schichtsystems ZnO-SiO2-Si . . . . . . . 81
4.3 Elektrische Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeltransistoren . . . 83
4.3.1 Bestimmung der optimalen Prozessparameter . . . . . . . . . 83
4.3.2 Statistische Auswertung der Messungen . . . . . . . . . . . . . 86
4.4 Einfluss der Messatmosphäre auf Eigenschaften der ZnO-Nanopartikel-
transistoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
4.5 Ladungstransport in ZnO-Nanopartikelschichten . . . . . . . . . . . . 94
4.6 Diskussion der Ergebnisse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99
4.6.1 Zusammenfassung der Eigenschaften der Transistoren . . . . . 99
4.6.2 Möglichkeiten zur weiteren Optimierung der ZnO-Transistoren 102
5 Zusammenfassung und Diskussion 103
6 Literaturverzeichnis 107
Verwendete Symbole, Abkürzungen und chemische Formelzeichen 119
Stichwortverzeichnis 127
Bisherige eigene Veröffentlichungen 131
Lebenslauf 133
Danksagung 135
Kapitel 1
Einleitung
Gegenstand dieser Arbeit ist die Untersuchung von Dünnfilmtransistoren basierend
auf ZnO-Nanopartikel für die druckbare Elektronik. Bei der Herstellung von elektro-
nischen Schaltungen durch Drucktechniken handelt es sich nicht um eine neue Idee.
Das zeigt ein Patent aus dem Jahr 1955 [1], das eine Methode zur Herstellung von
metallischen Leiterbahnen durch Drucktechnik schützt. Das erste Patent zum The-
ma Herstellung eines vollständig gedruckten Feldeffekttransistors datiert auf 1968 [2].
Als Materialien für den Halbleiter werden Cadmiumselenid und Cadmiumsulfid in
Partikelform explizit genannt. Dennoch ist seitdem hauptsächlich die Entwicklung
elektronischer Schaltungen auf Basis von Silicium-Einkristallen weitergetrieben wor-
den.
Die stetige Weiterentwicklung der Silicium-Technologie, seit 1960 der erste MOS-
Transistor von M. Atalla und D. Khang bei den Bell Labs entwickelt wurde [3],
spiegelt sich in der Verdopplung der Dichte der Bauelemente auf einem Chip alle
zwei bis drei Jahre [4]. Dadurch wird zum einen die Geschwindigkeit der Schaltun-
gen erhöht, zum anderen die Kosten pro Funktion gesenkt. Daher liegt die Stärke der
Silicium-Technologie in Anwendungsbereichen mit hoher Integrationsdichte und hoher
(Rechen-)Leistungsdichte, wie beispielsweise Speicher oder Prozessoren. Mittlerweile
durchläuft eine Siliciumscheibe bei der Herstellung von integrierten Schaltungen bis
zu 36 Maskenebenen [5]. Die Produktion von Siliciumchips stellt daher hohe Anforde-
rungen an die Herstellungsprozesse in Bezug auf Reinheit, Homogenität und Reprodu-
zierbarkeit. Unabdingbar ist eine hochreine Prozessumgebung an den Beladestationen
der Halbleiterfertigungsgeräte, die durch aufwändige Filtertechnik erreicht wird. Bei
Prozessen, die bei erhöhten Temperaturen stattfinden, muss zudem die Atmosphä-
re im Prozessraum eingestellt werden. Die benötigte Infrastruktur zur Versorgung
mit hochreinen Gasen muss zur Verfügung gestellt werden. Darüber hinaus finden in
der Siliciumtechnologie übliche Prozesse wie das thermische Aufwachsen von Silici-
1
2 Kapitel 1: Einleitung
umdioxid oder das Ausheilen von Strahlenschäden nach der Ionenimplantation bei
Temperaturen im Bereich bis 1100°C statt. Daher müssen Halbleiterfertigungsgeräte
vor allem im Hinblick auf die in den Geräten verwendeten Materialien so konzipiert
werden, dass während des Prozesses eine Kontamination der Prozessscheiben durch
die Prozesskammer ausgeschlossen oder möglichst gering gehalten wird.
Diese Zusammenstellung erhebt keinen Anspruch auf Vollständigkeit, dennoch er-
schließt sich, dass die Herstellung von einem Siliciumchip mit großem Geräte- und
Zeitaufwand verbunden ist. Aufgrund der hohen Integrationsdichte kann trotz der mit
dem Aufwand verbundenen Produktionskosten beispielsweise ein mittels Siliciumtech-
nologie hergestellter Chip für Funketiketten (engl. Radio Frequency IDentification
- RFID) zum Preis von etwa einem Cent angeboten werden. Die zugehörige Anten-
ne, die üblicherweise Abmessungen im cm-Bereich hat, wird meist getrennt von dem
Chip hergestellt. Die Kosten für die Platzierung des Chips auf dieser Antenne, die im
Bereich von etwa 2 bis 4 US Cent [6] liegen, addiert sich zum Preis des Chips und ist
derzeit der ausschlaggebende Kostenfaktor für Funketiketten [7]. Es wird angenom-
men, dass für Funketiketten ein Massenmarkt in der flächendeckenden Kennzeichnung
von Konsumgütern wie Lebensmitteln erschlossen werden könnte, wenn der Stückpreis
unter einen Cent sinken würde [8]. Da die Aufbau- und Verbindungstechnik kostenin-
tensiv ist, wird daher nach Wegen gesucht, Antenne und Chip in derselben Technologie
zu fertigen.
Für diese Anwendungen bietet druckbare Elektronik eine potentiell günstigere Al-
ternative. Die Herstellung von elektronischen Bauelementen soll in der druckbaren
Elektronik in Anlehnung an übliche Rolle-zu-Rolle-Druckprozesse, wie sie im Printme-
dienbereich zur Anwendung kommen, erfolgen. In Abb. 1.1 ist zum Vergleich der Ab-
messungen der Substrate von Silicium-Technologie und Druckprozessen eine 300mm
Siliciumscheibe gehalten von einem Labormitarbeiter des LEB und eine Offset-Rollen-
druckmaschine Alprinta der Müller Martini GmbH mit einer Rollenbreite von 740mm
zu sehen.
Druckprozesse im Bereich Printmedien können in einem Rolle-zu-Rolle-Verfahren oder
im Bogendruck stattfinden. Bei Rolle-zu-Rolle-Verfahren sind die Papierkosten nied-
riger und die Druckgeschwindigkeit höher [9]. Die kommerziell wichtigsten Druck-
verfahren sind Offsetdruck und Tiefdruck. Beim Offsetdruck ist die Oberfläche der
Druckplatte, die auf eine Walze gespannt wird, an den Stellen, die die mit Ölen gelöste
Farbe aufnehmen sollen, lipophil, sonst hydrophil. Je nach Farben erfolgt die Trock-
nung zwischen den Farbaufträgen durch Einziehen der Farbe in das Papier, Reaktion
mit Sauerstoff oder durch Erhitzen auf bis zu 250°C für etwa eine Sekunde [10]. Dem-
gegenüber werden beim Tiefdruck in die Druckplatte Vertiefungen eingefügt, meist
durch Ätzen oder Gravieren einer dünnen Kupferschicht, wo die Farbe auf das Papier
3
Abbildung 1.1: Vergleich der Abmessungen der Substrate von Silicium-Technologie und
Druckprozessen anhand einer 300mm Siliciumscheibe (links, gehalten von
einem Labormitarbeiter am LEB) und einer Offset-Rollendruckmaschine
Alprinta der Müller Martini GmbH mit einer Rollenbreite von 740mm
(rechts, Foto: www.mullermartini.com).
übertragen werden soll. Die Druckplatte wird vollständig mit Farbe benetzt und an-
schließend an den erhöhten Stellen mit einer Rakel abgezogen. Für den Farbübertrag
wird das Papier durch eine Gummiwalze an die Druckplatte gepresst. Zwischen den
Farbaufträgen wird das Papier über Trocknungsstrecken mit Warmluft geführt. Im
Rolle-zu-Rolle-Druck werden mit den genannten Verfahren Druckgeschwindigkeiten
im Bereich von etwa 36 km/h erreicht [9; 11]. Die Papierrollenbreiten liegen bis etwa
zwei Meter. Die in Abb. 1.1 gezeigte Offset-Rollendruckmaschine von Müller Marti-
ni ist mit bis zu zwölf Druckwerken für den sequentiellen Auftrag von zwölf Farben
erhältlich. Die Druckerzeugnisse können zudem im selben Arbeitsgang unter ande-
rem geschnitten und gestapelt werden [9]. Die Druckverfahren stellen unterschiedliche
Ansprüche an die Farben. Für den Offsetdruck werden Farben auf Mineralölbasis
verwendet, für den Tiefdruck sehr niederviskose Farben auf Basis leichtflüchtiger Lö-
sungsmittel [12]. Für das Bedrucken von Formteilen oder Elektrokabeln ist zusätzlich
der Tampondruck gebräuchlich, bei dem im Endlosdruck Druckgeschwindigkeiten von
2,4 km/h erreicht werden [13]. Hierbei wird ein Stempel zum Farbübertrag verwendet.
Die Herstellung von elektronischen Bauelementen mittels Drucktechniken hat neben
den bereits genannten Aspekten Produktionsvolumen und Entfallen von Aufbau- und
Verbindungsschritten noch weitere Vorteile. Da der Materialauftrag bereits struktu-
riert erfolgt, müssen keine Strukturierungsprozesse, bei denen ein zuvor ganzflächig
aufgebrachtes Material in definierten Bereichen wieder entfernt wird und somit ein
hoher Materialverbrauch erfolgt, durchgeführt werden. Im Hinblick auf teure oder
knappe Materialien wie z.B. Indium können dadurch Kosten eingespart werden. Die
verwendeten Substrate können je nach Druckverfahren und Prozesstemperaturen aus
Metallfolien, Plastikfolien, Papier oder Glas bestehen [8], wobei sich letzteres nicht
für Rolle-zu-Rolle-Prozesse eignet. Im Idealfall könnten verschiedene funktionelle Ma-
terialien ähnlich wie beim Mehrfarbendruck in einer Druckmaschine mit mehreren
4 Kapitel 1: Einleitung
Druckwerken nacheinander aufgetragen werden und zwischen den Beschichtungen auf
Trocknungsstrecken mäßig erhitzt oder mit Druck beaufschlagt werden.
Damit könnte die Herstellungszeit für eine einfache elektronische Schaltung wie et-
wa einen Ringoszillator, der mit minimal zwei Metallisierungen, einer Halbleiter- und
zwei Isolatorschichten [14] herstellbar ist, im Bereich von Minuten liegen. Daher ha-
ben in den letzten Jahren die Forschungsaktivitäten auf dem Gebiet der druckba-
ren Elektronik stetig zugenommen. Seit 2007 wird die Herstellung von Antennen für
Funketiketten auf Kupferbasis durch nicht näher bekanntgegebene Drucktechnik im
Rolle-zu-Rolle-Verfahren im großen Maßstab von Kurz [15] betrieben. Die Produkti-
on von gedruckten integrierten Schaltungen ist dagegen bisher nur im Labormaßstab
erfolgt, wobei in dieser Arbeit auch Schleuder- und Tauchbeschichtung als Drucktech-
nik bezeichnet wird. PolyIC hat im Jahr 2007 das erste im Labormaßstab vollständig
gedruckte Funketikett basierend auf organischen Materialien demonstriert [16]. Der
Speicher des Chips umfasst hier 4 Bit. Laut der OE - A Roadmap for Organic and
Printed Electronics [8] werden für das Jahr 2011 vollständig Rolle-zu-Rolle gedruckte
Funketiketten für den Frequenzbereich 13,56MHz mit 4 Bit Speicher erwartet. Der
Einsatz zur Kennzeichnung von Konsumgütern wie Lebensmitteln wird 2018 möglich
sein.
Die Prozessierung von organischen Materialien zur Herstellung von gedruckten Schal-
tungen ist also schon weit fortgeschritten. Allerdings sind Grenzen für die Leistungs-
fähigkeit dieser Systeme zu erwarten. Zum einen sind organische Materialien nicht
stabil gegen Sauerstoff und UV-Licht, sondern altern unter der Einwirkung von Umge-
bungsbedingungen unter Umständen rapide [17; 18]. Die Ladungsträgerbeweglichkeit
in organischen Halbleitern, die Einfluss auf die erreichbaren Schaltgeschwindigkeiten
hat, ist zudem gering. Typische Werte für gedruckte p-Halbleiter sind etwa 1 cm2/Vs
[17], für n-Halbleiter 0,01 cm2/Vs [18].
Die Verwendung von anorganischen Halbleitern, zu denen aus der Silicium-Technologie
langjährige Erfahrung vorhanden ist, verspricht hier wesentliche Verbesserungen. Bei-
spielsweise beträgt die Elektronenbeweglichkeit in einem Germanium-Einkristall, die
die obere Grenze der erreichbaren Elektronenbeweglichkeit in gedruckten Schichten
basierend auf dieses Material darstellt, 3900 cm2/Vs [19]. Alterung von anorganischen
Materialien bei Exposition zu UV-Licht ist nicht zu erwarten. Der Einfluss von Feuch-
tigkeit und Sauerstoff auf die Eigenschaften anorganischer Materialien wird beim Ein-
satz als Sensorschicht ausgenutzt, die Änderung, die das Material dabei erfährt, ist
aber reversibel. Für die Entwicklung von Tinten auf Basis von anorganischen Materia-
lien für die druckbare Elektronik gibt es zwei Ansätze. Zum einen können Ausgangs-
stoffe als Tinte verwendet werden, die nach dem Drucken durch eine Temperaturbe-
handlung in das herzustellende Material umgewandelt werden [20; 21]. Zum anderen
5
können kleinste Teilchen des herzustellenden Materials, sogenannte Nanopartikel, in
einem Lösungsmittel dispergiert und als Tinte verwendet werden [22; 23; 24]. Man
verspricht sich von der zweiten Methode den Vorteil, dass die gedruckten Strukturen
nicht thermisch zum Halbleitermaterial umgewandelt werden müssen. Eine Tempera-
turbehandlung wäre in diesem Fall nur zum Verdampfen des Lösungsmittels nötig.
Die Anforderungen speziell an den gedruckten Halbleiter leiten sich aus den Randbe-
dingungen des Herstellungsprozesses und der geplanten Anwendung ab. Die erreichba-
ren Auflösungen und Schichtdicken sowie der Bereich der Viskosität der verarbeitbaren
Tinten ist in Tab. 1.1 zusammengefasst [8].
Tabelle 1.1: Mit den wichtigsten Druckverfahren erreichbare Auflösungen und Schichtdi-
cken sowie Bereich der Viskosität der verarbeitbaren Tinten
Verfahren Auflösung (µm) min. Schichtdicke (µm) Viskosität (Pas)
Hoch(Flexo-)druck 20-50 0,5-2 0,05-0,5
Tiefdruck 20-50 0,5-2 0,05-0,2
Offsetdruck 15 0,5-2 30-100
Die Registriergenauigkeit liegt bei allen Druckverfahren im Bereich 5µm [10]. Die Auf-
lösung des Druckprozesses und die Registriergenauigkeit legen die minimale Kanal-
länge von gedruckten Transistoren fest, die erreichbare Schichtdicke gibt die minimale
Gate-Isolatordicke an. Eine Abschätzung der erforderlichen Ladungsträgerbeweglich-
keit der Transistoren eines RFID Chips, der im Hochfrequenzband arbeiten soll, kann
gemacht werden, wenn man für einige Parameter Annahmen trifft. Für eine Dielektri-
zitätskonstante des Gate-Isolators von 10 (Bsp. Al2O3), eine Gate-Länge von 15µm,
einem Verhältnis von W zu L von 100, eine Versorgungsspannung von 5V und ei-
ner Einsatzspannung von 1V ergibt sich nach der Formel für die Grenzfrequenz eines
RC-Glieds die minimale Ladungsträgerbeweglichkeit zu 48 cm2/Vs. Diese Anforderung
verringert sich entsprechend, wenn das niederfrequente Band im Bereich von 135 kHz
angestrebt wird. Zudem kann die Schaltfrequenz unter der Übertragungsfrequenz lie-
gen, was die Verwendung von Halbleiterschichten mit niedrigerer Beweglichkeit er-
möglichen würde. Daher wird als angestrebte Beweglichkeit für gedruckte Halbleiter
meist 1 cm2/Vs angegeben, um mit amorphem Si konkurrieren zu können [25].
Weiterhin muss die Tinte, aus der der Halbleiter gedruckt wird, in einem großvolu-
migen Druckprozess verarbeitbar sein. Wie aus Tab. 1.1 entnommen werden kann,
sollten Tinten für den Hoch- und den Tiefdruck zwischen 0,05 bis 0,5Pas sein, für
den Offsetdruck zwischen 30 bis 100Pas (vgl. Wasser 0,001Pas, Honig 10Pas bei
20°C). Die Standzeit der Tinte sollte möglichst groß sein, da Nachfüll- und Reini-
gungszyklen den Durchsatz verringern. Es darf während der Verarbeitung nicht zum
Ausfallen von Bestandteilen der Tinte, also zum Zusammenklumpen einzelner Par-
6 Kapitel 1: Einleitung
tikel zu sogenannten Agglomeraten, kommen, da das Druckbild dadurch inhomogen
würde. Große Klümpchen in der Tinte verschmieren Kanten und erhöhen die Ober-
flächenrauheit. Die Tinten sollten nicht mit Luftbestandteilen reagieren und dabei
ihre Funktionalität verlieren, damit sie bei Umgebungsbedingungen gedruckt werden
können. Hinzu kommt, dass die Bestandteile der Tinten weder das zu bedruckende
Substrat noch die zuvor aufgebrachten Schichten anlösen dürfen. Der Einsatz von Zu-
satzstoffen zur Einstellung der gewünschten mechanischen Eigenschaften darf dabei
die elektrische Funktionalität nicht beeinträchtigen. Die Prozesstemperaturen in einer
Druckmaschine betragen bei Verwendung von Heatset-Farben (Farben, die bei erhöh-
ten Temperaturen trocknen) bis zu 315°C im Durchlauftrockner [26]. Zur Ermittlung
der maximalen Prozesstemperatur für druckbare Elektronik muss aber noch die Tem-
peraturbeständigkeit der Substrate berücksichtigt werden. Die Substrate, die laut der
OE - A Roadmap for Organic and Printed Electronics [8] Verwendung für gedruckte
Funketiketten finden werden, sind Papier und Polyethylenterephthalat (PET), even-
tuell auch Polyethylennaphtalat (PEN) und Polycarbonat (PC). Die maximale Tem-
peratur für Papierdruck wird, wie bereits genannt, bei der Bedruckung mit Heatset-
Farben erreicht und beträgt typischerweise etwa 190°C bis 250°C [12], maximal bis zu
315°C. Bei der Verwendung von Folien stellt die Glastemperatur die obere Grenze für
die Prozesstemperaturen dar. Für PET-Folie beträgt die Glastemperatur 60 – 90°C,
für PEN-Folie 121°C [27].
Thema der vorliegenden Arbeit ist die Entwicklung einer Halbleitertinte, die den ge-
nannten Anforderungen entspricht. Dafür wurden anorganische Nanopartikel verwen-
det, da die Verwendung von Partikeln niedrigere Prozesstemperaturen verspricht, als
bei Ausgangsmaterialien möglich wären. Die Wahl des Halbleitermaterials fiel auf
Zinkoxid (ZnO), da zum einen Zn in großen Mengen verfügbar ist, und ZnO ungiftig
und in Umgebungsbedingungen stabil ist. Weiterhin sind bereits auf Basis von ka-
thodenzerstäubtem ZnO Dünnfilmtransistoren bei Raumtemperatur hergestellt wor-
den, die im Vergleich zu organischen Transistoren eine höhere Ladungsträgerbeweg-
lichkeit und ein größeres Verhältnis des Widerstandes im ausgeschalteten Zustand
zum Widerstand im angeschalteten Zustand aufweisen [28]. Insbesondere dienten
in dieser Arbeit gasphasensynthetisierte ZnO-Nanopartikel als Basis für die Tinte.
Die ZnO-Nanopartikel wurden als aktive Schicht in teilweise gedruckten elektroni-
schen Bauelementen untersucht. Diese Nanopartikel werden im großen Maßstab her-
gestellt und kommen bei der Vulkanisation von Autoreifen oder auch in Sonnencre-
mes zum Einsatz. Die Verfügbarkeit von großen Mengen ist eine Voraussetzung für
die Verwendung von ZnO-Nanopartikel für druckbare Elektronik. Zur Tintenherstel-
lung wurde das ZnO-Pulver in Ethanol dispergiert und auf thermisch oxidierte Silici-
umträger aufgeschleudert, die als Gate-Elektrode und Dielektrikum eines Dünnfilm-
Feldeffekttransistors dienten. Die Source- und Drain-Kontakte wurden durch thermi-
7
sches Verdampfen von Aluminium durch eine Schattenwurfmaske aufgebracht. An-
hand dieser Transistoren wurden morphologische und elektrische Eigenschaften der
ZnO-Schichten untersucht. Da zu einem späteren Zeitpunkt die Transistoren vollstän-
dig gedruckt werden sollen, dienen die auf diesem System erzielten Ergebnisse als
Bezugspunkt für die erreichbaren Eigenschaften der halbleitenden Schicht.
Es wird in Kap. 2 der theoretische Hintergrund zum Material ZnO vorgestellt, Verfah-
ren zur Herstellung und zur Aufbereitung von ZnO-Pulver zu verdruckbaren Tinten
beschrieben und der physikalische Hintergrund zu Dünnfilmtransistoren basierend auf
partikulären Materialien gegeben. Verwendete Methoden zur Herstellung und Cha-
rakterisierung von ZnO-TFTs werden in Kap. 3 behandelt. In Kap. 4 werden die
Ergebnisse der optischen und elektrischen Messungen an den hergestellten ZnO-TFTs
gezeigt und diskutiert. Abschließend werden in Kap. 5 die Ergebnisse der vorliegenden
Arbeit zusammengefasst und ein Ausblick auf die weitere Entwicklung von gedruckten
Bauelementen auf Basis von anorganischen Materialien gegeben.
Kapitel 2
Grundlagen gedruckter ZnO-
Dünnfilmtransistoren
Dieses Kapitel dient dazu, die Grundlagen für das Verständnis des Verhaltens gedruck-
ter ZnO-Dünnfilmtransistoren (engl. Thin Film Transistor – TFT) zu vermitteln. Zu-
nächst soll das Material ZnO und seine physikalischen Eigenschaften vorgestellt, sowie
Herstellungswege beschrieben werden. Die für die Aufbereitung von ZnO zu druckba-
ren Tinten notwendigen Mahl- und Dispergierprozesse und die Mechanismen zur Zer-
kleinerung von ZnO-Pulver und zur Stabilisierung der erhaltenen Dispersionen wer-
den diskutiert. Anschließend wird ausgehend von den Grundlagen des Metall-Oxid-
Silicium-Feldeffekttransistors (MOSFET) und des Sperrschicht(engl. Junction)-Feld-
effekttransistors (JFET) eine physikalische Beschreibung für TFTs hergeleitet und
Besonderheiten von TFTs mit gedruckter aktiver Schicht vorgestellt.
2.1 Eigenschaften und Herstellung von ZnO
2.1.1 Eigenschaften von ZnO
ZnO ist ein Verbindungshalbleiter aus den Gruppen II und VI mit einer Bandlücke Eg
von 3,35 eV bei Raumtemperatur [19]. Unter sehr hohem Druck oder auf Substraten
mit entsprechender Kristallstruktur kann ZnO in Natriumchlorid- oder Zinkblende-
struktur kristallisieren [29; 30]. Die thermodynamisch stabile Phase von ZnO bei Um-
gebungsbedingungen ist jedoch die hexagonale Wurtzitstruktur [31], in der ein Anion
von vier Kationen umgeben ist, welche einen Tetraeder bilden. Die tetraedische Koor-
dination ist typisch für sp3-hybridisierte, kovalente Bindungen wie sie beispielsweise
in Silicium- oder Germanium-Einkristallen auftreten. Die Bindungen im ZnO-Kristall
9
10 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
haben zusätzlich einen stark ionischen Charakter. ZnO befindet sich genau an der
Grenze zwischen ionisch gebundenen und kovalent gebundenen Kristallen mit einem
Wert von 0,616 auf der Phillips-Skala [32]. Zink und Sauerstoff liegen demzufolge im
Kristall als Zn2+- beziehungsweise als O2−-Ionen vor. Das Leitungsband wird in ZnO
aus dem entleerten 4s-Niveau des Zink gebildet, das Valenzband aus dem aufgefüllten
2p-Niveau des Sauerstoffs. Durch theoretische Berechnungen wurde die Lage des Lei-
tungsbandminimums und des Valenzbandmaximums im Zentrum der Brillouin-Zone
bestimmt [33], ZnO ist also ein direkter Halbleiter.
ZnO weist, wenn nicht besondere Vorkehrungen getroffen werden, immer eine n-
Leitfähigkeit auf. Selbst in einem Einkristall oder einer einkristallinen Schicht, zum
Beispiel einer ZnO-Epitaxieschicht auf gitterangepassten Substraten, beträgt die Elek-
tronendichte 1·1016 cm−3 [34] bis 7·1016 cm−3 [35]. Die Ursache für diese Dotierung
wird in der Literatur kontrovers diskutiert. Am wahrscheinlichsten erscheinen her-
stellungsbedingt eingebaute Donatoren wie Wasserstoff, Zink auf Zwischengitterplät-
zen (ZnI) und Sauerstoffleerstellen (VO). Zink auf Zwischengitterplätzen und Sauer-
stoffleerstellen sind als intrinsische Punktdefekte im Kristall anzusehen und können
beispielsweise durch Versetzungen entstehen, wenn das Substrat, auf dem das ZnO
gewachsen wird, gitterfehlangepasst ist [35]. Bei der Herstellung von ZnO kann auch
nicht-stöchiometrisches Wachstum durch verschiedene Konzentrationen von Zink und
Sauerstoff während des Prozesses induziert werden [36; 37], das zu den genannten
Defekten Sauerstoffleerstellen oder Zink auf Zwischengitterplätzen führen würde.
Theoretische Berechnungen von Kohan [38] haben gezeigt, dass die Bildungsenergie
von Sauerstoffleerstellen und Zink auf Zwischengitterplätzen in n-dotiertem ZnO hoch
ist und die dadurch gebildeten Donatoren darüber hinaus hohe Ionisierungsenergien
aufweisen. Wenn durch eine p-Dotierung das Ferminiveau in Richtung Valenzband ver-
schoben wird, reduziert sich die Bildungsenergie von Sauerstoffleerstellen und Zink auf
Zwischengitterplätzen erheblich, so dass neu gebildete Defekte die p-Dotierung kom-
pensieren. Nach den Berechnungen sind in n-dotiertem ZnO dagegen weder Sauerstoff-
leerstellen noch Zink auf Zwischengitterplätzen in hohen Konzentrationen vorhanden
und tragen, im Falle ihrer Existenz, aufgrund ihrer energetischen Lage nicht zur freien
Ladungsträgerkonzentration bei [38].
Im Widerspruch dazu ist nach einer experimentellen Studie von Look et al. [39] Zink
auf Zwischengitterplätzen tatsächlich ein flacher Donator in ZnO. Vom selben Autor
wurde in einer späteren Arbeit [40] gezeigt, dass Zink auf Zwischengitterplätzen ver-
mutlich in Form von Komplexen zusammen mit Stickstoff auf Sauerstoffplätzen als
flacher Donator wirken kann. Ein tiefer donatorartiger Zustand aufgrund von Sauer-
stoffleerstellen wurde experimentell bereits von Kasai [41] beobachtet, wobei neuere
Untersuchungen ergaben, dass Sauerstoffleerstellen möglicherweise auch als flache Do-
2.1 Eigenschaften und Herstellung von ZnO 11
natoren wirken können [42]. Die Rolle von Zink auf Zwischengitterplätzen und Sauer-
stoffleerstellen bei der „intrinsischen“ n-Dotierung von ZnO ist noch nicht vollständig
geklärt.
Die Wirkung von Wasserstoff als flacher Donator in ZnO wurde dagegen bereits 1954
dokumentiert [43] und ist allgemein anerkannt. Van de Walle [44] hat gezeigt, dass
Wasserstoff in ZnO immer als Donator mit einer geringen Ionisierungsenergie von etwa
40meV wirkt. Dieser Umstand ist deshalb bemerkenswert, weil Wasserstoff in vielen
anderen Halbleitern amphoter, also der jeweils vorherrschenden Dotierung entgegen,
wirkt. Wasserstoff ist in vielen Epitaxie- und Kristallzüchtungsprozessen anwesend
und zum derzeitigen Stand der Wissenschaft hauptverantwortlich dafür, dass nominell
undotiertes ZnO immer n-Typ-Leitfähigkeit aufweist [44; 45].
Neben Wasserstoff sind die wichtigsten Donatoren in ZnO die Gruppe-III-Elemente
Aluminium, Indium und Gallium, die leicht auf Zinkplätzen eingebaut werden, be-
ziehungsweise die Gruppe-VII-Elemente Fluor und Chlor, die auf Sauerstoffplätzen
flache Donatoren bilden [36; 31].
Für eine p-Dotierung von ZnO kommen zunächst Elemente der Gruppen IA oder
IB auf Zn-Plätzen oder der Gruppe VA auf O-Plätzen in Betracht. Die Gruppe-IA-
Elemente Lithium (Li), Natrium (Na) und Kalium (Ka) wirken auf Zn-Plätzen als Ak-
zeptoren mit sehr niedrigen Ionisierungsenergien zwischen 90meV und 320meV [46],
auf Zwischengitterplätzen jedoch als Donatoren [47]. Damit ist die Effektivität der
p-Dotierung durch Selbstkompensation gemindert. Weiterhin weisen diese Elemente
in ZnO eine hohe Diffusivität auf, so dass die Dotierung von definierten Gebieten
nur eingeschränkt möglich ist. Experimentell wurde eine p-Dotierung mit Li und Na
erzielt. Im Fall von Li betrug die Löcherdichte 1· 1017 cm−3, die Löcherbeweglichkeit
etwa 2,65 cm2/Vs [48]. Mit Na wurden p-leitende ZnO-Schichten mit Löcherkonzen-
trationen von bis zu 4,7· 1018 cm−3 und Löcherbeweglichkeiten von bis zu 1,42 cm2/Vs
erreicht [49].
Die Gruppe-IB-Elemente Kupfer (Cu), Silber (Ag) und Gold (Au) bilden auf Zn-
Plätzen Akzeptoren mit Ionisierungsenergien, die mit 400meV bis 700meV im Ver-
gleich zu den Gruppe IA Elementen wesentlich höher sind, Selbstkompensation ist für
diese Elemente jedoch nicht zu erwarten [50]. In der Literatur wird von Ag-dotierten
ZnO-Schichten mit Löcherdichten von über 6· 1017 cm−3 und Löcherbeweglichkeiten
von bis zu 2,4 cm2/Vs berichtet [51].
Die Gruppe-V-Elemente Stickstoff (N), Phosphor (P), Arsen (As) und Antimon (Sb)
auf O-Plätzen sollten ebenfalls als Akzeptoren wirken. Da N den kleinsten Ionenradius
dieser Elemente hat, erscheint er als der beste Kandidat für eine p-Dotierung von
ZnO. Tatsächlich wurden mittels N Löcherdichten in ZnO von etwa 5· 1017 cm−3 und
12 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Löcherbeweglichkeiten von bis zu 2 cm2/Vs erreicht [52]. Ähnlich wie bei den Gruppe
1A Elementen steht auch hier die Selbstkompensation durch den Einbau von N2 auf O-
Plätzen einer effektiven p-Dotierung entgegen. Mit den Elemente der Gruppe VA mit
den größeren Atomradii wie P, As und Sb wurde ebenfalls p-leitendes ZnO hergestellt.
Mit Löcherdichten von mehr als 1· 1018 cm−3 und Löcherbeweglichkeiten von bis zu
20 cm2/Vs war die p-Leitung trotz der im Vergleich zu O großen Radii sogar effektiver.
Daher ist es wahrscheinlicher, dass diese Elemente nicht auf O-Plätzen eingebaut
werden, sondern auf Zn-Plätzen Komplexe bilden. Vermutlich führt der Einbau dieser
Elemente auf einem Zn-Platz zur Entstehung von 2 Zn-Leerstellen, so dass die Gruppe
V Elemente fünffach koordiniert sind und flache Akzeptoren entstehen [53].
Zur Stabilität der unterschiedlich erzielten p-Dotierung gibt es wenige Daten. Die
Effizienz von Leuchtdioden, die mit N oder P dotiert wurden, sinkt innerhalb von
Stunden [54]. Die Dotierung ist in Schichten mit niedriger Oberflächenrauheit effektiv,
nicht aber in Schichten mit hoher Rauheit [55]. Es kann geschlossen werden, dass
Defekte an den Oberflächen, die in rauen Schichten mit großem Fläche-zu-Volumen-
Verhältnis an Einfluss gewinnen, einer p-Dotierung entgegenwirken.
Zusammenfassend kann gesagt werden, dass eine stabile p-Dotierung von ZnO immer
noch Gegenstand der Forschung ist. In der Literatur wird zwar immer wieder von
p-dotiertem ZnO berichtet, der Nachweis, der meist über Hall-Messungen erfolgt, ist
jedoch fehleranfällig [56].
Seit etwa zehn Jahren werden Metalloxide und speziell ZnO als Ersatz für amorphes
Silicium bei Display-Anwendungen untersucht, da durch ihre optische Transparenz der
sonst übliche Kompromiss zwischen Transistorgröße und Pixel-Apertur entfällt [57].
Gegenüber amorphem Silicium mit einer maximalen Ladungsträgerbeweglichkeit von
etwa 1 cm2/Vs weist bei Raumtemperatur gesputtertes ZnO eine Ladungsträgerbe-
weglichkeit von etwa 20 cm2/Vs auf [28]. Die Gründe dafür liegen in der besonderen
Bandstruktur der Metalloxide [58].
Wenn man zunächst die Bindungen in einkristallinem Si, das im Diamantgitter kristal-
lisiert, betrachtet, so sind diese sp3-hybridisiert, der Bindungscharakter ist kovalent.
Die sp3-Orbitale sind stark gerichtet, wie in Abb. 2.1 links zu sehen ist. Unordnung,
wie sie in amorphem Silicium herrscht, führt zu Schwankungen der Bindungswin-
kel und nicht gesättigten Bindungen und damit zu Zuständen im verbotenen Band
[58], es entsteht eine sogenannte energetische Mobilitätsgrenze. Ladungsträger, die
Zustände in der Bandlücke einnehmen, befinden sich unterhalb der Mobilitätsgren-
ze und sind lokalisiert, während sich Ladungsträger, die sich in den Bändern befin-
den, weiterhin frei bewegen können. In stark gestörten Systemen verteilen sich die
Zustände über die gesamte Bandlücke, so dass viele Ladungsträger lokalisiert sind.
Dadurch findet Ladungstransport in amorphem Silicium hauptsächlich durch Hüpfen
2.1 Eigenschaften und Herstellung von ZnO 13
Abbildung 2.1: Schematische Darstellung der Ladungstransportwege bzw. Leitungsband-
kanten von kristallinen (oben) und amorphen (unten) Halbleitern nach
Nomura et al. [58]. In einem kovalent gebundenen Halbleiter (links) hat
Unordnung großen Einfluss auf den Überlapp der sp3-hybridisierten Bin-
dungen. In einem Metalloxid (rechts) wird der Überlapp der s-Orbitale
durch Unordnung nur wenig beeinflusst
zwischen den lokalisierten Zuständen statt und die Ladungsträgerbeweglichkeit ist
stark eingeschränkt [59]. Die Ladungsträgerbeweglichkeit für Elektronen ist in amor-
phem Silicium mit 1 cm2/Vs gegenüber der Ladungsträgerbeweglichkeit im Einkristall
von 600 cm2/Vs um mehr als zwei Größenordnungen kleiner. Demgegenüber ist der
Effekt von Kristallstörungen in ZnO wesentlich geringer. Das liegt daran, dass das
Leitungsband durch das 4s-Niveau des Zink gebildet wird. Die s-Orbitale von Metal-
len sind kugelförmig und haben große Radii. Das heißt, der Überlapp der Orbitale
ist, wie in Abb. 2.1 rechts schematisch dargestellt, nicht richtungs- sondern nur ent-
fernungsabhängig. Solange also die Zink-Atome nahe genug aneinander sind, ist der
Effekt von Kristallstörungen gering. Durch ein elektrisches Feld ist es ohne weiteres
möglich, die Ferminiveau weit in das Leitungsband zu heben und freie Ladungsträger
zu generieren.
In gedruckten Schichten aus halbleitenden Nanopartikeln ist mit einem hohen Grad
an Unordnung zu rechnen. Der oben beschriebene Effekt macht ZnO und andere
Metalloxide daher zu geeigneten Kandidaten für die Verwendung als aktive Schicht
14 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
für die druckbare Elektronik.
2.1.2 Herstellung von ZnO-Nanopartikeln
ZnO kann je nach Anwendung und den damit verbundenen gewünschten Eigenschaf-
ten als einkristalliner Festkörper, als einkristalline oder polykristalline dünne Schicht
oder als Pulver hergestellt werden. Während zur Herstellung von ZnO als einkris-
talliner Festkörper Schmelzverfahren und Gas-Transport-Verfahren bei sehr hohen
Temperaturen (ca. 1200°C) zum Einsatz kommen [60], werden dünne polykristalline
Schichten hauptsächlich durch Magnetron-Kathodenzerstäubung bei niedrigen Tem-
peraturen bis hinab zu Raumtemperatur abgeschieden (Überblick über Verfahren
und Schichteigenschaften siehe Özgür [31]). Weiterhin können polykristalline ZnO-
Schichten aus einem Ausgangsstoff von ZnO, z.B. einem Zinksalz hergestellt werden,
indem der Ausgangsstoff in eine Lösung gebracht und auf ein Substrat aufgebracht
wird. Auf dem Substrat wird die Lösung dann, zumeist thermisch, zu einer polykris-
tallinen ZnO-Schicht umgesetzt [20]. Schließlich können ZnO-Pulver in der Gasphase
(Überblick zu finden z.B. Kruis et al. [61]) oder durch nasschemische Verfahren (Über-
blick zu finden z.B. Wang [62]) hergestellt werden. Ein ZnO-Pulver kann zu Schichten
verarbeitet werden, indem es in einem Lösungsmittel dispergiert wird. Die gewonnene
Dispersion des ZnO-Pulver wird auf ein Substrat abgeschieden und idealerweise nur
noch getrocknet, um eine nanokristalline ZnO-Schicht zu erhalten [63].
Für die druckbare Elektronik kommen nur die beiden letztgenannten Verfahren zur
Schichtherstellung in Frage, da sowohl die Herstellung von ZnO-Schichten aus einem
Ausgangsstoff als auch aus einer Dispersion von ZnO-Pulver in der Flüssigphase er-
folgt. Im ersten Fall muss nach der Abscheidung ein Temperaturschritt bei typischer-
weise 500°C [20] durchgeführt werden, um den Ausgangsstoff zu ZnO umzusetzen.
Für die in Kap. 1 vorgeschlagene Verwendung von Polymerfolien als Substrat ist die-
se Prozesstemperatur zu hoch. Dagegen ist in ZnO-Dispersionen das ZnO schon als
kleine Kristalle vorhanden. Unter der Voraussetzung, dass sich die Kristalle auf dem
Substrat zu einem geschlossenen Netzwerk aneinander anlagern, wäre hier ein Tempe-
raturschritt nur zur Trocknung der Schicht nötig. Daher wurden in der vorliegenden
Arbeit ZnO-Pulver als Ausgangsmaterial für funktionale Tinten für die druckbare
Elektronik untersucht, da ihre Verwendung die Möglichkeit zur Herstellung von ZnO-
Schichten bei niedrigeren Temperaturen verspricht.
Die Form und die Größe der im ZnO-Pulver enthaltenen Partikel und deren Verteilung
spielen eine große Rolle bei der erreichbaren Packungsdichte und Ordnung der Schich-
ten. Kovalenko et al. [64] haben mit monodispersen kugelförmigen Partikeln geordnete
Schichten mit herausragenden elektrischen Eigenschaften erreicht. Man könnte sich
2.1 Eigenschaften und Herstellung von ZnO 15
vorstellen, dass würfelförmige monodisperse Partikel sich auf einem Substrat noch
dichter packen lassen. Möglich wäre auch, stäbchenförmige Partikel entlang der Rich-
tung des Stromflusses anzuordnen, so dass die Ladungsträgertransporteigenschaften
denen eines Einkristalls entsprächen. Im Folgenden wird auf Herstellungsverfahren für
ZnO-Nanopartikel und resultierende Partikelformen, -größen und Größenverteilungen
näher eingegangen.
2.1.2.1 Herstellung von ZnO-Nanopartikeln aus der Flüssigphase
Die Herstellung von Nanopartikeln in der Flüssigphase läuft generell bei niedrigen
Temperaturen zwischen Raumtemperatur und 260°C [65] ab. Die wichtigsten Synthe-
seprozesse sind Fällungen, Hydrothermal-Synthesen und Sol-Gel-Prozesse.
Die Fällung oder Ausflockung wird häufig zur Herstellung von Metalloxiden, nichtoxi-
dischen oder metallischen Nanopartikeln verwendet. Der Ausgangsstoff zur Herstel-
lung von ZnO ist ein in Lösungsmitteln gelöstes Zinksalz. Für den Partikelniederschlag
wird ein Fällungsreagenz hinzugegeben und die entstandenen Partikel abfiltriert. Die
Reaktionskinetik hat Einfluss auf die Partikelgröße, -größenverteilung, Kristallinität
und Morphologie und wird durch die Konzentration der Ausgangsstoffe, die Tempera-
tur, den pH-Wert der Lösung sowie die Reihenfolge der Zugabe von Ausgangsstoffen
und Mischvorgänge bestimmt.
Für die Hydrothermal-Synthese werden die Ausgangsstoffe ebenfalls in Lösungs-
mittel eingebracht und im Autoklaven erhitzt. Durch das Verdampfen der Lösungs-
mittel entsteht ein Überdruck von einigen Bar im Reaktionsraum, der, z.B. durch
Veränderung der Löslichkeit der Stoffe, die Bildung von Nanopartikeln ermöglicht.
So können beispielsweise Nanopartikel mit kontrollierter Größe durch Hydrothermal-
Synthese aus Keimen aus gesintertem ZnO unter Zugabe von KOH und LiOH ge-
wonnen werden [60]. Durch Einbringen von Templaten, das sind Schablonen mit der
gewünschten Form, in die Ausgangslösung können auch nanoporöse ZnO-Körper mit
bestimmten Formen und Größen hergestellt werden [65].
Mit einem Sol-Gel-Prozess werden aus kolloidalen Dispersionen, den sogenannten
Solen, Gele hergestellt. In einem ersten Schritt werden die Ausgangsstoffe, zumeist Al-
koholate (Verbindung eines Alkohols mit einem Metall, Bsp. Zirkonium-n-Propylat),
teilweise stabilisiert und dann mit Hilfe von Wasser gespalten (Hydrolyse). Alkohol-
moleküle und teilhydrolysierte Metallalkoholate entstehen. Bei fortlaufender Reakti-
on kondensieren diese Metallalkoholate unter Abspaltung von Wasser miteinander, so
dass durch Polymerisation Ketten und, je nach Stabilisierung, dreidimensionale Netz-
werke entstehen. Entzieht man diesem Sol (Lösung mit Teilchengrößen zwischen 1 nm
und 1000 nm) das Lösungsmittel, findet über das ganze Volumen eine Polymerisation
16 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
statt, so dass dann von einem Gel gesprochen werden kann. Diese polymeren Netzwer-
ke enthalten nicht hydrolysierte Ausgangsstoffe und Carboxylat-Gruppen sowie Lö-
sungsmittel in den Poren. Um daraus eine Keramik zu erhalten, müssen den Gelen die
organischen Bestandteile entzogen werden. Meist werden sie in die gewünschte Form
gebracht und bei erhöhten Temperaturen zu porösen Festkörpern gebrannt. Dünne
ZnO-Filme wurden beispielsweise aus einer Zinkacetat-Lösung hergestellt, indem die-
se auf Substrate aufgeschleudert und anschließend in feuchter Umgebung hydrolysiert
wurden. Nach einer Pyrolyse bei 450°C wurden polykristalline ZnO-Schichten erhal-
ten [66]. Wenn durch Sol-Gel-Verfahren Nanopartikel hergestellt werden sollen, muss
das Gel durch spezielle Trocknungstechniken, z.B. Sprühtrocknung, gebrannt werden.
Zusammenfassend kann über Syntheseverfahren in der flüssigen Phase gesagt werden,
dass durch die Zugabe von Stabilisatoren, die die Oberflächen der Partikel passivieren,
kleinste Partikel (einige nm) einer Palette von Materialien und Materialverbindungen
mit enger Größenverteilung und guter Kristallinität hergestellt werden können. Durch
Flüssigphasensynthese sind ZnO-Partikel mit einer Vielfalt von Formen, z.B. Kugeln
[67], Stäbchen [68], blumenartige Formen [69] und ellipsoide und sternartige Formen
[70] hergestellt worden. Die Reproduzierbarkeit ist allerdings eingeschränkt, da die
Synthesen in der Flüssigphase, wie oben erwähnt, sehr sensitiv auf die Reaktions-
bedingungen sind. Für eine großtechnische Herstellung von Partikeln sind alle Flüs-
sigphasenprozesse wenig geeignet, da die Feststoffkonzentration im Reaktionsmedium
nach der Synthese sehr niedrig ist [61].
2.1.2.2 Herstellung von ZnO-Nanopartikeln aus der Gasphase
Für die Herstellung großer Mengen von Nanopartikeln werden im Allgemeinen Gas-
phasenprozesse eingesetzt, da sie gut skalierbar und kontinuierlich sind [71]. Dazu wird
im Fall von ZnO ein Aerosol aus einem Ausgangsstoff von Zn und einem Trägergas in
einen Reaktor geleitet, wo der zur Bildung von ZnO nötige Sauerstoff zugeleitet wird.
Die Energie zur Bildung der Partikel kann dabei durch eine Flamme, Plasmaanregung,
Laser- und Elektronenstrahl oder im Heißwandreaktor zugeführt werden. Im Reak-
tor herrscht ein Gasstrom, mit dem die Partikel aus der Reaktionszone transportiert
werden und in einem Filter aufgefangen werden können. Nach Swihart [72] kommt es
in solchen Reaktoren unter überkritischen Bedingungen zur Keimbildung der Nano-
partikel in flüssiger oder fester Form. Anschließend findet während der Verweildauer
in der heißen Zone Partikelwachstum durch Kondensation weiteren Materials auf den
Keimen, Koagulation (Aneinanderhaften von Keimen/Nanopartikeln) und Koaleszenz
(Fusion von Partikeln) statt. Diese Partikel können sich in der kälteren Zone des Reak-
tors wiederum zu Agglomeraten aneinander lagern. Wenn das Reaktionsprodukt nach
der Phase der Keimbildung und des Wachstums nicht rapide abgekühlt wird, kommt
2.1 Eigenschaften und Herstellung von ZnO 17
es vermehrt zu Aggregaten, das heißt, zwischen den Partikeln bilden sich feste Sin-
terhälse. Die Größenverteilung der Partikel bzw. Agglomerate ist hier eine Funktion
der Verweilzeit in der Reaktionszone, der Gasdrücke, der Konzentration des Aus-
gangsmaterials und der Masse des Transportgases. Die in dieser Arbeit verwendeten
ZnO-Partikel werden von Evonik Degussa GmbH als Projektpartner im GRK1161/1
zur Verfügung gestellt. Im Folgenden wird die Synthese im Flammenreaktor genauer
beschrieben, da die ZnO-Partikel mit diesem Verfahren hergestellt werden.
Für die Synthese in einem Flammenreaktor wird der Ausgangsstoff als Gas oder Ae-
rosol unter Zugabe von Sauerstoff in einer Flamme zersetzt. Die Temperaturen liegen
hier typischerweise bei bis zu 3000K [71], so dass die resultierenden Partikel größten-
teils einkristallin sind. Durch den Partialdruck des Ausgangsstoffes wird die Nuklea-
tionsrate bestimmt, die mit steigendem Partialdruck wächst. Nach der Nukleation
findet Partikelwachstum durch die oben erwähnten Mechanismen der Kondensati-
on, Koagulation und Koaleszenz statt. Wenn der Ausgangsstoff in der Reaktionszone
vollständig umgesetzt wurde, ist das Partikelwachstum auf die letzten beiden Me-
chanismen beschränkt. Durch den Gasstrom werden die Nuklei und Primärpartikel
durch die Reaktionszone transportiert und gelangen so aus der heißen Zone. Das Re-
aktionsprodukt wird in einem Filter oder durch Durchströmen einer Flüssigkeit auf-
gefangen. Die Bildung von Aggregaten oder Agglomeraten während des Transports
ist ein unerwünschter Effekt, der sich durch rapides Abkühlen des Gasstroms redu-
zieren lässt. Dennoch haben Nanopartikel-Pulver aus dem Flammenreaktor immer
eine etwas breitere Größenverteilung als Pulver aus einem Flüssigphasenprozess [73].
Die Größenverteilung resultiert unter anderem aus einem Ausgangsstoffgradienten
durch Verwirbelungen am Gaseinlass und aus Temperaturgradienten im Reaktor, die
die Primärpartikelgröße beeinflussen. Die Agglomeration beim Transport zum Filter
folgt dem Zufallsprinzip, so dass sich unterschiedliche Anzahlen von Primärpartikeln
in beliebigen Anordnungen zusammenlagern. Bei der Messung der Größenverteilung
eines Pulvers werden diese Agglomerate als ein Partikel erkannt. Es resultieren daher
Größenverteilungen von der Primärpartikelgröße bis zum vielfachen der Primärparti-
kelgröße. Dieser Umstand ist nachteilig für die Verarbeitung der Pulver zu Tinten. Die
Vorteile sind der große Durchsatz in Gasphasenprozessen und die resultierende Ver-
fügbarkeit von ZnO-Nanopartikeln im Tonnen-Maßstab [71]. Darüber hinaus erfolgt
die Synthese in der Gasphase ohne oder allenfalls mit geringer Zugabe von organi-
schen Substanzen oder Salzen, etwa zur Stabilisierung in der Gasphase, so dass die
hergestellten Pulver eine größere Reinheit aufweisen.
18 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
2.2 Dispergierung und Stabilisierung von Nanopar-
tikeln
Das in dieser Arbeit verwendete Nanopartikelpulver aus der Gasphase muss zur Ver-
arbeitung durch Drucktechnik in eine flüssige Phase mit an das Druckverfahren an-
gepassten Eigenschaften gebracht werden. Für die druckbare Elektronik geeignete
Druckverfahren sind wie in Kap. 1 beschrieben beispielsweise Offsetdruck oder Tief-
druck. Für beide Techniken werden niederviskose Tinten benötigt. Es dürfen sich
keine zu großen Partikel oder Agglomerate in der Tinte befinden, da sie zu Inhomo-
genität der Schichtdicke und Porosität der erzeugten Strukturen führen. Agglomerate
und Aggregate können durch Dispergierverfahren, zum Beispiel durch Mahlen in ei-
ner Kugelmühle, zerkleinert werden [74]. Um eine erneute Agglomeration während des
Dispergierprozesses zu verhindern, werden Substanzen zur Stabilisierung der Partikel
zugesetzt [75]. Der Mahlprozess und Stabilisierungsmechanismen werden im Folgen-
den behandelt.
2.2.1 Dispergierung von Nanopartikeln
Die Dispergierung des in dieser Arbeit verwendeten ZnO-Pulvers erfolgte im Rahmen
des Graduiertenkollegs in Zusammenarbeit mit A. Reindl vom Lehrstuhl für Feststoff-
und Grenzflächenverfahrenstechnik. Eine eingehende Beschreibung der zugrundelie-
genden Mechanismen und der Dispergierergebnisse kann bei Reindl [76] nachgelesen
werden. In der vorliegenden Arbeit werden nur die zum Verständnis notwendigen
Grundlagen dargestellt.
Im entwickelten Dispergierverfahren wird das ZnO-Pulver zusammen mit einem Lö-
sungsmittel und Mahlkörpern in ein Glasgefäß gegeben und in einem Dispergierer,
der in Kap. 3 näher beschrieben wird, in einer Halterung platziert. Das Gerät bewegt
das Glasgefäß in elliptischen Bahnen, um die Mahlkörper zu beschleunigen. Der Ener-
gieübertrag zwischen den Mahlkörpern und den Partikelagglomeraten findet durch
Stöße oder durch Scherkräfte statt. Scherkräfte treten an Agglomeraten, die sich zwi-
schen zwei Mahlkörpern befinden, auf. Die Zusammenhänge, die für das Dispergieren
in Rührwerkskugelmühlen von Kwade [77] gefunden wurden, gelten analog für das
Dispergieren im verwendeten Aufbau.
Nach Kwade [77] hängt das Dispergierergebnis hauptsächlich von der Beanspruchungs-
intensität BI und der Beanspruchungszahl für die Desagglomeration BZ ab. Die Be-
anspruchungsintensität hängt wie in Gl. (2.1) angegeben mit dem Durchmesser dMK
und der Dichte der Mahlkörper ρMK und der Rühgeschwindigkeit vt zusammen. Die
Beanspruchungszahl ist wie in Gl. (2.2) ausgedrückt eine Funktion der Umdrehungen
2.2 Dispergierung und Stabilisierung von Nanopartikeln 19
des Rührwerks nR, der Dispergierdauer t und von dMK. Für die Beanspruchungsinten-
sität gibt es eine optimale Größe, die zum Zerkleinern bzw. Desagglomerieren benötigt
wird. Höhere Beanspruchungsintensitäten können dagegen zu Reagglomeration führen
[78]. Wird dagegen die Beanspruchungszahl erhöht, erhöht sich die Wahrscheinlich-
keit, dass ein Partikel mit einem Mahlkörper wechselwirkt. Bis zu einer kritischen
Größe, die für Zerkleinerung notwendig ist, können daher mit kleineren Mahlkörpern
bessere Dispergierergebnisse erreicht werden.
BI ∼ d3MK · ρMK · v2t (2.1)
BZ ∼ nR · tdMK
(2.2)
Die Beanspruchungsintensität nimmt mit kleiner werdender Mahlkörpergröße ab, wäh-
rend die Stoßhäufigkeit zunimmt. Für unterschiedliche Zerkleinerungsaufgaben gibt
es jeweils ein Optimum der Stressintensität bei konstantem Energieeintrag. Mit einer
Rührwerkskugelmühle können Partikelgrößen von bis zu 1µm leicht erreicht werden,
für kleinere Partikelgrößen existiert eine Zerkleinerungsgrenze [74]. Dies ist zum einen
darauf zurückzuführen, dass eine kleinste Bruchstückgrenze erreicht werden kann, ab
der nur noch eine plastische Verformung der Bruchstücke erfolgt. Diese Grenze ist
im Fall der vorliegenden agglomerierten Nanopartikel bei der Größe der Primärpar-
tikel erreicht. Zum anderen werden durch das Aufbrechen von Agglomeraten Parti-
kel freigestellt und so Oberflächen neu geschaffen. Hier kann erneute Agglomeration
der Partikel auftreten. Dieser Effekt beruht auf den starken Kräften, die zwischen
Körpern, deren Durchmesser im Nanometerbereich liegen, auftreten. Die Wechsel-
wirkungen zwischen zwei Partikeln können durch eine elektrische Doppelschicht um
die Partikel, durch van-der-Waals-Kräfte, durch Born'sche Abstoßung oder durch ste-
rische Effekte verursacht werden. Die einzelnen Wechselwirkungseffekte werden im
Folgenden behandelt.
Eine elektrische Doppelschicht entsteht durch das Vorhandensein von Oberflä-
chenladungen der Partikel in der Lösung. Der Ursprung dieser Ladungen liegt unter
anderem in einer unterschiedlichen Affinität von Ionen zu den Partikeln und dem
Lösungsmittel, der Ionisierung von Oberflächengruppen, dem Einschluss von Ionen
und der Adsorption von Polymeren, die an den Enden polare Gruppen besitzen.
Bei ionischen Kristallen kommen die Oberflächenladungen von der Adsorption und
Desorption der Kristallionen. Im Fall von Metalloxiden tritt häufig Anlagerung von
OH-Gruppen an den Oberflächen in Abhängigkeit des pH-Wertes der Lösung auf, die
die Oberflächenladung verändern [79]. An den geladenen Oberflächen lagern sich we-
gen der auftretenden elektrischen Anziehungskräfte Gegenionen aus der Lösung an.
Das Stern-Graham-Modell [80] für die Ausbildung einer solchen elektrischen Doppel-
schicht ist in Abb. 2.2 dargestellt. Im dargestellten Fall wird die Oberflächenladung
20 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Stern-schicht diffuse Schicht
Scherebene
Po
ten
tia
l
Abstand
Gegenionen
spezifisch adsorbierte Ionen
LösemittelmolekülcGegenionen
Abbildung 2.2: Ausbildung einer elektrischen Doppelschicht nach dem Stern-Graham-
Modell [80]. Die Oberflächenladung des Partikels wird durch adsorbierte
Ionen bestimmt. Gegenladungen aus der Lösung lagern sich an die adsor-
bierten Ionen an, wodurch das elektrische Potential neutralisiert wird
der Partikel durch adsorbierte Ionen bestimmt, die nicht elektrostatisch gebunden
sind, sondern eine spezifische Affinität zur Oberfläche haben. Diese Ionen können
die Oberflächenladung entweder erhöhen oder verringern. Gegenionen aus der Lösung
werden von der Ladung angezogen und neutralisieren teilweise das elektrische Feld.
Weitere Gegenionen bilden um den Partikel mit der elektrischen Doppelschicht eine
weitere lockere Schicht. Das elektrische Potential für die Gegenionen, die sich direkt
an den adsorbierten Ionen anlagern, ist hoch und fällt exponentiell mit dem Abstand.
Die Konzentration von Ionen in der Lösung bestimmt die Ausdehnung des elektrischen
Feldes um die Partikel. Ist eine hohe Konzentration vorhanden, wird die Doppelschicht
komprimiert und die Ausdehnung des elektrischen Feldes ist gering. Sind die Partikel
in einer Lösung von einer elektrischen Doppelschicht umgeben, so herrschen repulsive
Kräfte zwischen ihnen und eine Agglomeration der Partikel wird verhindert.
2.2 Dispergierung und Stabilisierung von Nanopartikeln 21
elektrostatischeAbstoßung
van der WaalsAnziehung
ETmin,1
Etmax
ETmin,2
Born’scheAbstoßung
Gesam
twechselw
irkungsenerg
ieAbstand
Abbildung 2.3: Typischer Verlauf der Gesamtwechselwirkungsenergie zwischen zwei Parti-
keln als Funktion des Abstandes nach der DLVO-Theorie [81] [82]. Negative
Werte bedeuten anziehende resultierende Kräfte, positive Werte abstoßen-
de resultierende Kräfte
Van-der-Waals-Kräfte basieren auf Ladungsfluktuationen, die zur Ausbildung von
Dipolen führen. Es handelt sich also um anziehende Kräfte, die die Agglomeration
von Partikeln zur Folge haben.
Die Born'sche Abstoßung hat eine sehr geringe Reichweite. Erst wenn sich zwei
Teilchen näher als 0,5 nm kommen, kommt sie zum Tragen. Sie wird von den sich
überlagernden Elektronenwolken von einzelnen Atomen verursacht. Einfacher gesagt,
beschreibt die Born'sche Abstoßung die Tatsache, dass sich zwei Festkörper nicht
durchdringen können.
Als sterische Effekte bezeichnet man zum Beispiel das Vorhandensein von rein
mechanischen Hüllen um die Partikel, die als Abstandshalter fungieren.
Die Überlagerung der Wechselwirkungen zwischen den Partikeln zu einer Gesamtwech-
selwirkungsenergie geht auf Derjaguin und Landau [81] und Verwey und Overbeek
[82] zurück und wird nach den Autoren als DLVO-Theorie bezeichnet. Danach ergibt
sich die Gesamtwechselwirkungsenergie durch Addition der van-der-Waals-Energie,
der Energie der elektrischen Doppelschichten und der Born'schen Abstoßung. Ein ty-
pischer Verlauf der Energie als Funktion des Abstandes zwischen zwei Partikeln ist
in Abb. 2.3 dargestellt. Negative Werte der Gesamtenergie entsprechen anziehenden
resultierenden Kräften, während positive Werte abstoßende resultierende Kräfte be-
deuten. Im dargestellten Beispiel bedeutet das Vorhandensein des Minimums ET,min2,
dass die Annäherung zweier Partikel zunächst durch anziehende Kräfte unterstützt
22 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
wird, so dass sie sich lose zusammenlagern. Bei einer weiteren Annäherung wird die
Gesamtwechselwirkungsenergie maximal und abstoßende Kräfte dominieren. ET,max
ist also die Energiebarriere, die in diesem System die Agglomeration verhindert. Wenn
genug Energie in dem System ist, können die Partikel diese Barriere überwinden und
sich weiter annähern. Hier ist die resultierende Energie wiederum negativ und die
Partikel können feste Agglomerate bilden. Eine weitere Annäherung wird durch die
Born'sche Abstoßung verhindert.
Um eine stabile Dispersion zu erhalten, muss folglich die Gesamtwechselwirkungs-
energie so eingestellt werden, dass das Energiemaximum möglichst groß ist, im Allge-
meinen mindestens 15 kT [83]. Eine negative Gesamtenergie führt zu unerwünschter
Agglomeration und muss daher vermieden werden. Um dies zu erreichen, können ver-
schiedene Stabilisierungsmechanismen durch Zugabe von geeigneten Stabilisatoren
ausgenutzt werden. Die Stabilisierungsmechanismen werden im nächsten Abschnitt
vorgestellt.
2.2.2 Stabilisierungsmechanismen
In Abb. 2.4 sind die gängigsten Stabilisierungsmechanismen, die elektrostatische, ste-
rische und elektrosterische Stabilisierung, skizziert [76]. Für die elektrostatische Sta-
bilisierung (siehe Abb. 2.4 a) wird ausgenutzt, dass die Ausdehnung des elektrischen
Potentials, das durch die elektrische Doppelschicht entsteht, von der Ionenkonzentra-
tion in der Lösung abhängt. Durch gezielte Zugabe von Ionen zum Lösungsmittel, zum
Beispiel in Form von ionischen Salzen, kann die Reichweite des Potentials so eingestellt
werden, dass die Partikel in der Dispersion nicht mehr agglomerieren können.
Durch die Zugabe von geeigneten Polymeren kann eine Dispersion sterisch stabilisiert
werden (siehe Abb. 2.4 b). Am effektivsten ist die Stabilisierung, wenn das Polymer
Segmente hat, die im Lösungsmittel löslich sind, sowie Segmente, die an die Partikel
adsorbieren. Die Dispersion wird dadurch stabilisiert, dass sich die Polymerketten,
die sich in die Lösung erstrecken, mechanisch abstoßen. Eine sterische Stabilisierung
kann auch mit kleinen Molekülen wie 2-[2-(2-Methoxyethoxy)ethoxy]essigsäure, auch
unter dem Namen TODS (3-3-trioxadecansäure) bekannt, erreicht werden.
Eine Kombination aus der sterischen und elektrostatischen Stabilisierung, die soge-
nannte elektrosterische Stabilisierung, lässt sich durch Moleküle erreichen, die über
geladene Endgruppen verfügen (siehe Abb. 2.4 c). Wenn die nicht geladenen Enden
der Moleküle an die Partikel adsorbieren und sich die geladenen Segmente in die Lö-
sung erstrecken, wird die abstoßende Wirkung der Polymere durch die elektrostatische
Abstoßung der Endgruppen verstärkt. Ob die Stabilisierung von Dispersionen mit Po-
lymeren erfolgreich ist, hängt stark von den Eigenschaften der Partikeloberflächen und
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 23
a) b) c)
Abbildung 2.4: Gängige Stabilisierungsmechanismen für Nanopartikeldispersionen: a)
elektrostatisch, b) sterisch, c) elektrosterisch [76]
des Lösungsmittels ab. Daher ist die Bestimmung des optimalen Stabilisators meist
ein empirischer Prozess. Für die elektrosterische Stabilisierung hat sich unter anderem
Polyacetylen bewährt.
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransis-
toren
TFTs werden mit einem elektrischen Feld über ein isoliertes Gate gesteuert. Im Fol-
genden wird zunächst eine kurze Einführung zu den hergestellten TFTs gegeben,
anschließend ein Modell zur Beschreibung von TFTs vom Modell für klassische MOS-
FETs und dem Modell für JFETs abgeleitet und die Unterschiede zwischen TFT,
MOSFET und JFET werden diskutiert.
2.3.1 Beschreibung der hergestellten Dünnfilmtransistoren
Im Gegensatz zum klassischen MOSFET dient bei TFTs der Halbleiter nicht mehr
gleichzeitig als aktive Schicht und Substrat. TFTs können auf verschiedenen Substra-
ten aufgebaut werden, indem der Halbleiter beispielsweise durch Kathodenzerstäu-
bung als dünne Schicht abgeschieden wird. Im Gegensatz zum klassischen MOSFET
haben TFTs nur drei elektrische Anschlüsse. Die Kontakte zu Gate, Drain und Sour-
ce werden nach außen geführt, während das Halbleitervolumen nicht auf einem festen
Potential liegt. Die Wahl des Substrates ist dabei neben der gewünschten Leitfähigkeit
und den Oberflächeneigenschaften von den Prozesstemperaturen abhängig. Wenn die
Prozesstemperaturen im Bereich bis etwa 100°C liegen, ist beispielsweise die Verwen-
dung von PEN-Folie als Substrat möglich [27].
Bei einem TFT können Source- und Drain als ohmsche Kontakte zur aktiven Schicht
ausgeführt und das Bauelement mit Akkumulationskanal betrieben werden. Dabei ist
es im Hinblick auf die Einsatzspannung vorteilhaft, einen intrinsischen oder niedrig
24 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
US
US U
D
UG U
G
UD
Source
Halbleiter Halbleiter
leitfähiges Substrat(Gate)
Isolator
Drain
Source
leitfähiges Substrat(Gate)
Isolator
Drain
a) b)
Isolator
US U
DU
G
Source Gate
Halbleiter
isolierendes Substrat
Drain
d)
US U
D
UG
Source
Gate
Halbleiter
isolierendes Substrat
Drain
c)
Isolator
Abbildung 2.5: Schematische Darstellung von TFTs mit Akkumulationskanal: a) gestapel-
ter Aufbau mit bottom-Gate, b) koplanarer Aufbau mit bottom-Gate, c)
gestapelter Aufbau mit top-Gate, d) koplanarer Aufbau mit top-Gate
dotierten Halbleiter als aktive Schicht für den TFT zu verwenden. Wenn an einem
TFT mit n-Akkumulationskanal eine Gate-Spannung kleiner der für die Bildung des
Akkumulationskanals notwendigen Spannung anliegt, ist der Strom zwischen Drain
und Source nicht mehr wie beim klassischen MOSFET durch den Sperrstrom einer pn-
Diode begrenzt, sondern durch den Widerstand des Volumens. Der Querschnitt der
Halbleiterschicht kann durch eine Raumladungszone an der Grenzschicht zwischen
Halbleiter und Dielektrikum über die Gate-Spannung gesteuert werden. Dieses Kon-
zept der Steuerung ist vom JFET bekannt. Im Gegensatz zum klassischen JFET kann
in den untersuchten TFTs für höhere Gate-Spannungen ein Akkumulationskanal in die
Halbleiterschicht influenziert und der Widerstand zwischen Drain und Source zusätz-
lich reduziert werden. Die Änderung der Strom-Spannungs-Charakteristik des TFT
mit Akkumulationskanal in diesem Betriebszustand kann vom MOSFET abgeleitet
werden. Für sehr dünne Schichten oder vernachlässigbar kleine Ladungsträgerkonzen-
tration im Halbleitervolumen kann der Beitrag des Volumens vernachlässigt werden.
Zeichnungen von TFTs in möglichen Anordnungen sind in Abb. 2.5 dargestellt. Es gibt
mehrere Möglichkeiten, den Gate-Stapel eines TFT zu realisieren. Für die bottom-
Gate-Konfiguration wie in Abb. 2.5 a) und b) wird ein leitfähiges Substrat mit einem
Gate-Dielektrikum beschichtet und darauf die halbleitende Schicht aufgebracht. Der
Akkumulationskanal wird dann durch eine Spannung am Substrat an der Grenzfläche
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 25
zwischen Halbleiter und Isolator erzeugt. Denkbare Substrate sind z.B. Metallfolien,
die gleichzeitig als Gate dienen, mit einer geeigneten isolierenden Beschichtung wie
Al2O3 als Gate-Dielektrikum, Glasträger mit einer (strukturierten) Metallbeschich-
tung als Gate-Kontakt und einer isolierenden Beschichtung als Gate-Dielektrikum
oder eine thermisch oxidierte hochdotierte Si-Scheibe, wobei hier die Siliciumschei-
be als Gate-Kontakt und die SiO2-Schicht als Gate-Dielektrikum dient. Es können
zusätzlich Maßnahmen getroffen werden, um nur einen örtlich begrenzten Teil der
Halbleiterschicht über das Gate anzusteuern, z.B. über eine Isolation bestimmter Ge-
biete auf der Si-Scheibe durch pn-Übergänge. In der top-Gate-Konfiguration wie in
Abb. 2.5 c) und d) wird zunächst der Halbleiter auf ein isolierendes Substrat aufge-
bracht und der Gate-Stapel darauf aufgebaut. In diesem Fall wird der Kanal dann
über die Gate-Elektrode an der Oberseite des Halbleiters influenziert. Es können eben-
falls die oben genannten Substrate verwendet werden, wobei im Fall von Metallfolien
und Si-Scheiben als Substrat die Isolationsschicht dick genug gewählt werden muss.
Es wird weiterhin unterschieden zwischen einem gestapelten und einem koplanaren
Aufbau. Im gestapelten Aufbau (Abb. 2.5 a) und c)) besteht zwischen dem Gate-
Kontakt und den Source- und Drain-Gebieten des Halbleiters ein Überlapp, während
im koplanaren Aufbau (Abb. 2.5 b) und d)) kein Überlapp besteht bzw. der Halb-
leiter in diesen Bereichen durch die Metallkontakte zu Source und Drain vom Gate-
Feld geschirmt wird. Die elektrischen Auswirkungen der Anordnung von Halbleiter,
Metallkontakten und Dielektrikum werden in Abschnitt 2.3.5 diskutiert.
Während für einen MOSFET die Definition und physikalische Bedeutung der Einsatz-
spannung allgemein anerkannt ist, gibt es in der Literatur für TFTs unterschiedlich
benannte charakteristische Spannungen für die Beschreibung des elektrischen Verhal-
tens. Oft werden lediglich die vom MOSFET bekannten Gleichungen zur Beschrei-
bung der Ausgangskennlinien verwendet, ohne die Bedeutung der darin enthaltenen
Einsatzspannung zu diskutieren [24; 84]. Weiterhin wird für TFTs eine on-Spannung
eingeführt, die in einer logarithmischen Skala das Einsetzen eines Stromflusses bei
einer Gate-Spannung kennzeichnet, und in den bekannten Gleichungen zur Beschrei-
bung der Ausgangskennlinien anstelle der Einsatzspannung verwendet [85; 86]. Von
manchen Autoren wird diese on-Spannung mit einer pinch-off-Spannung gleichgesetzt,
die zum vollständigen Verarmen einer Halbleiterschicht führt [86; 87]. Zur Beschrei-
bung der in dieser Arbeit behandelten TFTs, die mit Akkumulationskanal betrieben
werden und bei denen der Beitrag des Volumens zum Gesamtstrom im Allgemeinen
nicht vernachlässigbar ist, wird daher in Analogie zu MOSFETs mit Akkumulations-
kanal auf Silicon-on-Insulator(SOI)-Substraten [88; 89; 90], manchmal bezeichnet als
„Pseudo-MOSFET“ oder ψ-MOSFET, ein eigenes Modell aufgestellt und die Betriebs-
zustände werden im Hinblick auf das Oberflächenpotentials des Halbleiters diskutiert.
Für die Berechnung des Stromes durch das Volumen der Halbleiterschicht und des
26 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Stromes durch den Akkumulationskanal werden im Folgenden die Strom-Spannungs-
Charakteristiken von JFET bzw. MOSFET vorgestellt und anschließend auf die hier
behandelten TFTs bezogen und zusammengesetzt.
2.3.2 Verwendete Modelle
Für die Modellierung des elektrischen Verhaltens der hergestellten Bauelemente wur-
den die bekannten Modelle des MOSFET und des JFET zugrunde gelegt, die im
Folgenden beschrieben werden. Anschließend werden die Modelle für die vorliegenden
Bauelemente erstellt.
2.3.2.1 Modell des klassischen MOSFET
Der Aufbau eines planaren Langkanal-MOSFET [19] ist in Abb. 2.6 dargestellt. Ein
MOSFET besteht aus einem niedrig dotierten Halbleitersubstrat, in dem durch Io-
nenimplantation oder Diffusion zwei dem Substrat entgegengesetzt dotierte Gebiete,
Source und Drain, eingebracht wurden, einem Gate-Isolator und der Gate-Elektrode.
Der Gate-Isolator besteht bei MOSFETs meist aus einem aus dem Substrat thermisch
gewachsenen SiO2, die Gate-Elektrode zumeist aus hochdotiertem Polysilicium. Es
werden vier elektrische Anschlüsse nach außen geführt: Die Anschlüsse zu Source, zu
Drain, zum Gate und zum Substrat. Der Stromfluss zwischen Source und Drain kann
mit Hilfe eines durch eine Spannung am Gate erzeugten Feldes gesteuert werden, so
dass die Funktion des MOSFET mit einem Schalter vergleichbar ist.
Die folgenden Ausführungen basieren auf der Beschreibung des MOS-Kondensators
und MOSFET von Sze [19] und beziehen sich auf einen idealen, selbstsperrenden
n-Kanal-MOSFET. Ideal bedeutet hier insbesondere, dass keine Oxidladungen und
Grenzflächenladungen im Gate-Stapel vorhanden sind, das Kanalgebiet homogen do-
tiert ist, Leckströme vernachlässigbar sind, der Ladungstransport nur durch Drift
erfolgt, und das durch die Gate-Spannung erzeugte elektrische Feld im Kanal viel
größer ist als das elektrische Feld zwischen Source und Drain [19].
Wenn am Gate eine Spannung kleiner der sogenannten Einsatzspannung UT anliegt,
sperrt der Transistor, man kann ihn als zwei gegeneinander geschaltete pn-Übergänge
auffassen. Der Strom Ioff, der in diesem Fall zwischen Source und Drain fließen kann,
wird durch den Sperrstrom der in Sperrrichtung gepolten pn-Diode bestimmt. Durch
Anlegen einer positiven Gate-Spannung größer UT können an der Oberfläche des Halb-
leitersubstrats negative Ladungen influenziert werden, so dass sich zwischen den n-
dotierten Source- und Drain-Gebieten ein leitender Kanal ausbildet. Der Zustand,
in dem sich der Halbleiter dann befindet, wird starke Inversion genannt, da sich der
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 27
L
UBS
W
US
UG
UD
p-Silicium
y
x
Abbildung 2.6: Zeichnung eines planaren Langkanal-MOSFET [19]
p-dotierte Halbleiter jetzt an der Oberfläche wie ein n-Leiter verhält, daher spricht
man von einem n-Kanal-MOSFET. Die Tiefe des Kanals dk und damit der Strom-
fluss zwischen Source und Drain kann über die Gate-Spannung gesteuert werden. Der
Substratanschluss ist häufig mit Source kurzgeschlossen. Es kann aber auch eine Span-
nung gegenüber Source angelegt werden, um die Einsatzspannung zu verschieben. Bei
einem MOSFET ist die Einsatzspannung die Spannung, die am Gate angelegt werden
muss, um an der Halbleiteroberfläche starke Inversion zu erzeugen. In diesem Zustand
ist an der Grenzfläche zum Dielektrikum die Minoritätsladungsträgerkonzentration so
hoch wie die Majoritätsladungsträgerkonzentration im Volumen des Halbleiters. Zum
Verständnis der Einsatzspannung wird das Bänderdiagramm eines idealen n-Kanal-
MOSFET mit ausgebildetem Kanal betrachtet. Abbildung 2.7 zeigt das Bänderdia-
gramm des Gate-Stapels eines n-Kanal-MOSFET im Zustand der starken Inversion
und die zugehörigen Ladungsdichten im Halbleiter. Der Gate-Stapel des MOSFET
besteht aus einem Metall, einem Dielektrikum und einem p-Halbleiter.
Wenn am Metall eine positive Spannung anliegt, herrscht an der Grenzfläche für posi-
tive Ladungen im Halbleiter ein abstoßendes elektrisches Feld, für negative Ladungen
ein anziehendes. Im Halbleiter sind das Leitungs- und Valenzband relativ zum Fermi-
niveau nach unten verbogen. Das Ferminiveau gibt die Besetzungswahrscheinlichkeit
der Zustände der Bänder an. Ist es nahe am Leitungsband, ist die Wahrscheinlichkeit,
dass Zustände im Leitungsband besetzt sind, hoch, es liegt ein n-Halbleiter vor. Be-
findet sich das Ferminiveau dagegen nahe am Valenzband, ist die Wahrscheinlichkeit
für unbesetzte Zustände im Valenzband hoch, der Halbleiter ist p-leitend. Der Ab-
stand zwischen Valenzband und Ferminiveau ψb,p(x) in Abb. 2.7 vergrößert sich zur
Oberfläche hin, während der Abstand zwischen Leitungsband und Ferminiveau ψb,n(x)
28 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
qU=qUT
OM p-Halbleiter
x
r(x)
EC
qΦb
q (x)yb,pq >2ΦS qΦb
-qNA
-Qn
EFi
EF
EV
q (x)yb,n
Abbildung 2.7: Bänderdiagramm des Gatestapels und zugehörige Ladungsdichten eines
idealen MOSFET mit ausgebildetem n-Inversionskanal
sich verringert. An der Oberfläche ist der Abstand ψb,n(x = 0) gleich dem Abstand
ψb,p(x → ∞), der p-Halbleiter verhält sich an der Oberfläche wie ein n-Halbleiter,
ist also in starker Inversion. Die Majoritätsladungsträger wurden von der Oberfläche
entfernt und es bleiben bis zu einer gewissen Entfernung von der Grenzfläche nähe-
rungsweise nur die negativ geladenen Akzeptorrümpfe zurück. Die Bandverbiegung
in die Tiefe des Halbleiters im Bänderdiagramm zeigt die Weite der resultierenden
Raumladungszone wRL an. Die Ladungsverteilung für den MOSFET in starker Inver-
sion in Abb. 2.7 unten zeigt die Ladungsdichte Qn im Kanal an der Oberfläche und
die in der Raumladungszone gespeicherte Ladungsdichte QB, die zusammen die Ober-
flächenladungsdichte Qs bilden. Die Einsatzspannung, die zum Erreichen der starken
Inversion angelegt werden muss, kann aus dem Bänderdiagramm entnommen wer-
den. Sie setzt sich aus der Flachbandspannung UFB, der Spannung Uox, die über dem
Isolator abfällt, und der Spannung UHL, die im Halbleiter abfällt, zusammen:
UT = UFB + Uox + UHL. (2.3)
Die Flachbandspannung entspricht im idealen Fall der Austrittsarbeitsdifferenz des
Metalls und des Halbleiters φMHL. Die Spannung, die im Halbleiter abfällt, entspricht
der Bandverbiegung an der Oberfläche des Halbleiters am Übergang zur starken In-
version. Die Spannung, die in starker Inversion über dem Isolator abfällt, gleicht die
in der Raumladungszone gespeicherte Ladung aus [19]:
Uox =|Qs|Cox
=|Qn|+ qNAwRL,max
Cox. (2.4)
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 29
Hier ist NA die Dichte der Akzeptoren im Halbleiter und Cox die Isolatorkapazität.
Die maximale Weite der Raumladungszone kann näherungsweise angegeben werden
zu [19]:
wRL,max =
√
4ε0εHLφb
qNA. (2.5)
Dabei ist ε0 die Dielektrizitätskonstante im Vakuum und εHL die relative Dielektri-
zitätskonstante des Halbleiters. Zu Beginn der starken Inversion sind näherungsweise
noch keine beweglichen Ladungsträger im Kanal vorhanden und die Einsatzspannung
kann für einen idealen n-Kanal-MOSFET berechnet werden [19]:
UT = φMHL + 2φb +
√4ε0εHLqNAφb
Cox. (2.6)
In realen MOSFETs gehen zusätzlich feste Ladungen im Isolator Qf in eine reale
Flachbandspannung UFB,real ein, die die Einsatzspannung verschieben:
UT,real =
(
φMHL − Qf
Cox
)
︸ ︷︷ ︸
UFB,real
+2φb +
√4ε0εHLqNAφb
Cox
. (2.7)
Der Strom von Source nach Drain kann für einen MOSFET im eingeschalteten Zu-
stand durch das Integral über das Produkt der Ladungsdichte im Kanal und der
Ladungsträgergeschwindigkeit vn(y) ausgedrückt werden. Im Fall des MOSFET mit
Inversionskanal muss nur die Minoritätsladungsträgerdichte im Kanal Qn berücksich-
tigt werden:
ID =W
L
L∫
0
|Qn(y)|vn(y)dy. (2.8)
Die Geometriegrößen W und L bezeichnen die Weite bzw. die Länge des Kanals.
Die Dichte der Minoritätsladungsträger kann nach dem Ladungsschichtmodell nach
Brews [91] berechnet werden. Dafür wird der Inversionskanal wie eine zweidimensio-
nale Schicht behandelt, über der keine Spannung abfällt. Ein kleiner Fehler durch
diese Annahmen wird in der Berechnung in Kauf genommen. Damit kann man nach
dem Gauß'schen Gesetz für die elektrischen Felder schreiben:
Eoxε0εox = EHLε0εHL −Qn. (2.9)
Dabei ist Eox das elektrische Feld im Isolator, εox die relative Dielektrizitätskonstan-
te des Isolators und EHL das elektrische Feld im Halbleiter. Um die Änderung des
vertikalen Feldes entlang des Kanals auszudrücken, wird das Oberflächenpotential in
Abhängigkeit von y angegeben:
φs(y) = ∆φi(y) + 2φb. (2.10)
30 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Dabei bezeichnet ∆φi(y) das Kanalpotential in Bezug auf das Source-Potential.
∆φi(y) ≡Ei(x = 0, y = 0)− Ei(x = 0, y)
q(2.11)
Damit können die elektrischen Felder im Isolator und an der Halbleiteroberfläche wie
folgt ausgedrückt werden:
Eox(y) =UG − UFB − φs(y)
dox=UG − UFB − (∆φi(y) + 2φb)
dox, (2.12)
EHL(y) =
√
2qNA (∆φi(y) + 2φb)
ε0εHL
. (2.13)
Durch Einsetzen in Gl. (2.9) erhält man für die influenzierte Ladung im Kanal:
|Qn(y)| = (UG − UFB −∆φi(y)− 2φb)Cox −√
2ε0εHLqNA (∆φi(y) + 2φb). (2.14)
Mit
vn(y) = µnEHL(y) (2.15)
kann für kleine horizontale Felder, das heißt für kleine Drain-Spannungen, die La-
dungsträgerbeweglichkeit der Elektronen im Kanal µn als konstant angenommen wer-
den und der Drain-Strom kann durch Einsetzen von Gl. (2.14) in Gl. (2.8) und Aus-
führen der Integration ausgedrückt werden [19]:
ID =Wµn
L
L∫
0
|Qn(y)|EHL(y)dy =Wµn
L
L∫
0
|Qn(y)|d∆φi(y)
dydy =
Wµn
L
UD∫
0
|Qn(∆φi)|d∆φi
=W
LµnCox
(
UG − UFB − 2φb −UD
2
)
UD − 2
3
√2ε0εHLqNA
Cox
(
(UD + 2φb)3
2 − (2φb)3
2
)
.
(2.16)
Zur Vereinfachung kann der letzte Term in Gl. (2.16) durch eine Potenzreihenentwick-
lung um UD=0 für kleine UD angenähert werden. Eine Taylorreihe um eine Stelle x0wird wie folgt berechnet [92]:
f(x) = f(x0) +f ′(x0)
1!(x− x0) +
f ′′(x0)
2!(x− x0)
2 . . . (2.17)
Wenn die Reihe nach den ersten beiden Termen abgebrochen wird, gilt näherungswei-
se:(
(UD + 2φb)3
2 − (2φb)3
2
)
≈ 0 +3
2
√
2φbUD = 3
√
φb
2UD. (2.18)
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 31
Abbildung 2.8: Berechnete Ausgangs- und Transferkennlinie eines idealen n-Kanal-
MOSFETs. Der Übergang zwischen Trioden- und Sättigungsbereich ist
im Ausgangskennlinienfeld durch eine unterbrochene Linie gekennzeichnet
Für kleine UD kann dann für Gl. (2.16) geschrieben werden [19]:
ID =W
LµnCox
(
UG − UFB − 2φb −UD
2
)
UD − 2
3
√2ε0εHLqNA
Cox
(
3
√
φb
2UD
)
=W
LµnCox
UG − UFB − 2φb −
√4ε0εHLqNAφb
Cox︸ ︷︷ ︸
UT
−UD
2
UD
(2.19)
Aus Gl. (2.19) kann man ablesen, dass der Drain-Strom für eine feste Gate-Spannung
zunächst linear mit der Drain-Spannung ansteigt. Für höhere Drain-Spannungen wird
die Steigung des Stroms dann graduell geringer, bis der Strom ein Maximum erreicht.
Danach würde der Drain-Strom mit steigender Drain-Spannung wieder geringer, was
physikalisch nicht sinnvoll ist. Daher ist Gl. (2.19) nur bis zu einer Sättigungsspannung
UD,sat gültig, danach bleibt der Strom konstant. Abbildung 2.8 zeigt die berechneten
Ausgangs- und Transferkennlinienfelder eines idealen n-Kanal-MOSFET.
Man unterscheidet drei Bereiche im Ausgangskennlinienfeld, den linearen Bereich
wenn die Drain-Spannung viel kleiner als die Differenz zwischen Gate- und Einsatz-
spannung ist, den Sättigungsbereich, wenn die Drain-Spannung größer oder gleich
der Differenz zwischen Gate- und Einsatzspannung ist, und den dazwischen liegenden
Triodenbereich.
Das Auftreten der drei Bereiche lässt sich durch eine Betrachtung der Felder im
Kanalbereich erklären. Abbildung 2.9 zeigt den Querschnitt eines idealen n-Kanal-
MOSFETs in vier möglichen Betriebszuständen. In Abb. 2.9 a) liegt am Gate eine
Spannung kleiner als die Einsatzspannung an und der Transistor sperrt. Liegt wie in
Abb. 2.9 b) bei sehr kleinen Drain-Spannungen eine Gate-Spannung größer der Ein-
satzspannung an, bildet sich ein homogener Kanal an der Oberfläche des Halbleiters
32 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
US
U UG T<
UD
S DG
US
US
US
U UG T>
U UG T> U U
G T>
S
S S
G
G G
U U UD G T<( - ) U U U
D G T>( - )
D D
U U UD G T<<( - )
D
a)
c) d)
b)
S
Abbildung 2.9: Zeichnung eines MOSFET im ausgeschalteten Zustand (a) und in den
verschiedenen Betriebszuständen linearer Bereich (b), Triodenbereich (c)
und Sättigungsbereich (d)
aus. Dieser Kanal verhält sich wie ein Widerstand, so dass der Drain-Strom linear mit
der Drain-Spannung steigt.
Die mathematische Beschreibung des Drain-Stroms für diesen Fall ist in Gl. (2.20)
angegeben. Er kann aus Gl. (2.19) unter der Bedingung, dass UD sehr viel kleiner als
die Differenz von UG und UT ist, erstellt werden [19].
ID = β (UG − UT )UD (2.20)
Dabei ist der Transkonduktanz-Koeffizient β definiert zu:
β =W
LµnCox. (2.21)
Für größere Drain-Spannungen wird der Potentialunterschied zwischen Gate und
Drain durch die angelegte Spannung kleiner und die Zahl der Ladungsträger am
Drain-Ende des Kanals wird kleiner, bis bei der Drain-Spannung UD,sat größer der
Differenz zwischen Gate-Spannung und Einsatzspannung hier fast keine Ladungsträ-
ger mehr vorhanden sind. Der Kanal verjüngt sich dann am Drain-seitigen Ende wie
in Abb. 2.9 c) dargestellt und der Widerstand des Kanals steigt. Die Abhängigkeit
des Drain-Stroms von der Drain-Spannung wird nichtlinear. Der Ort, an dem die La-
dungsträgerkonzentration im Kanal nahezu null wird, wird Abschnürpunkt genannt.
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 33
Die mathematische Beschreibung für den Drain-Strom im Triodenbereich entspricht
[19]:
ID = β
(
UG − UT − UD
2
)
UD. (2.22)
Für Drain-Spannungen größer UD,sat bewegt sich, wie in Abb. 2.9 d) schematisch dar-
gestellt, der Abschnürpunkt auf Source zu, wobei das Potential am Abschnürpunkt
sich nicht mehr stark ändert. Dadurch bleibt die Zahl der Ladungsträger, die von Sour-
ce zum Abschnürpunkt fließen, gleich. Diese Ladungsträger werden in die Raumla-
dungszone um den Drain-Kontakt injiziert und gelangen dann zum Drain. Der Drain-
Strom ändert sich also ab der Spannung UD,sat nicht mehr mit der Drain-Spannung
und der Sättigungsbereich ist erreicht. Der Zusammenhang zwischen Drain-Strom und
Gate-Spannung im Sättigungsbereich ergibt sich aus dem Maximum von Gl. (2.22)
und lässt sich schreiben als [19]:
ID =β
2(UG − UT )
2 (2.23)
Man kann ablesen, dass der Drain-Strom im Sättigungsbereich für konstante Ladungs-
trägerbeweglichkeit proportional zum Quadrat der Differenz aus Gate-Spannung und
Einsatzspannung ist.
Wenn am Gate eines n-Kanal-MOSFET eine Spannung kleiner der Einsatzspannung
anliegt, befindet sich der Halbleiter an der Oberfläche in Verarmung oder schwacher
Inversion. Bereits in diesem Zustand sind im Kanal Minoritätsladungsträger in gerin-
ger Konzentration vorhanden. Der Strom ist hier nicht vom lateralen elektrischen Feld
getrieben, da sich das Oberflächenpotential entlang des Kanals nicht ändert. Aufgrund
des Konzentrationsgefälles der Ladungsträger vom Source-seitigen Ende des Kanals
zum Drain-seitigen Ende des Kanals findet Diffusion statt. Der Diffusionsstrom kann
durch eine dreieckförmige Näherung des Konzentrationsgefälles beschrieben werden
[19]:
ID = −WqDndn
dx= qWdkDn
n(0)− n(L)
L. (2.24)
Dabei ist dk die Kanaltiefe und Dn der Diffusionskoeffizient für Elektronen. Die La-
dungsträgerkonzentrationen am Source-seitigen Ende des Kanals n(0) und am Drain-
seitigen Ende des Kanals n(L) können wie folgt berechnet werden [19]:
n(0) = np,0exp
(φs
UTh
)
, (2.25)
n(L) = np,0exp
(φs − UD
UTh
)
. (2.26)
34 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Hier ist UTh die Temperaturspannung und np,0 die Elektronenkonzentration im p-
dotierten Halbleiter. Eingesetzt in Gl. (2.24) ergibt sich der Unterschwellenstrom:
ID =βqUThdkCox
n2i
NA
exp
(φs
UTh
)(
1− exp
(−UD
UTh
))
. (2.27)
Dabei ist ni die intrinsische Ladungsträgerkonzentration des Halbleiters. Die Kanal-
tiefe dk kann nach Sze [19] angenähert werden als:
dk ≈kT
qEHL
(2.28)
Das elektrische Feld EHL im Halbleiter ist nach Gl. (2.13) gegeben. Eingesetzt in
Gl. (2.27) ergibt sich:
ID =βU2
Th
Cox
n2i
NA
√qε0εHL
2φsNAexp
(φs
UTh
)(
1− exp
(−UD
UTh
))
UDUTh≈ βU2Th
Cox
n2i
NA
√qε0εHL
2φsNA
exp
(φs
UTh
) (2.29)
Der Gate-Spannungshub, der zur Änderung des Drain-Stromes im Unterschwellen-
bereich um eine Dekade nötig ist, wird als Unterschwellensteilheit S bezeichnet. Die
Abhängigkeit des Unterschwellenstromes von der Gate-Spannung lässt sich aus dem
Oberflächenpotential herleiten. Aus Gl. (2.7) ist der Zusammenhang zwischen dem
Oberflächenpotential und der Gate-Spannung bekannt:
UG − UFB = φs +
√2ε0εHLφsqNA
Cox. (2.30)
Die inverse Änderung des Oberflächenpotentials mit der Gate-Spannung wird durch
die Ableitung von Gl. (2.30) nach φs bestimmt:
dUG
dφs
= 1 +1
Cox
√
ε0εHLqNA
2φs
=Cox + CHL
Cox
. (2.31)
Damit kann man S nach Gl. (2.32) angeben, wenn in Gl. (2.29) die Variation von√φs
gegenüber dem Exponentialterm vernachlässigt wird.
S = (ln 10)dUG
d ln ID= (ln 10)
dUG
d(
φs
UTh
)
= (ln 10)UThCox + CHL
Cox
(2.32)
Wenn an der Grenzfläche zwischen Halbleiter und Dielektrikum eine hohe Konzentra-
tion von Grenzflächenladungen Dit vorhanden ist, verursachen diese eine zusätzliche
Kapazität Cit parallel zur Halbleiterkapazität, durch die die Unterschwellensteilheit
flacher wird:
S ′ = (ln 10)UThCox + CHL + Cit
Cox
. (2.33)
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 35
2.3.2.2 Modell des Sperrschicht-Feldeffekttransistors
Bei einem Sperrschicht-Feldeffekttransistor wird über einen pn-Übergang die Aus-
dehnung der Raumladungszone in einem Halbleitervolumen gesteuert. Es wird davon
ausgegangen, dass die Raumladungszone frei von beweglichen Ladungsträgern ist und
den Querschnitt des für die Stromleitung zur Verfügung stehenden Halbleitervolu-
mens verringert. Damit wird der Stromfluss zwischen Source und Drain mit Erhö-
hung der Ausdehnung der Raumladungszone verringert. Ein solcher Transistor kann
nur in Verarmung betrieben werden, da der pn-Übergang zur Vermeidung von hohen
Gate-Strömen in Sperrrichtung betrieben werden muss. Eine Zeichnung eines JFET
in verschiedenen Betriebsbereichen ist in Abb. 2.10 zu sehen.
In Abb. 2.10 a) liegt am Gate des JFET eine Spannung von 0V an (die Diffusions-
spannung wird hier vernachlässigt), die Drain-Spannung ist sehr klein. In diesem Fall
ist keine Raumladungszone wRL zwischen n- und p-Gebiet vorhanden. Das Halblei-
tervolumen steht vollständig zur Stromleitung zur Verfügung und der Widerstand ist
minimiert. Durch Sperrpolung des pn-Überganges, in diesem Fall durch eine negative
Gate-Spannung (Abb. 2.10 b)), weitet sich die Raumladungszone aus, der Querschnitt
des unverarmten Halbleitervolumens, das im Fall des JFET den Kanal darstellt, wird
damit verringert. Wenn eine positive Drain-Spannung anliegt, wird die Ausdehnung
der Raumladungszone an der Drain-Seite größer und schnürt den Kanal einseitig ab
(Abb. 2.10 c)). Der JFET sperrt, wenn am Gate die sogenannte pinch-off-Spannung
anliegt (Abb. 2.10 d)). Das gesamte Halbleitervolumen wird in diesem Fall verarmt.
Solange die Ausdehnung der Raumladungszone kleiner als die Dicke der Halbleiter-
schicht ist, kann sie für den einseitig abrupten pn-Übergang geschrieben werden als
[19]:
wRL =
√
2ε0εHL (−UG)
qND
. (2.34)
Hier ist ND die Dotierungskonzentration des Grundmaterials des JFET. Für Gate-
Spannungen kleiner der pinch-off-Spannung UP ist die gesamte Halbleiterschicht ver-
armt, ab der pinch-off-Spannung beginnt Strom durch den Kanal zu fließen. Sie kann
aus Gl. (2.34) berechnet werden, wenn die Weite der Raumladungszone gleich gesetzt
wird mit der Dicke der Halbleiterschicht dHL. Die pinch-off Spannung eines JFET
kann angegeben werden zu [19]:
UP =qd2HLND
2ε0εHL
. (2.35)
Wenn eine geringe Drain-Spannung an einem JFET anliegt, kann der Spannungsab-
fall entlang des Kanals vernachlässigt werden, und es ergibt sich aus geometrischen
36 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
US
U <0 VG
Source
ndHL dk
wRL Verarmung
p-Gebiet oder Isolator
DrainGate
p+
UD»0 V
US
Source
ndHL
wRL Verarmung
p-Gebiet oder Isolator
DrainGate
p+
U =UG P U
D»0 V
US
UD»0 VU
G=0 V
Source
nd =HL dk
y
x
L
p-Gebiet oder Isolator
DrainGate
p+
US
Source
ndHL d (y)k
w (y)RL
p-Gebiet oder Isolator
DrainGate
p+
U <0 VG U >
D0 V
Verarmung
a)
c) d)
b)
Abbildung 2.10: Zeichnung eines Sperrschicht-Feldeffekttransistors in verschiedenen Be-
triebsbereichen: a) linearer Bereich, Kanal vollständig offen, b) linearer
Bereich, Kanal durch Gate-Spannung verengt, c) Triodenbereich, Kanal
durch Gate-Spannung verengt und durch Drain-Spannung am Drain-En-
de verjüngt, d) pinch-off, Kanal vollständig abgeschnürt
Überlegungen der Drain-Strom zu:
ID =σA
LUD =
σ(dHL − wRL)W
LUD, (2.36)
wobei σ die spezifische Leitfähigkeit bezeichnet, die für einen n-Halbleiter berechnet
werden kann zu:
σ = qnµn,V . (2.37)
Hier bezeichnet n die Konzentration von Elektronen und µn,V die Beweglichkeit der
Elektronen im Volumen. Der Drain-Strom kann für kleine Drain-Spannungen und
unter Vernachlässigung der Diffusionsspannung geschrieben werden als [19]:
ID =σdHLW
L
(
1−√
2ε0εHL (−UG)
qNDd2HL
)
UD. (2.38)
Für kleine Drain-Spannungen ist der Drainstrom linear von der Drain-Spannung und
wurzelförmig von der Gate-Spannung abhängig.
Für größere Drain-Spannungen ist ein Spannungsabfall entlang des Kanals vorhanden,
das Potential im Kanal φs(y) ist ortsabhängig und damit ist auch die Ausdehnung
der Raumladungszone ortsabhängig. Der Drain-Strom kann in diesem Fall berechnet
werden, indem analog zu Gl. (2.8) über die Änderung des Oberflächenpotentials φs
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 37
Abbildung 2.11: Ausgangs- und Transferkennlinien eines JFET
entlang des Kanals integriert wird:
ID =σW
L
UD∫
0
(
dHL −√
2ε0εHL (φs(y)− UG)
qND
)
d∆φs. (2.39)
Führt man die Integration aus, erhält man:
ID =σWdHL
L
(
UD − 2
3√UP
(
(UD − UG)3
2 − (−UG)3
2
))
, (2.40)
Der Drainstrom steigt in diesem Bereich nicht mehr linear mit der Drain-Spannung
an.
Wenn die Drain-Spannung gleich der Differenz aus pinch-off-Spannung und Gate-
Spannung ist, sättigt der Drain-Strom und kann geschrieben werden als:
ID =dHLWσ
LUP
UP + UG
UP
− 2
3
(
1−(−UG
UP
)) 3
2
=dHLWσ
LUP
1
3−(
−UG
UP
)
+2
3
(
−UG
UP
) 3
2
.
(2.41)
Der maximale Drain-Strom im Sättigungsbereich stellt sich im Source-seitigen Flach-
bandfall, also für UG gleich null, ein und beträgt:
ID,sat,max =dHLWσ
3LUP . (2.42)
Das Ausgangskennlinienfeld und eine Transferkennlinie eines JFET ist in Abb. 2.11
dargestellt. Die Ausgangskennlinien weisen die vom MOSFET bekannten drei Be-
reiche, den linearen, den Trioden- und den Sättigungsbereich, auf. Die Ursache ist
analog zum MOSFET der Spannungsabfall entlang des Kanals und die resultierende
Zunahme der Raumladungszone um das Draingebiet.
38 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
2.3.3 Modelle zur Beschreibung gedruckter Dünnfilmtransis-
toren
Im Folgenden werden die Modelle des klassischen MOSFET und des JFET für die
Sonderfälle des MOSFET mit Akkumulationskanal und für den „JFET mit isolier-
tem Gate“, der hier als Raumladungs-Feldeffekttransistor (RFET) bezeichnet wird,
aufgestellt.
2.3.3.1 Modell des MOSFET mit Akkumulationskanal
Für die Definition der Einsatzspannung zur Bildung eines Akkumulationskanals soll
zunächst die in Abb. 2.12 dargestellte Abhängigkeit der Oberflächenladungsdichte
|Qs| vom Oberflächenpotential φs, im dargestellten Fall eines p-Halbleiters, betrach-
tet werden. Die Oberflächenladungsdichte setzt sich aus der Dichte der beweglichen
Ladungen direkt an der Grenzfläche zwischen Halbleiter und Dielektrikum und der
auf die Grenzfläche projizierten Ladungsdichte im Halbleiter zusammen.
Für negative Werte von φs steigt die Oberflächenladungsdichte sofort exponentiell
mit dem Betrag des Oberflächenpotentials an, die Konzentration der Löcher als Ma-
joritätsladungsträger wird durch elektrostatische Anziehung an der Oberfläche erhöht.
Für ein positives Potential werden dagegen die beweglichen Löcher von der Oberfläche
des Halbleiters verdrängt. Zurück bleiben die geladenen Akzeptorrümpfe in der Raum-
ladungszone. In diesem Bereich steigt die Weite der Raumladungszone und damit die
in ihr gespeicherte Ladung mit der Wurzel des Oberflächenpotentials. Daher ist die
Abhängigkeit der Ladungsdichte zunächst wurzelförmig. Ab einem Oberflächenpoten-
tial von 2φb ist der Halbleiter an der Oberfläche in starker Inversion und die maximale
Weite der Raumladungszone ist erreicht. Die Oberflächenladungsdichte zeigt in diesem
Zustand dieselbe Abhängigkeit vom Oberflächenpotential wie im Akkumulationsfall.
Die Grenze zwischen Verarmung und schwacher Inversion ist für ein Oberflächenpo-
tential von φb erreicht, wobei φb den Abstand des Ferminiveaus vom intrinsischen
Ferminiveau bezeichnet. In starker Inversion ist die Minoritätsladungsträgerkonzen-
tration an der Oberfläche ebenso groß wie die Majoritätsladungsträgerkonzentration
im Volumen des Halbleiters. Ein Kanal aus beweglichen Ladungsträgern bildet sich
also ab einem positiven Oberflächenpotential von 2φb. Betrachtet man die Ladungs-
trägerkonzentration für negatives Oberflächenpotential, ergibt sich dieselbe Abhän-
gigkeit der Flächenladungsdichte vom Oberflächenpotential wie in starker Inversion
schon für ein negatives Potential in der Größenordnung der Temperaturspannung [93],
ein Akkumulationskanal bildet sich also schon für sehr kleine negative Spannung. Die
angestellten Überlegungen gelten analog für n-Halbleiter unter entsprechender Um-
kehr des Vorzeichens.
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 39
log(F
lächenla
dungsdic
hte
|Q
|)s
Oberflächenpotential fs
fb fb
EV 0
Flach-band
Verarmung Inversion starke InversionAkkumulation
ECEFi
~(fs)0,5
~exp(q|fs|2kT)
Abbildung 2.12: Abhängigkeit der Flächenladungsdichte in einem p-Halbleiter vom Ober-
flächenpotential [19]
Abbildung 2.13 zeigt das Bänderdiagramm des Gatestapels eines MOSFET mit n-
Akkumulationskanal und die zugehörigen Ladungsträgerkonzentrationen im Halblei-
ter. Der Gatestapel besteht aus einem Metall, einem Dielektrikum und einem n-
Halbleiter. Im gezeigten Fall liegt eine positive Spannung am Metallkontakt an, die
Elektronen, die in diesem Fall die Majoritätsladungsträger sind, werden an die Ober-
fläche gezogen und bilden einen Akkumulationskanal. Eine Raumladungszone, die im
Fall des eingeschalteten MOSFET mit Inversionskanal vorliegt, bildet sich hier nicht
aus. Die Bandverbiegung an der Oberfläche, die zur Bildung des Akkumulationska-
nals notwendig ist, ist wie bereits diskutiert im Bereich der Temperaturspannung. Zur
Berechnung der Spannung, die für die Bildung eines Akkumulationskanals notwendig
ist, soll sie daher vernachlässigt werden. Gl. (2.43) gibt die unter diesen Vorausset-
zungen aus Gl. (2.3) abgeleitete Einsatzspannung an, die zur Bildung eines Akkumu-
lationskanals führt. Zur Unterscheidung von der Einsatzspannung des MOSFET mit
Inversionskanal wird diese Spannung mit U0 bezeichnet.
U0 = φMHL (2.43)
Die Einsatzspannung zur Bildung eines Akkumulationskanals im idealen Fall ent-
spricht also der Flachbandspannung, da im Gegensatz zum MOSFET mit Inversions-
kanal die Gate-Spannung in diesem Fall weder Ladungen, die in einer Raumladungs-
zone gespeichert sind, ausgleichen muss, noch eine signifikante Bandverbiegung an der
40 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
qU=qU0
OM n-Halbleiter
x
r(x)
EC
qΦb EFi
EF
EV
-Qn
Abbildung 2.13: Bänderdiagramm des Gatestapels und zugehörige Ladungsdichten eines
idealen TFT mit ausgebildetem n-Akkumulationskanal
Halbleiteroberfläche erzeugen muss.
In realen MOSFETs mit Akkumulationskanal können umladbare Haftstellen an der
Grenzfläche zwischen Dielektrikum und Halbleiter vorhanden sein. Daher müssen die-
se zusätzlich zu den festen Oxidladungen berücksichtigt werden [86]. Als Haftstellen
können beispielsweise Oberflächenzustände des Halbleiters wirken. Es wird zwischen
gefüllten akzeptorartigen Haftstellen nt0 und unbesetzten donatorartigen Haftstellen
pt0 unterschieden. Gefüllte akzeptorartige Haftstellen verschieben die Einsatzspan-
nung für die Bildung eines Akkumulationskanals wie in Gl. (2.44) angegeben zu ne-
gativeren Werten, während unbesetzte donatorartige Haftstellen die Einsatzspannung
zu positiveren Werten verschieben.
U0,real =
φMHL − (Qf+nt0)Cox
akzeptorartige Haftstellen
φMHL − (Qf−pt0)Cox
donatorartige Haftstellen(2.44)
In Abb. 2.14 sind die Haftstellen nach ihrer energetischen Lage in das Bänderdia-
gramm des MOSFET mit Akkumulationskanal eingezeichnet. Akzeptorartige Haft-
stellen sind, wenn sie gefüllt sind, negativ geladen, sonst neutral. Donatorartige Haft-
stellen sind positiv geladen, wenn sie leer sind und wenn sie besetzt sind, neutral.
Damit können sowohl negative als auch positive Einsatzspannungen für einen n-
Akkumulationskanal-MOSFET erklärt werden.
Für die Strom-Spannungs-Beziehung des MOSFET mit Akkumulationskanal sollen
zunächst die influenzierten Ladungen im Kanal bestimmt werden. Dies geschieht unter
der Annahme, dass die Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration im Halbleiter ver-
nachlässigbar ist und die Dicke der Halbleiterschicht gegen null geht. Da im Halbleiter
im Fall der Akkumulation keine Raumladungszone vorhanden ist, fällt im Halbleiter
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 41
qU=qU0
OM n-Halbleiter
EC
qΦb
EFi
EF
EV
nt0
pt0
Abbildung 2.14: Bänderdiagramm des Gatestapels eines MOSFET mit n-
Akkumulationskanal mit akzeptorartigen Haftstellen nt0 und dona-
torartigen Haftstellen pt0
keine Spannung ab und es ist lediglich das Feld im Isolator zu berücksichtigen. Damit
ergibt sich:
|Qn| = Eoxε0εox = (UG − UFB −∆φi(y))Cox (2.45)
Die Strom-Spannungs-Gleichung kann analog zum MOSFET mit Inversionskanal auf-
gestellt werden:
ID =Wµn
L
L∫
0
|Qn(y)|E(y)dy =Wµn
L
L∫
0
|Qn(y)|d∆φi(y)
dydy
=Wµn
L
UD∫
0
|Qn(∆φi)|d∆φi = β
(
UG − U0 −UD
2
)
UD
(2.46)
Aus Gl. (2.46) kann man ablesen, dass sich der Drain-Strom in Abhängigkeit von
Drain- und Gate-Spannung wie im Fall des MOSFET mit Inversionskanal verhält.
Für kleine Drain-Spannungen ist der Drain-Strom linear abhängig von der Drain-
Spannung. Für größere Drain-Spannungen steigt der Strom weniger stark an, bis das
Maximum des Kanalstroms erreicht ist. Wenn die Drain-Spannung so groß ist wie die
Differenz aus Gate- und Einsatzspannung, sättigt der Strom durch den Kanal.
Für Gate-Spannungen kleiner der Einsatzspannung U0 ist die Halbleiterschicht an
der Oberfläche verarmt. Für den Fall, dass die Halbleiterschicht sehr dünn ist, kann
ein möglicher Einfluss des unverarmten Volumens der Halbleiterschicht vernachläs-
sigt werden. Halbleiterschichten mit nicht vernachlässigbarer Dicke werden in Ab-
schnitt 2.3.3.2 behandelt. Zur Berechnung des Unterschwellenstromes des MOSFET
mit Akkumulationskanal wird wie im Fall des MOSFET mit Inversionskanal angenom-
men, dass der Strom in diesem Bereich durch Diffusion getrieben ist. Die Unterschwel-
lensteilheit des MOSFET mit n-Akkumulationskanal kann unter diesen Annahmen wie
folgt angegeben werden:
S = (ln 10)UThCox + CHL
Cox(2.47)
42 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Analog zum Fall des MOSFET mit Inversionskanal ist die Auswirkung von hohen
Grenzflächenladungsdichten auf die Unterschwellensteilheit des MOSFET mit Akku-
mulationskanal in Form einer parallelen Kapazität zu berücksichtigen:
S ′ = (ln 10)UThCox + CHL + Cit
Cox. (2.48)
Im Realfall kann die Dicke der Halbleiterschicht auch nicht vernachlässigbare Werte
annehmen. Dann muss geklärt werden, welche Abhängigkeit des Drain-Stromes gegen
die Gate-Spannung vorliegt. Eine Bestimmung der Unterschwellensteilheit und einer
Grenzflächenladungsdichte ist nur dann möglich, wenn der Drain-Strom im Unter-
schwellenbereich exponentiell von der Gate-Spannung abhängt. Eine wurzelförmige
Abhängigkeit unterhalb der Einsatzspannung zur Bildung eines Akkumulationskanals
weist darauf hin, dass der gemessene Drain-Strom durch das unverarmte Volumen
der Halbleiterschicht fließt und, wie im folgenden Abschnitt dargestellt, analog zum
JFET beschrieben werden kann.
2.3.3.2 Modell des Raumladungs-Feldeffekttransistors
In den hier beschriebenen TFTs kann auch für Gate-Spannungen kleiner der für die
Ausbildung des Akkumulationskanal notwendigen Einsatzspannung ein signifikanter
Strom zwischen Source und Drain fließen. Für ähnliche Bauelemente mit Akkumula-
tionskanal wird in der Literatur dieser Stromfluss häufig berücksichtigt, indem bereits
vorhandene Ladungen im Halbleiter zusätzlich zu den durch die Gate-Spannung in-
fluenzierten Ladungen angesetzt werden [94; 95; 96]. Die bei elektrischen Messungen
an den hier beschriebenen TFTs gemachten Beobachtungen weisen aber darauf hin,
dass für bestimmte Betriebsbereiche der Widerstand der Halbleiterschicht zwischen
Source und Drain analog zum JFET bzw. zum ψ-MOSFET durch die Ausdehnung
einer Raumladungszone wRL an der Grenzfläche zwischen Dielektrikum und Halb-
leiter bestimmt wird. Die Strom-Spannungs-Beziehung in diesen Bereichen wird im
Folgenden beschrieben.
Die Überlegungen zum JFET, der mittels pn-Übergang oder Schottky-Kontakt ge-
steuert wird, (z.B. von Sze [19]) sind prinzipiell auf den RFET, der mittels isolier-
tem Gate gesteuert wird, übertragbar, allerdings muss der Zusammenhang zwischen
Gate-Spannung und resultierender Weite der Raumladungszone für den MOS-Stapel
angepasst werden. Im Folgenden wird eine Beschreibung der vorliegenden TFTs im
Verarmungsbetrieb aufgestellt.
Solange die Ausdehnung der Raumladungszone kleiner als die Dicke der Halbleiter-
schicht ist, kann sie für einen RFET geschrieben werden als:
wRL =
√2ε0εHL
qn0
|φs|. (2.49)
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 43
qU
OM n-Halbleiter
x
r(x)
EC
qΦb EFi
EF
EV
qND
Abbildung 2.15: Bänderdiagramme des Gatestapels und zugehörige Ladungsträgervertei-
lungen eines TFT in Verarmung
In dieser Gleichung wird statt der Konzentration der Donatoren ND die Gleichge-
wichtsladungsträgerkonzentration n0 verwendet, um zu verdeutlichen, dass das be-
trachtete Material nicht absichtlich dotiert wurde. Analog zum klassischen JFET gibt
es für den RFET eine Spannung, ab der die gesamte Halbleiterschicht verarmt ist,
also die Weite der Raumladungszone gerade so groß ist wie die Dicke der Halbleiter-
schicht dHL. Die pinch-off-Spannung eines RFET kann unter Berücksichtigung der
Flachbandspannung angegeben werden zu:
UP = φMHL +qd2HLn0
2ε0εHL︸ ︷︷ ︸
Oberflächenpotential
+qdHLn0
Cox︸ ︷︷ ︸
Spg. über Isolator
. (2.50)
In Abb. 2.15 sind das Bänderdiagramm des Gate-Stapels eines n-Kanal RFET und
die zugehörigen Ladungsträgerkonzentrationen im Halbleiter mit teilweise verarmter
Halbleiterschicht dargestellt.
Die pinch-off-Spannung für den Strom durch das Volumen der Halbleiterschicht ver-
schiebt sich durch umladbare Haftstellen an der Grenzfläche zwischen Dielektrikum
und Halbleiter analog zum Fall der Einsatzspannung zur Bildung eines Akkumulati-
onskanals:
UP,real =
φMHL +qd2
HLn0
2ε0εHL
+ qdHLn0
Cox− (Qf+ntp)
Coxakzeptorartige Haftstellen
φMHL +qd2
HLn0
2ε0εHL
+ qdHLn0
Cox− (Qf−ptp)
Coxdonatorartige Haftstellen.
(2.51)
Wenn eine geringe Drain-Spannung an einem RFET anliegt, kann der Spannungsabfall
entlang des Kanals vernachlässigt werden, und es ergibt sich analog zum klassischen
44 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
JFET der Drain-Strom zu:
ID =σA
LUD =
σ(dHL − wRL)W
LUD. (2.52)
Im Folgenden soll die Abhängigkeit des Stroms vom Oberflächenpotential hergeleitet
werden, der Zusammenhang zwischen Oberflächenpotential und Gate-Spannung wird
danach im relevanten Bereich betrachtet.
Der Drain-Strom kann für kleine Drain-Spannungen geschrieben werden als:
ID =σdHLW
L
(
1−√
2ε0εHL|φs|qn0d2HL
)
UD. (2.53)
Für kleine Drain-Spannungen ist der Drainstrom linear von der Drain-Spannung und
wurzelförmig vom Oberflächenpotential abhängig. Für größere Drain-Spannungen ist
ein Spannungsabfall entlang des Kanals vorhanden, das Potential im Kanal φs(y) ist
ortsabhängig und damit ist auch die Ausdehnung der Raumladungszone ortsabhängig.
Der Drain-Strom kann in diesem Fall berechnet werden, indem über die Potentialän-
derung entlang des Kanals integriert wird:
ID =σdHLW
L
UD∫
0
(
1−√
2ε0εHL|∆φi(y)− φS,s|qn0d2HL
)
d∆φi. (2.54)
Hier bezeichnet φS,s das Oberflächenpotential an Source. Führt man die Integration
aus, erhält man:
ID =σWdHL
L
(
UD − 2
3√φP
(
(UD − φS,s)3
2 − (−φS,s)3
2
))
, (2.55)
mit dem Oberflächenpotential im pinch-off-Fall φP :
φP =qd2HLn0
2ε0εHL
. (2.56)
Der Drain-Strom steigt in diesem Bereich nicht mehr linear mit der Drain-Spannung.
Wenn die Drain-Spannung gleich der Differenz aus pinch-off-Spannung und Gate-
Spannung ist, sättigt der Drain-Strom und kann geschrieben werden als:
ID =dHLWσ
LφP
φP + φS,s
φP
− 2
3
(
1−(−φS,s
φP
)) 3
2
=dHLWσ
LφP
1
3−(
−φS,s
φP
)
+2
3
(
−φS,s
φP
) 3
2
.
(2.57)
Der maximale Drain-Strom im Sättigungsbereich stellt sich im Flachbandfall, also für
φS,s gleich null, ein und beträgt:
ID,sat,max =dHLWσ
3LφP . (2.58)
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 45
Der Zusammenhang zwischen dem Oberflächenpotential und der Gatespannung ist
nach Schroder [97] gegeben:
UG = φMHL + φs + sgn(φs)εHLdoxkTF (φs, φb)
qεoxLDi
(2.59)
mit der Boltzmannkonstante k, dem dimensionslosen elektrischen Feld an der Halb-
leiteroberfläche F (φs, φb) [97]:
F (φs, φb) =√
exp(βφb) (exp(−βφs) + βφs − 1) + exp(−βφb) (exp(βφs)− βφs − 1)
(2.60)
und der intrinsischen Debye-Länge LDi [97]:
LDi =
√
ε0εHLkT
2q2ni
. (2.61)
Da der Strom durch das Volumen allein durch die Ausdehnung der Raumladungszone
gesteuert wird, kann das Oberflächenpotential nur zwischen null und 2φb liegen, da
sich sonst im einen Fall ein Akkumulations-, im anderen Fall ein Inversionskanal bilden
würde. Der Strom durch einen Inversions- bzw. Akkumulationskanal wird durch die
Theorie des MOSFET abgedeckt und wird hier nicht betrachtet. Daher können die
Exponentialtherme in Gl. (2.60), die die Abhängigkeit im Fall der Akkumulation
und Inversion beschreiben, vernachlässigt werden und es ergibt sich näherungsweise
eine lineare Abhängigkeit zwischen Gate-Spannung und Oberflächenpotential. Sollen
die Kennlinien des n-Kanal-TFT im Betriebsbereich ohne Akkumulationskanal exakt
berechnet werden, muss Gl. (2.59) nach φs aufgelöst und in Gl. (2.53), (2.55), und
(2.57) eingesetzt werden.
2.3.4 Übertragung der Modelle auf gedruckte Dünnfilmtran-
sistoren
Der Halbleiter in einem gedruckten TFT hat im Allgemeinen eine nicht vernachlässig-
bar große Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration und eine nicht vernachlässigba-
re Dicke. Daher wird die Strom-Spannungs-Charakteristik eines gedruckten TFT für
Gate-Spannungen zwischen der im Abschnitt 2.3.3.2 hergeleiteten pinch-off-Spannung
UP und der in Abschnitt 2.3.3.1 hergeleiteten Einsatzspannung zur Bildung eines Ak-
kumulationskanals U0 durch den Strom durch das Volumen dominiert [87]. Ab der
Einsatzspannung zur Bildung eines Akkumulationskanals ist das Volumen der Halb-
leiterschicht für kleine Drain-Spannungen nicht verarmt und verhält sich für steigende
Gate-Spannung wie ein konstanter Widerstand, ein Akkumulationskanal wird an der
Oberfläche influenziert. Der Strom durch den Akkumulationskanal addiert sich zum
Strom durch das Volumen hinzu und dominiert jetzt die Änderung des Drain-Stromes
46 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Abbildung 2.16: Berechnete Transferkennlinien durch das Volumen der Halbleiterschicht,
durch den Akkumulationskanal und der resultierende Gesamtstrom durch
einen TFT mit Akkumulationskanal
mit steigender Gate-Spannung. Der Strom durch das Volumen des Halbleiters kann
mit Hilfe der Theorie zum RFET, der Strom durch den Akkumulationskanal kann
mit Hilfe der Theorie für den MOSFET mit Akkumulationskanal beschrieben wer-
den. Die berechnete resultierende Transferkennlinie für eine kleine Drain-Spannung
ist in Abb. 2.16 dargestellt.
Da die pinch-off-Spannung in jedem Fall kleiner als die Einsatzspannung für den Ak-
kumulationskanal ist, wird im Folgenden vereinfachend angenommen, dass der Beitrag
des Volumens durch das Verhalten eines RFET im linearen Bereich modelliert werden
kann. In diesem Fall ist die Halbleiterschicht nicht verarmt, so dass in Gl. (2.39) φS,s
gleich null gesetzt werden kann. Gl. (2.39) und Gl. (2.45) können dann in Gl. (2.8)
eingesetzt werden und die Strom-Spannungs-Gleichung kann aufgestellt werden:
ID = β
((
UG − U0 −UD
2
)
UD
)
+Wqµn,V n0dHL
LUD. (2.62)
Unter der Annahme, dass im Kanal und im Volumen dieselbe Beweglichkeit vorliegt,
kann Gl. (2.62) vereinfacht werden zu:
ID = β
((
UG − U0 −UD
2
)
+n0qdHL
Cox
)
UD. (2.63)
Zu beachten ist, dass von Weimer, Tickle und Hoffman [94; 95; 96] für die Kennlinien
eines TFT eine ähnliche Beziehung wie in Gl. (2.63) angegeben wird, wobei anstelle
der Einsatzspannung eine on-Spannung gesetzt wird, die dieselbe Bedeutung wie die
pinch-off-Spannung hat. Hier muss jedoch die Einsatzspannung zur Bildung des Akku-
mulationskanals verwendet werden, da der erste Term nur im Fall des eingeschalteten
Akkumulationskanals gültig ist. Sonst müssen zur Berechnung der Strom-Spannungs-
Charakteristik die Gleichungen aus Abschnitt 2.3.3.2 verwendet werden.
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 47
Aus Gl. (2.63) kann man ablesen, dass die Abhängigkeit des Drain-Stromes für kleine
Drain-Spannungen wie im Fall des MOSFET linear ist. Für größere Drain-Spannun-
gen steigt der Strom weniger stark an, bis das Maximum des Kanalstroms erreicht
ist. Wenn die Drain-Spannung so groß ist wie die Differenz aus Gate- und Einsatz-
spannung des TFT, sättigt der Strom durch den Kanal, der Strom durch das Volu-
men des Halbleiters steigt jedoch weiterhin linear mit der Drain-Spannung an [94].
Wenn die Drain-Spannung so groß wird wie die Differenz aus der Gate-Spannung und
der pinch-off-Spannung, sättigt auch der Strom durch das Volumen des Halbleiters.
Im vorliegenden Fall wird dieser Zustand nicht erreicht, da der Messbereich nur bis
40V gewählt wurde, um hohe Leckströme durch das Gate zu vermeiden. Eine voll-
ständige Sättigung des Drain-Stromes wie in Abb. 2.17 a) tritt in den untersuchten
TFTs nur dann ein, wenn die Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration des Halb-
leiters oder die Schichtdicke des Halbleiters vernachlässigbar klein sind. Andernfalls
ergeben sich die in Abb. 2.17 b) bis d) dargestellten Ausgangskennlinienfelder in
Abhängigkeit von der Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration. Eine hohe Gleich-
gewichtsladungsträgerkonzentration der Halbleiterschicht hat einen geringen Wider-
stand und eine hohe, negative pinch-off-Spannung zur Folge (vgl. Abschnitt 2.3.3.2).
Ein großer Teil des Drain-Stroms fließt durch das Volumen des Halbleiters, während
der Beitrag des Akkumulationskanals gering ist. Es ergeben sich für den Gesamtstrom
annähernd Widerstandsgeraden (Abb. 2.17 d)). Für geringere Gleichgewichtsladungs-
trägerkonzentrationen nähert sich der Gesamtstrom dem Drain-Strom eines MOSFET
mit Akkumulationskanal an, ohne jedoch vollständig zu sättigen (Abb. 2.17 b) und
c)). Im Vergleich zum TFT mit gleicher Geometrie und physikalische Parametern
aber vernachlässigbarer Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration (Abb. 2.17 a)) ist
der Drain-Strom der TFTs mit signifikanter Gleichgewichtsladungsträgerkonzentra-
tion erhöht.
Im Grenzfall vernachlässigbar geringer Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration oder
einer gegen null gehenden Schichtdicke des Halbleiters gehen die Kennlinien der TFTs
in die Kennlinien des MOSFET mit Akkumulationskanal über. Für die druckbare
Elektronik ist ein solches Verhalten gewünscht. Ein JFET, der einen hohen Strom tra-
gen kann, hat zwangsläufig eine hohe, negative pinch-off-Spannung (siehe Gl. (2.50)),
die Abhängigkeit des Drain-Stromes von der Gate-Spannung ist lediglich wurzelför-
mig, so dass der Durchgriff begrenzt ist. Daher ist eine hohe Versorgungsspannung
zum Betrieb solcher Bauelemente nötig, die eine hohe Verlustleistung verursacht. Im
Gegensatz dazu ist bei einem MOSFET mit Akkumulationskanal die Unterschwellen-
steilheit aufgrund der exponentiellen Abhängigkeit des Drain-Stromes von der Gate-
Spannung höher und die Einsatzspannung, die näherungsweise der Flachbandspan-
nung entspricht, ist im Bereich einiger Volt.
48 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Abbildung 2.17: Berechnung der Ausgangskennlinienfelder von TFTs mit konstanter La-
dungsträgerbeweglichkeit von 1·10−3 cm2/Vs, einem Verhältnis zwischen
Weite und Länge von 30, einer Einsatzspannung von 5 V und einer Dicke
der Halbleiterschicht von 50 nm mit unterschiedlichen Gleichgewichtsla-
dungsträgerkonzentrationen von a) vernachlässigbarer Konzentration, b)
1·1016 cm−3, c) 1·1017 cm−3 und d) 1·1018 cm−3. Mit steigender Gleichge-
wichtsladungsträgerkonzentration ist immer weniger Steuereffekt durch
die Gate-Spannung beobachtbar
2.3.5 Auswirkung des geometrischen Aufbaus auf das elektri-
sche Verhalten von TFTs
Durch die Herstellung von elektronischen Bauelementen durch Drucktechniken wird
die Qualität der Schichten und Grenzflächen im Vergleich zu konventionell gefertigten
Bauelementen verändert. In einem klassischen Si-Prozess wird beispielsweise SiO2 als
Gate-Dielektrikum durch einen Hochtemperaturprozess in einer definierten Gasatmo-
sphäre aus dem Si aufgewachsen. Dadurch entsteht eine sehr gute Grenzfläche mit
einer geringen Konzentration von ungesättigten Bindungen zwischen Halbleiter und
Dielektrikum. Wird das Dielektrikum gedruckt, so ist zum einen eine hohe Grenzflä-
chenladungsdichte zu erwarten, zum anderen eine hohe Konzentration von Fremdstof-
fen im Dielektrikum. Hohe Schichtrauheiten und damit verbundene Mindestschichtdi-
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 49
cken können zudem das Verhalten der Bauelemente nachteilig beeinflussen. Dies gilt
vor allem für Schichten aus Nanopartikeldispersionen, wie sie in der vorliegenden Ar-
beit untersucht werden. Wie sich die Eigenschaften gedruckter Nanopartikelschichten
auf das elektrische Verhalten von TFTs mit Akkumulationskanal auswirken, soll im
Folgenden diskutiert werden.
2.3.5.1 Serienwiderstände in TFTs mit Akkumulationskanal
Zunächst sollen die Kontakte von Source und Drain zur Halbleiterschicht betrachtet
werden. Im Allgemeinen werden niederohmige Metall-Halbleiterkontakte hergestellt,
indem der Halbleiter an der Oberfläche hoch dotiert wird [19]. Zudem ist eine große
Kontaktfläche von Vorteil, um den Kontaktwiderstand zu reduzieren. Durch die Fer-
tigung von Bauelementen mit Drucktechnik sind beide Forderungen nicht einfach zu
erfüllen. Ein separater Dotierschritt für die Source- und Drain-Gebiete erfolgt beim
Druck von ZnO-TFTs nicht, da für die Aktivierung der Dotierung ein Hochtempera-
turschritt notwendig wäre, der mit den angestrebten kostengünstigen Substraten nicht
vereinbar ist. Bereits während der Herstellung dotierte Halbleiterpartikel könnten für
Source und Drain verwendet werden, stehen aber zum Zeitpunkt dieser Arbeit nicht
zur Verfügung.
Die Kontaktfläche zwischen Metall und Halbleiter ist von dem Aufbau der Transis-
toren abhängig. Wenn die Halbleiterschicht auf die Source- und Drain-Kontakte auf-
gebracht wird, kann die Kontaktfläche effektiv sehr viel kleiner als die geometrische
Kontaktfläche sein, da die ZnO-Nanopartikel sich auf dem Metallkontakt zufällig an-
ordnen und elektrischer Kontakt nur an den Berührpunkten besteht (siehe Abb. 2.18
b)). Bei einem gestapelten Aufbau kommt hinzu, dass, wie in Abb. 2.18 a) bzw. b)
skizziert, der Kanal nicht unmittelbar an den Source- und Drain-Kontakten erzeugt
wird, so dass die Halbleiterschicht zwischen Kontakt und Kanal als zusätzlicher Wi-
derstand wirkt.
Aufgrund dieser Umstände kann ein gedruckter Dünnfilmtransistor hohe Serienwi-
derstände haben, wobei im Folgenden der Widerstand zwischen Kanal und Source-
Kontakt als RS und zwischen Kanal und Drain-Kontakt als RD bezeichnet wird.
Formal kann die Wirkung der Serienwiderstände auf den Drain-Strom berücksichtigt
werden, indem die äußeren Spannungen UG und UD in den Gl. (2.22) und (2.23) durch
effektive Spannungen U ′
G und U ′
D ersetzt werden.
U ′
G = UG − IDRS
U ′
D = UD − ID (RS +RD)
Da die Gate-Spannung zwischen Source und Gate abfällt, hat hier nur der Kontakt-
widerstand an Source einen Einfluss, während zur Bestimmung der effektiven Drain-
50 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
aktive Schicht
US
US U
D
UG
UG
UD
GateSource
aktive Schicht
Kanal
R R R R
isolierendes Substratleitfähiges Substrat(Gate)
IsolatorDrain
Drain
a) b)
IsolatorSource
Abbildung 2.18: Skizzen von gestapelt aufgebauten TFTs mit auf dem Halbleiter aufge-
brachten Source- und Drain-Kontakten (a) und mit auf den Source- und
Drain-Kontakten aufgebrachtem Halbleiter (b) mit resultierenden Serien-
widerständen zwischen Source, Drain und dem Kanal. Die vergrößerten
Ausschnitte zeigen die Grenzflächen zwischen Partikelschicht und Metall-
kontakten
Spannung die Spannungen, die über den Kontaktwiderstand an Source und an Drain
abfallen, berücksichtigt werden müssen. Für den Triodenbereich gilt unter Vernach-
lässigung des Beitrags des Volumens der Halbleiterschicht dann:
ID = β
(
U ′
G − U0 −U ′
D
2
)
U ′
D
= β
(
UG − IDRS − U0 −UD − ID (RS +RD)
2
)
UD − ID (RS +RD) .
(2.64)
Der Drain-Strom im Sättigungsbereich ist nur von der Gate-Spannung abhängig und
kann dementsprechend ausgedrückt werden:
ID =β
2(UG − IDRS − U0)
2 . (2.65)
In Abb. 2.19 ist das Ausgangskennlinienfeld und das Transferkennlinienfeld eines
idealen n-Kanal-Transistors mit und ohne Serienwiderstände gezeigt. Die Simulati-
on wurde mit LTspice IV von Linear Technology [98] anhand eines Modells für einen
n-Kanal MOSFET mit einer Einsatzspannung von 0,3V und einem Transkonduktanz-
Koeffizienten β von 4,08·10−5 A/V2 durchgeführt, die Serienwiderstände an Source
und Drain wurden jeweils zu 10 kΩ angenommen. Der Drain-Strom des Transistors
mit Serienwiderständen ist gegenüber dem Transistor ohne Serienwiderstände deutlich
geringer, der Abschnürpunkt, an dem die Sättigung eintritt, ist zu höheren Spannun-
gen verschoben. Dies hat zur Folge, dass Transistorkenngrößen wie die Ladungsträ-
gerbeweglichkeit und die Einsatzspannung, die aus den Kennlinien extrahiert werden,
nicht die tatsächlichen Werte wiedergeben. Für die in den Abb. 2.19 gezeigte Simulati-
2.3 Physikalische Beschreibung von Dünnfilmtransistoren 51
Abbildung 2.19: Simulation des Ausgangs- und Transferkennlinienfeldes eines n-
Kanal-MOSFET mit einer Einsatzspannung von 0,3V und β von
4,08·10−5 A/V2 ohne Serienwiderstände an Source und Drain (offene
Kreise) und mit Serienwiderständen von je 10 kΩ an Source und Drain
(gefüllte Dreiecke). Im Fall mit Serienwiderständen ist der Drain-Strom
deutlich geringer und der Übergang zwischen Trioden- und Sättigungs-
bereich (eingezeichnete Linien) nach rechts verschoben
on wird nach der Gleichung für den idealen TFT für den TFT mit Serienwiderständen
die Ladungsträgerbeweglichkeit um den Faktor 2,7 zu gering berechnet.
2.3.5.2 Effektive Gate-Fläche von gedruckten bottom-Gate-TFTs
In der Herleitung der Strom-Spannungs-Beziehung eines TFT wurde davon ausge-
gangen, dass die Gate-Kapazität durch die relative Kapazität des Dielektrikums und
durch die Weite und die Länge des Kanals gegeben ist. Die effektive Gate-Kapazität
der Transistoren kann in der Realität durch die Rauheit der Grenzfläche zwischen
Partikelschicht und Dielektrikum beeinflusst werden. Wie im Fall der Grenzfläche
zwischen Metallkontakten und Partikelschicht ist die Kontaktfläche zwischen Dielek-
trikum und Halbleiter vom Aufbau der Transistoren abhängig. In der bottom-Gate-
Konfiguration kann die Gate-Fläche effektiv sehr viel kleiner als die geometrische Ga-
te-Fläche sein, da die ZnO-Nanopartikel sich auf dem Dielektrikum zufällig anordnen
und direkter Kontakt nur an den Berührpunkten besteht (siehe Abb. 2.20 a)). Das
Verhältnis kann abgeschätzt werden, indem einige Annahmen getroffen werden: Die
Partikel sind kugelförmig und liegen in der hexagonal dichtesten Kugelpackung auf
dem Dielektrikum vor und der untere Abschnitt der Kugeln bis zu einer willkürlich
gewählten Entfernung von 1 nm vom Substrat wird als direkt in Berührung mit dem
Dielektrikum betrachtet. Die reale Gate-Fläche ergibt sich aus dem Produkt der An-
zahl der Partikel auf der Dielektrikumsfläche W ·L mit der Oberfläche der Kugeln in
einer Entfernung h vom Dielektrikum von 1 nm:
AGate,real =WL
d2dhπ. (2.66)
52 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
aktive Schicht
US
US U
D
UG
UG
UD
GateSource
aktive Schicht
isolierendes Substratleitfähiges Substrat(Gate)
IsolatorDrain
Drain
a) b)
IsolatorSource
Abbildung 2.20: Skizzen von gestapelt aufgebauten TFTs mit auf dem Halbleiter aufge-
brachten Source- und Drain-Kontakten (a) und mit auf den Source- und
Drain-Kontakten aufgebrachtem Halbleiter (b). Die vergrößerten Aus-
schnitte zeigen die Grenzflächen zwischen Partikelschicht und Dielektri-
kum
Damit ergibt sich rechnerisch das Verhältnis der realen und geometrischen Gate-Flä-
che zu:AGate,real
AGate,geom
=d
hπ. (2.67)
Bei einer mittleren Partikelgröße von 20 nm ist also die effektive Gate-Fläche nur et-
wa 16% der geometrischen Gate-Fläche. Bei dieser stark vereinfachten Betrachtung
könnte auch die Gate-Kapazität als Serienschaltung der Oxidkapazität mit der Ka-
pazität der Luftspalte zwischen Partikeln und Oxidoberfläche angenommen werden.
Mit zunehmender Entfernung der Flächenelemente vom Berührpunkt der Kugel zur
Oxidoberfläche nimmt ihr Beitrag zur Gesamtkapazität wegen der indirekten Propor-
tionalität des Plattenabstands zur Kapazität und wegen der im Vergleich zu SiO2 um
fast einen Faktor vier geringeren Dielektrizitätskonstante von Luft stark ab. Daher
erscheint die Rechnung über die Fläche plausibel. In Gl. (2.63) kann die Änderung
der Gate-Fläche berücksichtigt werden, indem β durch einen effektive Wert ersetzt
wird. Die Partikel können sich, vor allem wenn sie nicht monodispers sind, auch un-
regelmäßig auf dem Substrat anordnen. In diesem Fall kann die effektive Gate-Fläche
nicht rechnerisch bestimmt werden.
In der neueren Literatur zum Thema TFTs auf Basis von organischen Halbleitern
oder Metalloxiden werden häufig die Kennlinien anhand der Theorie für den planaren
Langkanal-MOSFET ausgewertet [28; 99; 84]. Für vernachlässigbar kleine Gleichge-
wichtsladungsträgerkonzentrationen oder sehr dünne Halbleiterschichten sowie kleine
Kontaktwiderstände beschreibt die Theorie für den planaren Langkanal-MOSFET das
Verhalten der TFTs hinreichend genau, wenngleich die TFTs mit Akkumulationskanal
betrieben werden. Nichtidealitäten der Bauelemente können aber das elektrische Ver-
2.4 Ladungstransport in gestörten Halbleitern 53
halten dahingehend verändern, dass eine Beschreibung mittels der Gleichungen für
den planaren Langkanal-MOSFET nicht mehr sinnvoll ist. Eine genauere Beschrei-
bung der TFTs mit nicht vernachlässigbarem Beitrag des Volumens zum Drain-Strom
kann eine Anpassung der Kennlinien durch Gl. (2.63) liefern.
2.4 Ladungstransport in gestörten Halbleitern
Wie in Abschnitt 2.1.1 bereits beschrieben, ist der Ladungstransport im verwendeten
Halbleiter ausschlaggebend für die Qualität, insbesondere die Schaltgeschwindigkeit,
eines Transistors. Zur Optimierung dieser Bauelemente ist daher die Kenntnis der
Ladungstransportmechanismen von großer Bedeutung. Die Grundlagen des Ladungs-
transports in Halbleitern sollen daher im Folgenden vorgestellt werden.
2.4.1 Ladungsträgerbeweglichkeit in einkristallinen Halbleitern
Der Ladungstransport in Halbleitern ist im Allgemeinen durch Streuung limitiert.
Ohne Streuung würde eine Ladung im elektrischen Feld konstant beschleunigt. Nach
dem klassischen Drude-Modell [100] erfährt sie jedoch Streuung an Gitteratomen,
so dass sich eine konstante Driftgeschwindigkeit der Ladung einstellt. Die Propor-
tionalitätskonstante zwischen Feld und Driftgeschwindigkeit wird als Beweglichkeit
bezeichnet. Nach diesem Modell nimmt die Beweglichkeit in Halbleitern mit steigen-
der Temperatur ab. Das in der Realität beobachtete Maximum der Beweglichkeit mit
anschließender Abnahme für tiefere Temperaturen deutet auf einen weiteren Streume-
chanismus hin, den Conwell [101] als Streuung an ionisierten Störstellen identifizierte.
Seto [102] führte schließlich für polykristalline Halbleiter ein Modell für die Streuung
an Korngrenzen ein. Alle Streumechanismen haben eine charakteristische Tempera-
turabhängigkeit, die es erlaubt, den dominierenden Streumechanismus zu bestimmen.
Die Beziehung zwischen Beweglichkeit und Temperatur für die Streuung an ionisier-
ten Störstellen µion, die für niedrige Temperaturen bis etwa 200K die Beweglichkeit
der Ladungsträger limitiert, ist wie folgt gegeben [101]:
µion ∼ T 3/2
(m?
n,p
)1/2 ·NI
. (2.68)
Dabei bezeichnet m?n,p die effektive Masse für Elektronen bzw. Löcher und NI die An-
zahl der ionisierten Störstellen. Für steigende Temperaturen gewinnt die Streuung der
Ladungsträger an Phononen an Bedeutung, deren Zahl mit der Temperatur steigt. Der
Zusammenhang zwischen der durch Streuung an Phononen limitierten Beweglichkeit
54 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
µphon und der Temperatur ist [100]:
µphon ∼ T−3/2
(m?
n,p
)5/2. (2.69)
Für Materialien mit ionischen Bindungen tritt darüber hinaus auch piezoelektrische
Streuung auf. Wenn vorwiegend piezoelektrische Streuung auftritt, ist die Tempera-
turabhängigkeit der Beweglichkeit µpiez wie folgt gegeben:
µpiez ∼T−1/2
(m?
n,p
)3/2. (2.70)
Alle genannten Streumechanismen sind elastisch und können auch parallel in einem
Material auftreten. Ist das der Fall, ergibt sich die Beweglichkeit aus der Summe der
Kehrwerte der einzelnen Beiträge. Da sich im Laufe dieser Arbeit herausgestellt hat,
dass in ZnO-Nanopartikelschichten die Beweglichkeit durch Streuung an Korngrenzen
limitiert ist, wird im Folgenden dieses Modell eingehend vorgestellt.
2.4.2 Streuung an Korngrenzen
Wie am Beispiel von Polysilicium von Seto [102] gezeigt wurde, spielen in nicht-ein-
kristallinen Halbleitern die Korngrenzen eine wichtige Rolle beim Ladungstransport.
Es sind vor allem drei Effekte zu berücksichtigen. Durch unterschiedliche Kristallori-
entierung der Körner werden Ladungsträger an den Korngrenzen vermehrt gestreut,
eine erhöhte Konzentration von Fremdatomen gegenüber dem Volumen kann durch Se-
gregation vorhanden sein und lokalisierte Oberflächenladungen können für eine Band-
verbiegung sorgen.
Ein Modell für Ladungstransport durch polykristalline Schichten wurde von Volger
[103] aufgestellt. Hier werden die einzelnen Kristalle als kubische Körner mit einer
Leitfähigkeit σ1, einer Ladungsträgerkonzentration n1, einer Ladungsträgerbeweglich-
keit µ1 und einem Durchmesser l1 umgeben von einer dünnen Schicht eines zweiten
Materials mit σ2, n2, µ2 und einer Dicke l2 behandelt. Dieses Modell diente als Grund-
lage vieler weiterer Untersuchungen zu diesem Thema. Petritz [104] führte eine Ver-
armungsschicht an den Korngrenzen statt des zweiten Materials ein. Seither wurde
das Modell für zahlreiche Fälle erweitert und präzisiert [105; 106; 107; 108]. Die an
den Korngrenzen vorhandenen Barrieren, sei es durch ein isolierendes Material oder
durch eine Verarmungsschicht, müssen dabei durch thermionische Emission über die
Barriere oder durch direktes Tunneln von den Ladungsträgern überwunden werden.
Die Stromdichte über die Korngrenzen durch thermionische Emission ist dann nach
Sze [19] gegeben als:
J = A?T 2exp
(
− φB
UTh
)
. (2.71)
2.4 Ladungstransport in gestörten Halbleitern 55
Abbildung 2.21: Schema der Leitungs- und Valenzbänder in granularen Halbleiterschich-
ten nach Orton und Powell [106] für den Fall, dass die Zahl der besetzten
Oberflächenzustände kleiner der Konzentration der freien Ladungsträger
ist (a). Der Fall, dass die Zahl der besetzten Oberflächenzustände größer
der Konzentration der freien Ladungsträger ist, ist in (b) und (c) dar-
gestellt, wobei in einem Fall die Debye-Länge kleiner als der Korndurch-
messer ist (b) und im anderen die Debye-Länge größer als der Korndurch-
messer ist
In diesem Ausdruck ist A? die effektive Richardson-Konstante, die im Wesentlichen
von der effektiven Masse der Ladungsträger abhängt und UTh ist die Temperaturspan-
nung. Die Höhe der Barriere ist von der energetischen Lage der Oberflächenzustände
Et, vom Verhältnis der Zahl der besetzten Oberflächenzustände Nt zur flächenbezoge-
nen Konzentration der freien Ladungsträger des Halbleiters n0 · l und dem Verhältnis
der Debye-Länge zur Korngröße abhängig [106]. Die Debye-Länge gibt dabei an, nach
welcher Entfernung von der Kornoberfläche das Potential der Oberflächenladungen
um den Faktor 1/e verringert ist [19]. Es können drei Fälle eintreten, die in Abb. 2.21
skizziert sind. Für den Fall, dass die Zahl der besetzten Oberflächenzustände kleiner
als die Konzentration der freien Ladungsträger ist (Abb. 2.21 a)), sind alle Haftstellen
besetzt. Die Raumladungszone dehnt sich weniger als l/2 in den Kristalliten, das heißt
nicht im gesamten Kristalliten, aus und die Ladungsträgerkonzentration wird im Vo-
lumen nicht von den Korngrenzen beeinflusst. Die Beweglichkeit der Ladungsträger
innerhalb der Körner µ0 ist analog zu einem einkristallinen Halbleiter durch die in
Abschnitt 2.4.1 genannten Mechanismen begrenzt. Die makroskopische Beweglichkeit
µGB der Ladungsträger in der Schicht ist durch die Barrieren an den Korngrenzen be-
stimmt und kann durch Gl. (2.72) ausgedrückt werden [106]. Ihre Aktivierungsenergie
gibt direkt die Höhe der Barriere an.
µGB = µ0 · exp(
− φB
UTh
)
(2.72)
Für den Fall, dass die Konzentration der freien Ladungsträger ungefähr gleich der
Zahl der besetzten Oberflächenzustände ist, sind nicht alle Haftstellen besetzt. In Ab-
hängigkeit des Verhältnisses der Debye-Länge zum Korndurchmesser muss hier weiter
differenziert werden. Ist die Debye-Länge kleiner als der Korndurchmesser, dehnt sich
56 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
die Verarmungszone über den gesamten Kristallit aus. Ist die Debye-Länge größer als
der Korndurchmesser, ist der Kristallit vollständig verarmt. Im ersten Fall ergibt sich
ein Bänderdiagramm wie in Abb. 2.21 b). Hier ist die Ladungsträgerkonzentration im
Inneren der Kristalle deutlich durch die Korngrenzen beeinflusst und gegenüber dem
ursprünglichen Wert verringert. Die Beweglichkeit ist weiterhin mit φB aktiviert. Im
zweiten Fall, wenn die Debye-Länge größer als der Korndurchmesser ist, kann es auch
zu dem in Abb. 2.21 c) skizzierten Bänderdiagramm kommen. Hier sind die Kristalli-
te vollständig verarmt. Während die Ladungsträgerkonzentration nun mit der vollen
Defekttiefe aktiviert ist, ist die Beweglichkeit über die Korngrenzen konstant. Dieser
Fall tritt nur bei sehr niedrig dotierten Halbleitern auf.
Für das vorliegende Materialsystem wurde n-Leitung beobachtet, daher können nur
die in Abb. 2.21 a) und b) skizzierten Zustände eintreten. Die Barrierenhöhe berech-
net sich im Fall von unvollständig gefüllten Haftstellen nach [109] zu:
φB =qn0l
2
8ε0εs. (2.73)
Im Fall von vollständig gefüllten Haftstellen gilt :
φB =qN2
t
8ε0εsn0
. (2.74)
Die Barrierenhöhe steigt also, wie in Abb 2.22 dargestellt, für eine konstante Haftstel-
lendichte für kleine Konzentrationen der freien Ladungsträger mit n0 an, während sie
für große Konzentrationen mit 1/n0 abfällt. Die Abhängigkeit der Barrierenhöhe von
der Haftstellendichte Nt an den Korngrenzen für eine konstante Dotierstoffkonzentra-
tion lässt sich ebenfalls aus den Gleichungen ablesen. Für im Vergleich zur Dotierungs-
konzentration kleine Haftstellendichten an den Korngrenzen steigt die Barrierenhöhe
quadratisch mit Nt an (Gl. (2.74)). Für sehr hohe Haftstellendichten steigt auch das
Haftstellenniveaue gegenüber dem Ferminiveau an [109]. Daher sind nicht mehr alle
Haftstellen besetzt, die Ladung an den Korngrenzen steigt nicht mehr weiter mit der
Haftstellendichte an und die Barrierenhöhe sättigt. In diesem Fall gilt Gl. (2.73).
Bisher wurde von einer diskreten Haftstellenenergie Et ausgegangen. Für den Fall einer
kontinuierlichen energetischen Haftstellenverteilung ist die Abhängigkeit der Barrie-
renhöhe von der Nettodotierungskonzentration ähnlich wie für eine diskrete Haftstel-
lenenergie. Die Aktivierungsenergie geht für kleine n0 gegen Eg/2 und ist für große
n0 proportional zu 1/n0. Lediglich der Übergangsbereich zwischen den Grenzfällen ist
ausgedehnter. Die Erweiterung des Modells für eine kontinuierliche Haftstellenvertei-
lung wurde von Baccarani et al. [105] ausführlich beschrieben.
Die Simulation von Korngrenzen im Kanalgebiet und den resultierenden Eigenschaften
eines ZnO-Dünnfilmtransistors [109] zeigt, dass die durch die Gate-Spannung influ-
enzierte Ladungsträgerkonzentration im oben beschriebenen Modell wie die Konzen-
tration der freien Ladungsträger behandelt werden kann. In einem dreidimensionalen
2.4 Ladungstransport in gestörten Halbleitern 57
Abbildung 2.22: Berechnete Barrierenhöhe in Abhängigkeit der Ladungsträgerkonzentra-
tion (links) für eine konstante Haftstellendichte von 1·1012 cm−2. Berech-
nete Haftstellendichte (rechts) für eine konstante Ladungsträgerkonzen-
tration von 1·1018 cm−3. Für die Berechnung wurde eine Korngröße von
50 nm angenommen
Film werden an der Grenzfläche zum Dielektrikum durch eine Erhöhung der Ladungs-
trägerkonzentration die Barrieren lokal abgesenkt. Die charakteristischen Parameter
des Transistors wie Einsatzspannung und Ladungsträgerbeweglichkeit werden dann
durch die ursprüngliche Dotierungskonzentration, die Haftstellendichte an den Korn-
grenzen und die Anzahl der Korngrenzen im Kanal, die zum Korndurchmesser korres-
pondiert, bestimmt. Der Gesamtstrom über die Korngrenzen aus Drift- und Diffusion
sowie thermionischer Emission berechnet sich zu:
JGB = qvnn0exp
(−φB
UTh
)(
exp
(∆φB
UTh
)
− 1
)
, (2.75)
wobei vn die thermische Geschwindigkeit der Elektronen und ∆φB den Spannungs-
abfall über eine einzelne Korngrenze bezeichnet. Für hohe Drain-Spannungen kann
Gl. (2.75) vereinfacht werden zu:
JGB = qvnn0exp
(−φB
UTh
)
exp
(∆φB
UTh
)
. (2.76)
Für eine Anzahl ng der Korngrenzen im Kanal beträgt die an den Korngrenzen ab-
fallende Spannung UD/ng. Für ein homogenes vertikales Feld im Kanal kann die ma-
kroskopische Leitfähigkeit im Kanal durch Gl. (2.77) ausgedrückt werden.
σ =JGBl
UD=qvnn0l
UDexp
(−φB
UTh
)
exp
(UD
ngUTh
)
(2.77)
Damit ist die makroskopische Ladungsträgerbeweglichkeit im Kanal
µGB =vnl
UDexp
(−φB
UTh
)
exp
(UD
ngUTh
)
. (2.78)
Die Barrierenhöhe ist abhängig von der Gate-Spannung. Wenn die Gate-Spannung
über der Einsatzspannung liegt, wird die Barrierenhöhe zwischen den Körnern ver-
58 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
gleichbar zur thermischen Energie, so dass ihr Einfluss auf die Ladungsträgerbeweg-
lichkeit gering wird. In diesem Fall nimmt die Beweglichkeit exponentiell mit steigen-
der Anzahl der Korngrenzen ab. An den simulierten Kennlinien [109] kann darüber
hinaus abgelesen werden, dass die Einsatzspannung mit steigender Korngrenzenzahl
zu positiven Werten verschoben wird, da die an den Korngrenzen gespeicherte Ladung
in diesem Fall zunimmt.
2.4.3 Hüpftransport in ungeordneten Systemen
In amorphen Halbleitern existieren Zustände in der Bandlücke, die als Haftstellen für
Elektronen oder Löcher wirken. Die Ladungsträger in solchen Haftstellen sind stark
lokalisiert. Bei hohen Temperaturen können diese Ladungsträger thermisch in das Lei-
tungsband bzw. Valenzband angeregt werden, der Ladungstransport erfolgt ähnlich
wie im einkristallinen Fall in den Bändern. Bei tiefen Temperaturen ist Ladungstrans-
port nur zwischen den Zuständen in der Bandlücke durch Phononen-unterstütztes
Tunneln, dem sogenannten Hüpfen (engl: Hopping), möglich. In Abb. 2.23 ist dieser
Vorgang schematisch dargestellt. Die Wellenfunktionen zweier benachbarter Zustände
i und j mit den Energien εi und εj und dem Abstand rij überlappen. Der Ladungsträ-
ger im Zustand i kann die Energiedifferenz der Zustände aus dem Gitter aufnehmen
und dann zum unbesetzten Zustand j tunneln. Im Folgenden soll kurz die typische
Temperaturabhängigkeit des Ladungstransports durch Hüpfen behandelt werden.
Zur Beschreibung von Hüpfvorgängen wird zunächst die in Gl. (2.79) angegebene
Übergangsrate νij zwischen zwei Zuständen i und j nach Miller und Abrahams [110]
benötigt.
νij = ν0exp
(
−2rijα
)
exp
(
−εj − εi + |εj − εi|2kT
)
(2.79)
Hier ist ν0 ein Faktor, der von dem Wechselwirkungsmechanismus, der zu dem Über-
gang führt, abhängt und α die Lokalisierungslänge der Zustände. Wenn εi kleiner ist
als εj, steht im temperaturabhängigen Term von Gl. (2.79) die Energiedifferenz im
Exponenten, wenn εi größer ist als εj, ist ausschließlich der geometrische Abstand der
beteiligten Zustände ausschlaggebend für die Übergangsrate. Diese bisher diskuierte
Form von Hüpfen zwischen benachbarten Zuständen (engl. nearest neighbor hopping,
NNH) tritt in stark gestörten Systemen dann auf, wenn der mittlere Abstand der
Zustände größer ist als ihre Lokalisierungslänge. In der Realität wird NNH in einem
Temperaturbereich beobachtet, in dem die thermische Energie größer ist als die Ener-
giedifferenz der lokalisierten Zustände. Für die Bewegung eines Ladungsträgers durch
eine Schicht muss ein Perkolationspfad zwischen besetzbaren Zuständen existieren.
Nach Domb et al. [111] ist das dann der Fall, wenn in einem kritischen Abstand Rc
2.4 Ladungstransport in gestörten Halbleitern 59
Abbildung 2.23: Hüpfvorgang zwischen zwei lokalisierten Zuständen der Energie εi und εJ
mit dem Abstand rij. Die durchgezogene Linie stellt die Wellenfunktion
Ψi des Zustands i und die gestrichelte Linie die Wellenfunktion Ψj des
Zustands j dar, α ist die Lokalisierungslänge
um einen Zustand 2,7 ±0,1 benachbarte Zustände vorhanden sind:
4π
3N0R
3
c = 2, 7± 0, 1. (2.80)
Der kritische Abstand Rc gibt an, welche maximale Distanz zwischen zwei Zuständen
entlang des Pfades überwunden werden muss. Dabei ist N0 die Dichte der Zustände.
Der Beitrag zur Leitfähigkeit σ ist dann nahezu temperaturunabhängig und kann als:
σ = σ0exp
(
−2Rc
α
)
= σ0exp
(
− γ
αN1/30
)
, (2.81)
geschrieben werden mit:
γ = 2Rc = 2 3
√2, 7± 0, 13
N04π= 1, 73± 0, 03. (2.82)
Für tiefere Temperaturen kann es für einen Ladungsträger günstiger sein, zu einem
weiter entfernten Zustand zu hüpfen, wenn die Energiedifferenz zu diesem Zustand
kleiner ist als zum nächstgelegenen. Dieses Konzept wurde von Mott [112] vorgeschla-
gen und allgemein als Hüpfen mit variablen Abständen (engl. variable range hopping,
VRH) bezeichnet. Es ergibt sich ein Beitrag zur Leitfähigkeit der Form
σ = σ0exp
(
−T0T
)1/4
. (2.83)
60 Kapitel 2: Grundlagen gedruckter ZnO-Dünnfilmtransistoren
Die charakteristische Temperatur T0 ist eine Funktion der Zustandsdichte um das
Ferminiveau und der Lokalisierungslänge und kann im Fall von Metalloxiden zwischen
300K und 30000K liegen [113].
Für eine umfassendere Einführung in den Ladungstransport durch Hüpfvorgänge seien
hier auf die Arbeiten von Shklovskii und Efros [114] und Mott [112] und für einen
Überblick auf Baranovski und Rubel [115] verwiesen.
Kapitel 3
Experimentelle Vorgehensweise
3.1 Herstellung der ZnO-TFTs
Die in dieser Arbeit verwendeten ZnO-Dispersionen wurden in Zusammenarbeit mit
dem Lehrstuhl für Feststoff- und Grenzflächenverfahrenstechnik hergestellt. Das Aus-
gangsmaterial ist das kommerziell erhältliche Zinkoxidpulver VP AdNano®ZnO20
der Firma Evonik Degussa GmbH, das durch eine Gasphasenabscheidung im Flam-
menreaktor hergestellt wird. Details der Herstellung unterliegen der Geheimhaltung
und sind dem Autor nicht bekannt. Das Pulver enthält viele Agglomerate und Aggre-
gate, die aus zusammengelagerten bzw. gesinterten Primärpartikeln eines mittleren
Durchmessers von 50 nm [76] bestehen. Die Formen der Partikel variieren, es sind
Stäbchen, Plättchen und annähernd sphärische Strukturen vorhanden. Eine spezifi-
sche Oberfläche von 20m2/g und eine Reinheit von mehr als 99,5% wird vom Her-
steller angegeben. Aus der spezifischen Oberfläche kann ein Sauterdurchmesser x1,2
der Partikel von ungefähr 55 nm berechnet werden, der dem Durchmesser einer Kugel
mit der gleichen spezifischen Oberfläche entspricht. Für die Dispersion wurde Etha-
nol als Lösungsmittel verwendet, für die Stabilisierung wurde 3,6,9-trioxadecansäure
(TODS) der Firma Fluka zugesetzt. TODS hat sich für die Anwendung als Stabilisa-
tor für Nanopartikel-Dispersionen bewährt [76] und wurde deshalb ausgewählt. Es ist
ein kleines Molekül, das keine geladenen Endgruppen besitzt und die ZnO-Partikel
sterisch stabilisiert. Alle Chemikalien wurden ohne weitere Aufbereitung verwendet.
Dispergiert wurde in einem Disperser DAS H 200-K der Firma Lau mit Hilfe von
Mahlkörpern mit Durchmessern von 0,1mm bzw. 0,5mm aus yttriumstabilisiertem
Zirkonoxid. Die Dispergierdauer wurde zwischen 1 h und 6 h variiert, während des
Prozesses wurde die Temperatur konstant auf 30°C gehalten. Nach dem Dispergieren
wurden die Mahlkörper durch ein Metallsieb abgetrennt.
61
62 Kapitel 3: Experimentelle Vorgehensweise
Abbildung 3.1: Stufen der Tintenherstellung: Vom ZnO-Pulver (links) mit Hilfe des Di-
spersers DAS H 200-K der Firma Lau am Lehrstuhl für Feststoff- und
Grenzflächenverfahrenstechnik (Mitte) zur stabilen Dispersion (rechts)
Zur Schichtherstellung wurden die ZnO-Dispersionen auf quadratische Si-Träger mit
einer Kantenlänge von 2 cm und einer 200 nm dicken, thermisch gewachsenen SiO2-
Schicht auf der Vorderseite aufgeschleudert. Die Träger wurden kurz vor der Beschich-
tung in 1-prozentiger Flusssäure 30 s geätzt, um zum einen Staub und Partikel zu ent-
fernen, zum anderen die SiO2-Oberfläche mit OH-Gruppen zu terminieren. Nach dem
Trocknen der Träger auf der Heizplatte bei 120°C wurden 200µl der ZnO-Dispersion
mit einer Pipette aufgebracht und sofort bei einer Drehzahl zwischen 2000U/min und
3500U/min 30 s lang abgeschleudert. Die Drehzahl wurde so gewählt, dass sich eine
Dicke der ZnO-Schicht von etwa 300 nm einstellte.
Anschließend wurden die Proben auf der Heizplatte bei 120°C ca. 5min getrocknet, be-
vor sie in einem Muffelofen der Firma Nabertherm bei Temperaturen zwischen 300°C
und 500°C 30min lang an Raumluft getempert wurden. Metallkontakte für Source
und Drain wurden in der Aufdampfanlage PLS 570 der Firma Pfeiffer durch eine
Schattenwurfmaske aufgebracht. Es wurde, soweit nicht anders angegeben, Alumini-
um mit einer Schichtdicke von 500 nm abgeschieden. Abbildung 3.2 zeigt das Layout
der verwendeten Schattenwurfmaske, die mittels Laserschneiden aus einer Stahlschei-
be gefertigt wurde. Die hergestellten TFTs haben nominelle Gatelängen zwischen
50µm und 150µm und nominelle Gateweiten zwischen 1mm und 3mm.
3.2 Charakterisierungsmethoden 63
50
3000
2000
1500
1000
80 100 120 150
Abbildung 3.2: Layout der für die Metallisierung der Source-/Drainkontakte verwendeten
Schattenwurfmaske. Alle Maße sind in µm angegeben
3.2 Charakterisierungsmethoden
3.2.1 Chemische und morphologische Analyse
Die Zusammensetzung der Dispersionen und ihr Fremdstoffgehalt wurde mittels Mas-
senspektroskopie mit induktiv gekoppeltem Plasma (engl. Inductively Coupled
Plasma-Mass Spectrometry, ICP-MS) ermittelt. Hierfür wurden die Dispersionen in
Salpetersäure aufgeschlossen und nach entsprechender Verdünnung untersucht. Für
die ICP-MS wird die Flüssigkeit in einer Kammer fein zerstäubt und mit Argon in
ein Aerosol überführt. Durch induktiv eingekoppelte Leistung wird dann ein Plasma
gezündet und die so gewonnenen Ionen in Richtung des Detektors beschleunigt. Die
Masse der Ionen lässt dann Rückschlüsse auf die in der Probe enthaltenen Stoffe und
ihre Konzentrationen zu.
Die Partikelgrößenverteilung in den Dispersionen nach den Mahlschritten wurde mit-
tels dynamischer Lichtstreuung (engl. Dynamic Light Scattering, DLS) an ei-
nem Honeywell Microtrac Ultrafine Particle Analyzer am Lehrstuhl für Feststoff- und
Grenzflächenverfahrenstechnik der Universität Erlangen-Nürnberg gemessen. Nach
Verdünnung mit Ethanol wurde dazu die Probe in eine durchsichtige Kunststoffküvet-
te gefüllt. In der Anlage wird ein Laserstrahl auf die Flüssigkeit gerichtet und an den
Partikeln gestreut. Die Streuintensität ändert sich mit dem Abstand der Streuzentren,
der sich wegen der Brown'schen Molekularbewegung ständig ändert. Aus der zeitli-
chen Änderung der Streuintensität kann man auf die Geschwindigkeit, mit der sich
die Teilchen in der Flüssigkeit bewegen, und damit auf die Partikelgröße schließen.
64 Kapitel 3: Experimentelle Vorgehensweise
Zu beachten ist, dass bei der Auswertung der Messung von sphärischen Partikeln aus-
gegangen wird. Wenn die Partikel plättchen- oder stäbchenförmig sind, liefert diese
Methode verfälschte Ergebnisse.
Mittels Thermogravimetrie wurde der temperaturabhängige Masseverlust der ZnO-
Dispersionen mit Hilfe eines TA Instruments Q50 am Lehrstuhl für Feststoff- und
Grenzflächenverfahrenstechnik der Universität Erlangen-Nürnberg untersucht. Bei der
Thermogravimetrie wird eine Flüssigprobe in ein Gefäß auf einer Waage gegeben und
die Probenkammer, in der Stickstoffatmosphäre herrscht, von 50°C bis 900°C mit einer
Temperaturrampe von 10K pro Minute aufgeheizt. Die Änderung des Probengewichts
mit der Temperatur gibt Aufschluss über die Zersetzungs- bzw. Siedetemperatur der
in der Probe enthaltenen Substanzen, aber auch über eventuelle Oxidationsprozesse
bei höheren Temperaturen.
Aufnahmen der ZnO-Partikel vor und nach den durchgeführten Mahlprozessen wur-
den mit einem hochauflösenden Transmissionselektronenmikroskop (engl. High
Resolution Transmission Electron Microscope, HRTEM) CM300 UltraTwin Micros-
cope der Firma Philips am Verbundlabor für Hochauflösende Elektronenmikroskopie
gemacht, um festzustellen, ob die Kristallinität der Partikel durch die mechanische
Beanspruchung verändert wurde. Für die Aufnahmen wurden einige µl der Disper-
sion entnommen und stark verdünnt. Anschließend wurde ein Tropfen der Flüssig-
keit auf ein Kohlenstoffnetz, dem sogenannten TEM-Grid, aufgebracht und nach dem
Trocknen in die Probenkammer des TEM verbracht. Die Grenzfläche zwischen ZnO-
Nanopartikeln und Siliciumdioxid wurde an mechanisch präparierten Querschnitten
von ZnO-Schichten auf Silicium-Trägern untersucht. Kleine Stücke der Proben wurden
dafür herausgesägt, geschliffen und mittels einer Ionenmühle gedünnt. Sehr vereinfacht
beschrieben, werden in einem TEM Elektronen in Richtung der Probe beschleunigt.
Beim Durchgang durch eine kristalline Probe werden die Elektronen in unterschied-
liche Richtungen gebeugt, die dadurch verursachten Phasenunterschiede können zur
Bildgewinnung genutzt werden. Wenn die Probe dünn genug ist (optimale Dicke eini-
ge nm), kann anhand der transmittierten Elektronen bestimmt werden, ob die Probe
kristallin, polykristallin oder amorph ist. Bei kristallinen Bereichen zeigen sich im
TEM-Bild Linien, die die Bestimmung der Gitterstruktur des Kristalls erlauben. Die
Auflösung des verwendeten TEM beträgt bis zu 0,1 nm.
Mittels Röntgendiffraktometrie (engl. X-Ray Diffraction, XRD) mit einem Pana-
lytical X'pert MRD XL mit Cu Kα-Strahlung (Wellenlänge 0,15406 nm) am Fraunho-
fer-Institut für Integrierte Systeme und Bauelementetechnologie wurde die Kristall-
struktur und die Kristallitgröße der ZnO-Nanopartikel bestimmt. Hierfür wurden die
Beugungsreflexe der Schicht im streifenden Einfall aufgenommen.
Die Porosität der ZnO-Schichten wurde mit Röntgenreflektometrie (engl. X-Ray
3.2 Charakterisierungsmethoden 65
Reflectometry, XRR) mit einem Panalytical X'pert MRD XL mit Cu Kα-Strahlung
(Wellenlänge 0,15406 nm) am Fraunhofer-Institut für Integrierte Systeme und Bau-
elementetechnologie bestimmt. Dazu wurde die Röntgenreflexion einer Probe winkel-
abhängig gemessen. Für Winkel kleiner eines kritischen Winkels findet vollständige
externe Reflexion statt, das heißt, die Röntgenstrahlung dringt nur einige nm in die
Schicht ein. Oberhalb dieses kritischen Winkels steigt die Eindringtiefe rapide an. Der
kritische Winkel ist abhängig von der Dichte der untersuchten Schicht, das Abkling-
verhalten von der Rauheit der Schicht. Mit einer beispielsweise aus AFM-Messungen
bekannten Rauheit kann die Dichte und damit die Porosität der Nanopartikelschichten
bestimmt werden [116; 117].
Für die Charakterisierung von Schichthomogenität und –dicke wurden Querschnitts-
bilder der Schichten mittels eines Rasterelektronenmikroskops (REM) GEMI-
NI ULTRA 55 der Firma Zeiss am Lehrstuhl für Feststoff- und Grenzflächenverfah-
renstechnik der Universität Erlangen-Nürnberg aufgenommen. Für die Untersuchung
wurden die Proben etwa in der Mitte gebrochen. Über einen Feldemitter werden Elek-
tronen erzeugt und durch eine Spannung auf die Probe in der Probenkammer beschleu-
nigt. Die Messungen in dieser Arbeit wurden mit einer maximalen Beschleunigungs-
spannung von 20 kV aufgenommen. Wenn die Elektronen auf der Probe auftreffen,
wechselwirken sie mit den Elektronenwolken der Atome an der Oberfläche. Zum einen
werden sie gestreut, zum anderen schlagen sie sogenannte Sekundärelektronen aus den
Atomhüllen. Beide Effekte können zur Bildgewinnung genutzt werden. Für die Cha-
rakterisierung von Topologien werden im Allgemeinen Sekundärelektronen detektiert,
die vermehrt an Kanten erzeugt werden. Die erreichbare Auflösung hängt von der
verwendeten Beschleunigungsspannung ab und kann bis zu 2 nm betragen. Die Bild-
qualität kann durch Aufladungseffekte bei schlecht leitenden Proben beeinträchtigt
werden, die zu einer Verschmierung der Kanten führt.
Ein Rasterkraftmikroskop (engl. Atomic Force Microscope, AFM) Dimension 5000
von Digital Instruments wurde zur Charakterisierung der Schichtoberflächen verwen-
det. Dabei wird eine feine Nadel, zumeist aus beschichtetem Silicium, die an einem
Biegebalken sitzt, in einem Raster über die Probe bewegt. In dieser Arbeit wur-
de das AFM im sogenannten Tapping-Modus betrieben. Der Biegebalken wird bei
dieser Technik in Schwingungen versetzt und in die Nähe der Probenoberfläche ge-
bracht. Wenn die Spitze mit den Elektronenwolken der Oberflächenatome in Berüh-
rung kommt, wird durch Van-der-Waals-Kräfte die Schwingung gedämpft. Die Ener-
gie, die dem System zugeführt werden muss, um die Schwingung konstant zu halten,
dient als Maß für den Abstand der Spitze von der Probe. Die Auflösung hoher Aspekt-
verhältnisse ist hauptsächlich durch die Form der Spitze begrenzt, die Auflösung in
xy-Richtung wird durch die Verfahrgenauigkeit der Halterung bestimmt und beträgt
einige nm.
66 Kapitel 3: Experimentelle Vorgehensweise
3.2.2 Durchführung der elektrischen Charakterisierung
Die elektrische Charakterisierung der Schichten erfolgte durch Strom-Spannungs-mes-
sungen in verschiedenen Atmosphären. Dafür steht ein Handschuhkasten (engl. Glove
Box) der Firma MBraun zur Verfügung, in dem im Rahmen dieser Arbeit ein elek-
trischer Messplatz aufgebaut wurde. Hier sind Messungen in Stickstoffatmosphäre
möglich, die Restmengen von Sauerstoff und Wasser liegen unterhalb von 0,1 ppm. In
der Messbox kann über eine Metallhalterung (engl. Chuck) mit Vakuumansaugung ei-
ne Spannung an die Rückseite der Proben angelegt werden. Zwei Mikromanipulatoren
dienen dazu, Messspitzen auf die an der Vorderseite befindlichen Source- und Drain-
Kontakte zu platzieren. Die elektrischen Messungen wurden zum Teil mit einem Para-
meter Analyzer 4156 der Firma HP durchgeführt, der mit einem LabView-Programm
angesteuert wurde, zum Teil mit dem 2-Kanal SourceMeter 2636 der Firma Keith-
ley, das über das Programm LabTracer angesteuert wurde. Beide Geräte können für
Spannungen bis 100V Ströme im Bereich von Femtoampere auflösen. Die Messungen
wurden, soweit nicht anders angegeben, ohne Halte- und Verzögerungszeiten mit einer
Integrationszeit von 2ms aufgenommen.
Für Messungen an Luft mit verschiedenen relativen Luftfeuchten wurde der gesamte
Messaufbau zu einem Klimaschrank C-70/200 der Firma CTS transferiert. Die Mess-
box wurde in der Probenkammer platziert, während die Anschlüsse zu den Geräten
über Durchführungen an der Seitenwand nach außen geführt wurden. Nach Herstel-
lerangaben kann die Temperatur im Klimaschrank von -70°C bis 180°C eingestellt
werden, die relative Luftfeuchte von 10% bis 98% mit einer Abweichung von 3%. Mes-
sungen bei konstanter Temperatur wurden bei 30°C durchgeführt, die relative Feuchte
wurde von 22% bis 33% in 1%-Schritten erhöht, wobei vor der elektrischen Messung
gewartet wurde, bis sich ein konstanter Wert eingestellt hatte. Temperaturabhängige
Messungen an den ZnO-TFTs wurden bei einer Luftfeuchtigkeit von 33% bei 20°C bis
50°C aufgenommen.
Die elektrische Charakterisierung der Proben bei tiefen Temperaturen wurde in einem
Kryostaten der Firma Janis Research Co., Inc Modell SHI-4-5 bei 40K bis 300K in
Vakuum durchgeführt. Die Helium-Kühlung und die elektrische Messung wurden ab
einem Druck von 10−5 mBar gestartet, um den Niederschlag von Restgasmolekülen auf
der Probenoberfläche zu verhindern. Die Probenaufnahme des Kryostaten besteht aus
einer elektrisch isolierten Auflagefläche sowie vier platzierbaren Nadeln, die von au-
ßen elektrisch kontaktiert werden können. Die verwendeten bottom-Gate Transistoren
wurden daher vor der Messung auf leitfähiges Aluminiumklebeband aufgeklebt. Das
Klebeband wurde mit einer der Nadeln kontaktiert und diente als Rückseitenkontakt.
3.2 Charakterisierungsmethoden 67
ZnO Nanopartikel-schichtLd
W
Abbildung 3.3: Schematische Darstellung der für die Widerstandsmessung verwendeten
Strukturen
3.2.3 Auswertung der elektrischen Charakterisierung
Der spezifische Widerstand ρ von ZnO-Nanopartikelschichten bei tiefen Temperatu-
ren wurde bestimmt, indem zwischen zwei Kontakten, wie in Abb. 3.3 gezeigt, eine
Spannung angelegt und der resultierende Strom gemessen wurde.
Unter der Annahme, dass der Strom nur durch das zwischen den Kontakten befindliche
Material fließt, kann dann nach Gl. (3.1) der spezifische Widerstand berechnet werden,
indem der absolute Widerstand auf die Querschnittsfläche des Halbleiters W · d und
den Abstand der Kontakte L bezogen wird.
ρ =U
I· Wd
L(3.1)
In dieser Berechnung werden Streuströme, die an den Rändern der Struktur fließen,
sowie die inhomogene Stromdichteverteilung an den Kontakten vernachlässigt. Von
Bubel [118] ist eine Berechnung des dadurch entstehenden Fehlers durchgeführt wor-
den. Es wurde festgestellt, dass der Fehler durch ein möglichst großes Verhältnis von
W zu L minimiert wird. Für die Messungen des Widerstands wurden in der vorlie-
genden Arbeit Kontakte mit einem nominellen Verhältnis von W zu L von größer 20
gewählt. Damit ist nach Bubel [118] der berechnete Wert für den spezifischen Wider-
stand um 0,3% niedriger als der tatsächliche Wert. Weiterhin gehen in die Messung die
Widerstände zwischen den Kontakten und der ZnO-Schicht ein. Für die Bestimmung
von Leitungsmechanismen ist die Kenntnis der absoluten Widerstandswerte nicht aus-
schlaggebend, sondern deren Änderung mit der Temperatur. Die Änderung der Werte
konnte mit der verwendeten Methode detektiert werden.
Als charakteristische Kenngrößen eines Transistors wurden die Einsatzspannung U0,
das Verhältnis zwischen Ion und Ioff und die Unterschwellensteilheit S bestimmt. Wei-
terhin wurden die effektive Ladungsträgerbeweglichkeit µeff und die Ladungsträgerbe-
weglichkeit im Sättigungsbereich µsat bestimmt. Dafür wurden Ausgangs- und Trans-
ferkennlinien der ZnO-TFTs in den verschiedenen Messumgebungen aufgenommen.
68 Kapitel 3: Experimentelle Vorgehensweise
Für die Ausgangskennlinien wurde die Drain-Spannung in Schritten von 1V von 0V
auf 40V erhöht. Der erste Durchlauf erfolgte bei einer Gate-Spannung von -40V, für
die weiteren Durchläufe wurde die Gate-Spannung jeweils um 20V erhöht. Die maxi-
male Gate-Spannung war 40V, daraus lässt sich eine maximale Feldstärke am 200 nm
dicken Gate-Isolator von 2MV/cm berechnen. Die Messungen wurden bezüglich des
Gate-Leckstroms korrigiert, indem der Drain-Strom, der für eine Gate-Spannung bei
UD=0V fließt, zu allen Strömen dieses Durchlaufs hinzuaddiert wurde. Die Kennli-
nien wurden qualitativ auf die in Abschnitt 2.3.5 besprochenen Einflüsse der Serien-
und Parallelwiderstände untersucht. Aus den Ausgangskennlinien konnte nicht rech-
nerisch auf die Zahlenwerte der Widerstände geschlossen werden, da die Einflüsse der
einzelnen Faktoren nicht klar voneinander getrennt werden konnten. Es wurden daher
alle Transistorparameter nach den in Abschnitt 2.3 gegebenen Gleichungen für den
idealen TFT berechnet.
Die Transferkennlinien wurden für Gate-Spannungen zwischen -40V und 40V bei ei-
ner Drain-Spannung von 10V aufgenommen. Die Gate-Spannung wurde dabei in 2V-
Schritten erhöht. Aus der halblogarithmischen Darstellung des Drain-Stromes gegen
die Gate-Spannung wurde das Verhältnis zwischen Ion und Ioff bestimmt, das ein Maß
für die Qualität der TFTs als Schalter darstellt. Die Einsatzspannung wurde grafisch
aus der Auftragung von I0,5D über der Gate-Spannung bestimmt. Im Sättigungsbereich
zeigt der Drain-Strom nach Gl. (2.63) für vernachlässigbaren Beitrag des Halbleiter-
volumens eine quadratische Abhängigkeit von der Differenz aus der Gate-Spannung
und der Einsatzspannung. Man kann also in diesem Bereich die Geradengleichung 3.2
aufstellen.√
ID =
√
β
2(UG − U0) = m (UG − U0) (3.2)
Der lineare Abschnitt der Kurve wurde bis zur Spannungsachse extrapoliert und am
Schnittpunkt die Einsatzspannung abgelesen.
Die Ladungsträgerbeweglichkeit im Sättigungsbereich µsat wurde nach Gl. (3.3) aus
der Steigung von√ID gegen UG extrahiert.
µsat =
(∂√ID
∂UG
)22L
WCox
(3.3)
Die geometrisch ermittelten Werte wurden als Startwerte für eine Anpassung der
Ausgangskennlinien nach Gl. (2.63) verwendet. Dafür wurde aus dem off-Strom, der
als Strom durch das Volumen der Halbleiterschicht in der Transferkennlinie bei Uon
abgelesen wurde, aus der Schichtdicke des Halbleiters und aus der bestimmten Sätti-
gungsbeweglichkeit die Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration berechnet. Für die
Anpassung wurden n0, dHL, µsat und U0 eingesetzt. Mit der Anpassung der Beweglich-
keit durch Tabellenkalkulation wurde für die einzelnen Gate-Spannungen eine mög-
lichst gute Deckung der Kennlinien mit der Rechnung angestrebt.
Kapitel 4
Ergebnisse
Im Folgenden werden die in dieser Arbeit erzielten Ergebnisse bezüglich der Verar-
beitung von ZnO-Nanopartikeln zu elektronischen Bauelementen vorgestellt. Zunächst
werden die zur Charakterisierung der Dispersionen vorgenommenen Messungen disku-
tiert. Es folgt die morphologische Untersuchung der daraus hergestellten ZnO-Filme
und insbesondere der für die Funktion eines Transistors ausschlaggebenden Grenz-
fläche zwischen Halbleiter und Dielektrikum. Schließlich werden Messungen an den
ZnO-Transistoren in verschiedenen Messatmosphären vorgestellt und diskutiert. Die
Leitungsmechanismen in ZnO-Nanopartikelschichten werden anhand von temperatur-
abhängigen elektrischen Messungen identifiziert.
4.1 Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeldisper-
sionen
Die verwendeten ZnO-Nanopartikel werden, wie in Abschnitt 2.1.2 beschrieben, in der
Gasphase synthetisiert und sind daher stark agglomeriert bzw. aggregiert. Um homo-
gene dünne Schichten aus dem Ausgangsmaterial zu erhalten, war ein Mahlschritt zur
Zerkleinerung der Agglomerate bzw. Aggregate notwendig. Nach der Herstellung wa-
ren die ZnO-Dispersionen über mehrere Wochen stabil gegen Agglomeration. Die ein-
gestellte Feststoffkonzentration von 20% führte zu einer Viskosität von etwa 1,6mPas.
Damit eignen sich die Dispersionen gut für Beschichtungsverfahren wie Aufschleudern,
Tintenstrahldruck oder auch Tiefdruck. Die Ergebnisse des Zerkleinerungsprozesses
in einem Disperser werden im Folgenden hinsichtlich des Fremdstoffgehalts der er-
haltenen Dispersionen, den resultierenden Partikelgrößen und der Kristallinität der
Partikel sowie der thermischen Stabilität der organischen Bestandteile der Dispersio-
nen vorgestellt.
69
70 Kapitel 4: Ergebnisse
4.1.1 Fremdstoffgehalt der ZnO-Dispersionen
Mittels Massenspektroskopie mit induktiv gekoppelten Plasma wurde, wie in Ab-
schnitt 3.1 beschrieben, die Fremdstoffkonzentration in den ZnO-Dispersionen nach
dem Mahlschritt gemessen. Die erhaltenen Werte, die bei dieser Messung üblicher-
weise in µg/g erhalten werden, wurden in eine Konzentration in ppm (Teilchen pro
Million) umgerechnet. Unter der Annahme, dass das enthaltene Zink in der für die
Messung hergestellten salpetersauren Lösung in der Dispersion vollständig als ZnO
vorlag, wurde der gemessene Wert des jeweiligen Elements unter Berücksichtigung der
spezifischen Masse mit der gemessenen Zn-Konzentration in Relation gesetzt. Die aus
den Ergebnissen der Messung errechneten Werte sind in Tab. 4.1 zusammengefasst.
Es liegen viele metallische Verunreinigungen in den Dispersionen vor. Die höchsten
Konzentrationen weisen dabei Magnesium (Mg), Eisen (Fe), und Kupfer (Cu) im Be-
reich von einigen ppm, Natrium (Na), Calcium (Ca), Yttrium (Y) und Blei (Pb)
im Bereich von einigen zehn ppm und Zirkon (Zr) und Aluminium (Al) im Bereich
bis zu einigen hundert ppm auf. Der Disperser arbeitet mit Y-stabilisierten ZrO2-
Mahlkörpern. Daher wird vermutet, dass die Mahlkörper die Quelle für einige der
gemessenen Verunreinigungen sind. Zur Überprüfung des Einflusses der Mahlbedin-
gungen auf die Fremdstoffkonzentration wurden Dispersionen mit Mahlkörpern einer
Größe von 0,1mm bzw. 0,5mm hergestellt und die Mahldauer von einer Stunde bis
zu sechs Stunden variiert.
Die Konzentration von Y und Zr in den Dispersionen nimmt mit steigender Mahldauer
zu, ist also mit hoher Wahrscheinlichkeit auf Abrieb der Mahlkörper zurückzuführen.
Dieser entsteht durch Kollisionen der Mahlkörper untereinander und mit den ZnO-
Nanopartikeln. Y und Zr können in ZnO als Donatoren eingebaut werden [119; 120].
Wahrscheinlicher erscheint in diesem Fall jedoch, dass Y und Zr als stabile Oxide in
Partikelform in der Dispersion vorliegen. Die Oxide von Y und Zr sind Materialien
mit großen Bandlücken. Y in Form von Y2O3 besitzt eine Bandlücke von 6 eV [121],
die Bandlücke von ZrO2 liegt je nach Kristallstruktur zwischen 3 eV und 5,3 eV [122],
Y-dotiertes ZrO2-Pulver schließlich hat eine Bandlücke von ca. 4,2 eV [123]. Daher
ist es denkbar, dass Y2O3 und ZrO2 in den Filmen, die aus den Dispersionen herge-
stellt werden, zwischen den ZnO-Partikeln vorliegen und diese teilweise räumlich und
elektrisch voneinander isolieren.
Ein leichter Anstieg der Konzentration mit der Mahldauer wird für den Großteil der
gemessenen metallischen Verunreinigungen festgestellt. Auch diese Verunreinigungen
könnten also durch Abrieb der Mahlkörper in die Dispersion gelangen. Die verwende-
ten ZnO-Partikel können darüber hinaus schon während ihrer Herstellung und beim
Transport verschmutzt worden sein. Da der Mahlprozess nicht in einer Reinraumum-
4.1 Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeldispersionen 71
Tabelle 4.1: Aus den ICP-MS Messungen errechnete Fremdstoffkonzentrationen der ZnO-
Dispersionen. Gemessen wurden ZnO-Dispersionen, die mit Mahlkörpern von
0,1mm bzw. 0,5mm und Mahldauern von einer Stunde bzw. sechs Stunden
dispergiert wurden. Für die Messung werden die Proben mit Salpetersäure
gelöst
Konzentration (ppm)
Element 1h 0,5 mm 6h 0,5 mm 1h 0,1 mm 6h 0,1 mm
Lithium 0,000 0,374 0,000 0,000
Natrium 13,952 27,617 20,806 27,846
Magnesium 3,273 5,414 1,806 2,282
Aluminium 5,925 18,114 135,127 272,001
Kalium 0,000 1,003 0,000 0,000
Calcium 22,071 23,783 15,229 19,469
Titan 0,655 1,138 0,388 1,037
Vanadium 0,041 0,038 0,025 0,032
Chrom 1,664 1,253 0,444 0,842
Mangan 1,160 1,003 1,190 1,334
Eisen 3,823 8,061 4,096 4,901
Kobalt 0,079 0,033 0,038 0,792
Nickel 0,503 0,370 0,710 1,486
Kupfer 4,779 5,156 4,598 4,976
Arsen 0,041 0,069 0,077 0,082
Strontium 0,012 0,022 0,033 0,052
Yttrium 8,355 39,918 15,121 40,016
Zirkon 160,955 710,927 229,936 703,908
Molybdän 0,365 0,311 0,000 0,000
Cadmium 0,366 0,421 0,356 0,978
Barium 0,100 0,156 0,061 0,194
Blei 10,359 10,113 9,709 9,720
Bismut 0,042 0,042 0,029 0,039
gebung stattfindet, sind mit großer Wahrscheinlichkeit auch Metallstäube in verwen-
deten Geräten und Kontamination durch Personen, die mit den Materialien in Kontakt
kommen, mitverantwortlich. Wie weit diese Stoffe bei der weiteren Prozessierung der
ZnO-Dispersionen in das Kristallgitter eingebaut und damit elektrisch aktiv werden,
72 Kapitel 4: Ergebnisse
ist nicht bekannt. Eine n-Dotierung mit dem Gruppe-III-Element Al auf einem Zn-
Gitterplatz ist denkbar [124; 36]. Weiterhin kann Cu in ZnO akzeptorartige Komple-
xe bilden, die eine n-Dotierung, beispielsweise durch Al, kompensieren können [125].
Kompensierend gegenüber einer n-Dotierung wirkt auch Pb in ZnO-Kristallen [126].
Daher muss für die Verwendung der ZnO-Dispersionen zur Herstellung von elektroni-
schen Bauelementen der Fremdstoffgehalt so gering wie möglich gehalten werden, um
eine ungewollte Dotierung zu vermeiden. Da nach der ICP-MS Analyse die Konzentra-
tion der metallischen Verunreinigungen in den Dispersionen mit steigender Mahldauer
ansteigt, sollte daher die kürzeste mögliche Mahldauer gewählt werden.
4.1.2 Partikelgrößenverteilung in Abhängigkeit von der Mahl-
dauer
Wie in Abschnitt 2.2.1 diskutiert, ist der Energieeintrag zur Zerkleinerung von Parti-
keln in Kugelmühlen eine Funktion der Durchmesser der Mahlkörper und der Mahl-
dauer. Zur Optimierung der ZnO-Dispersionen wurden daher Mahlkörper einer Grö-
ße von 0,1mm bzw. 0,5mm verwendet und die Mahldauer von einer Stunde bis zu
sechs Stunden variiert. Abbildung 4.1 zeigt die mittels dynamischer Lichtstreuung ge-
messene volumetrische Partikelgrößenverteilung q3 der unterschiedlich prozessierten
Dispersionen.
Die Partikelgrößenverteilung verschiebt sich für abnehmende Mahlkörperdurchmesser
und steigende Mahldauer zu kleineren Werten. Auffällig ist, dass mit den Mahlkörpern
von 0,1mm Durchmesser bereits nach einer Stunde ein ähnliches Mahlergebnis erreicht
wird, wie es mit den Mahlkörpern von 0,5mm Durchmesser erst nach sechs Stunden
der Fall ist. Für alle Prozessvarianten wird eine breite Größenverteilung beobachtet.
Der minimale gemessene Durchmesser entspricht in etwa der Primärpartikelgröße, es
werden aber für alle durchgeführten Dispergierprozesse Partikelgrößen bis zu eini-
gen hundert Nanometern gemessen. Es liegen also in allen hergestellten Dispersionen
Aggregate bzw. Agglomerate von einigen zehn Primärpartikeln vor, die durch den
Mahlvorgang nicht aufgebrochen werden konnten.
Für die Herstellung von homogenen Schichten mit geringer Rauheit verspricht eine
Dispersion mit kleinen Partikeln und wenigen Aggregaten bzw. Agglomeraten die bes-
ten Ergebnisse. Wie bei der ICP-MS Analyse im Hinblick auf Fremdstoffgehalt, wird
auch im Hinblick auf die Partikelgrößenverteilung die optimale Dispersion nach einer
Mahldauer von einer Stunde mit Mahlkörpern mit einem Durchmesser von 0,1mm
erreicht. Daher wurden für die weiteren Untersuchungen diese Dispergierparameter
gewählt.
4.1 Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeldispersionen 73
Abbildung 4.1: Volumetrische Größenverteilung der ZnO-Nanopartikel nach Mahldauern
von einer bzw. sechs Stunden mit Mahlkörpern von 0,1mm bzw. 0,5mm
Durchmesser gemessen mittels dynamischer Lichtstreuung. Für größere
Mahldauern und kleinere Mahlkörper verschiebt sich die Kurve zu klei-
neren Durchmessern
4.1.3 Ergebnisse der Thermogravimetriemessungen
Für die Verarbeitung von ZnO-Partikeln in der Flüssigphase müssen die Partikel in ei-
ner stabilen Dispersion vorliegen. Wie in Abschnitt 2.2 beschrieben, kann eine stabile
Dispersion durch Zugabe von organischen Stoffen erhalten werden. Nach Abschei-
dung der ZnO-Schicht auf einem Substrat stellt sich die Frage nach dem Einfluss
der organischen Bestandteile in der Schicht auf die elektrischen Eigenschaften. Da
die Stabilisatoren, um die Stabilität zu gewährleisten, sich an die Partikeloberflä-
chen anlagern müssen, liegen sie auch in der Schicht zwischen den Partikeln vor. Der
Ladungstransport zwischen den Partikeln muss daher entweder über oder durch die
organischen Stoffe erfolgen, was für direktes Tunneln einen sehr geringen Abstand,
sonst leitfähige Materialien, voraussetzt, oder die organischen Stoffe müssen nach der
Schichtabscheidung entfernt werden. Im Fall der verwendeten 3,6,9-trioxadecansäure,
die zehn Kettenatome aufweist und nicht leitfähig ist, wird von einem Abstand der
Partikel im Bereich der doppelten Kettenlänge ausgegangen. Daher wurde in dieser
Arbeit die 3,6,9-trioxadecansäure im Rahmen des Prozesses zur Herstellung der Bau-
elemente thermisch zersetzt. Thermogravimetrische Messungen wurden vorab durch-
geführt, um die Temperaturabhängigkeit der Zersetzung der organischen Bestandteile
der Dispersionen in den ZnO-Filmen zu untersuchen. In Abb. 4.2 ist eine Messung des
Gewichtsverlustes einer mit TODS stabilisierten ZnO-Dispersion in Ethanol mit stei-
gender Temperatur dargestellt. Die Messung wurde unter Stickstoffatmosphäre von
50°C bis 900°C mit einer Temperaturrampe von 10K pro Minute durchgeführt. Ein
geringer Gewichtsverlust unterhalb von 100°C kennzeichnet das Verdampfen des Lö-
sungsmittels Ethanol, dessen Siedepunkt bei 78°C liegt. Da Ethanol außerdem einen
74 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.2: Temperaturabhängiger Gewichtsverlust einer mit TODS stabilisierten
ZnO-Dispersion in Ethanol
hohen Dampfdruck besitzt, ist der Großteil des Lösungsmittels bereits bei der Verbrin-
gung der Probe in das Messgerät verdampft, so dass der gemessene Gewichtsverlust
nicht mit dem tatsächlichen Massenverhältnis von ZnO zu Ethanol in der Disper-
sion übereinstimmt. Ab etwa 300°C beobachtet man einen weiteren Gewichtsverlust,
der durch die Zersetzung des kleinen Moleküls TODS entsteht. Zwischen 400°C und
500°C sind die organischen Bestandteile weitestgehend zersetzt. Aufgrund der Ergeb-
nisse der Thermogravimetrieanalyse wurden die ZnO-Filme im Rahmen dieser Arbeit
einem Temperaturschritt bei mindestens 300°C für eine Zeitdauer von 30 Minuten
unterzogen, um die organischen Bestandteile zu entfernen.
4.1.4 Kristallinität der ZnO-Nanopartikel in Abhängigkeit von
der Mahldauer
Durch den Energieeintrag bei der Dispergierung können ursprünglich einkristalline
Partikel plastisch deformiert und teilweise amorphisiert werden [127]. Die elektrischen
Eigenschaften der Partikel würden durch eine Amorphisierung verändert, da der La-
dungstransport durch ein gestörtes Kristallgitter behindert wird [128]. In Abb. 4.3
sind TEM-Aufnahmen von einzelnen ZnO-Partikeln aus einer Dispersion gezeigt, die
mit Mahlkörpern eines Durchmessers von 0,5mm eine Stunde bzw. sechs Stunden
gemahlen wurde. Die ZnO-Partikel sind nach einer Stunde wie nach sechs Stunden
Dispergierdauer gleichermaßen einkristallin und weisen keine amorphen Bereiche auf.
TEM-Untersuchungen sind allerdings naturgemäß auf einzelne Partikel beschränkt,
so dass zusätzlich XRD-Messungen durchgeführt wurden, durch die die Kristallinität
von dünnen ZnO-Nanopartikelschichten in einem größeren Messfleck beurteilt wer-
den kann. Die Ergebnisse dieser Untersuchung werden in Abschnitt 4.2, in dem die
Ergebnisse der Charakterisierung der ZnO-Nanopartikelschichten behandelt werden,
4.2 Charakterisierung des Schichtsystems ZnO-SiO2-Si 75
Abbildung 4.3: TEM-Aufnahmen von ZnO-Partikeln nach dem Dispergieren. Links ein
ZnO-Partikel aus einer Dispersion gemahlen mit Mahlkörpern eines Durch-
messers von 0,5mm und einer Dispergierdauer von einer Stunde, rechts
ein ZnO-Partikel aus einer Dispersion gemahlen mit Mahlkörpern eines
Durchmessers von 0,5mm und einer Dispergierdauer von sechs Stunden.
In beiden Fällen sind die Kristallebenen als Linien, die über den gesamten
Partikeldurchmesser reichen, erkennbar
vorgestellt.
4.2 Charakterisierung des Schichtsystems ZnO-SiO2-
Si
In Abschnitt 2.3 wurde beschrieben, dass der Kanal eines Feldeffekttransistors direkt
an der Grenzfläche zwischen Halbleiter und Dielektrikum influenziert wird. Die Ei-
genschaften dieser Grenzfläche sind daher ausschlaggebend für die Eigenschaften der
Transistoren. Im Folgenden werden die morphologischen Messungen an den auf SiO2
aufgebrachten Schichten sowie die morphologische Charakterisierung der Grenzfläche
zwischen ZnO und SiO2 vorgestellt. Ein hoher Leckstrom durch das Dielektrikum
wurde gemessen, dessen Herkunft nicht vollständig geklärt werden konnte.
76 Kapitel 4: Ergebnisse
4.2.1 Eigenschaften von ZnO-Nanopartikelschichten auf SiO2-
Oberflächen
Die Eigenschaften von Schichten, die durch Flüssigphasen-Prozesse aufgebracht wur-
den, hängen, abgesehen von der Tintenviskosität und der Partikelgröße, stark von
den Wechselwirkungen der Tinte mit der Substratoberfläche ab. Speziell spielt die
Polarität der Lösungsmittel und der Substratoberfläche eine große Rolle beim Be-
netzungsverhalten. Auf SiO2-Oberflächen lassen sich durch Aufschleudern homogene
geschlossene Schichten aus den verwendeten ZnO-Tinten herstellen, da sowohl SiO2
als auch das enthaltene Lösungsmittel Ethanol polar sind. Nach der thermischen Be-
handlung zur Entfernung der organischen Bestandteile der Tinten sind die Schichten
tesafest. Die Haftung ist so stark, dass zur Entfernung das Abwischen mit einem lö-
sungsmittelgetränkten Tuch nicht ausreicht. Unter Verwendung eines Plastikspatels
kann die Schicht jedoch durch Kratzen zumindest stark geschädigt werden. Schichtei-
genschaften wie Schichtdicke, Schichtrauheit und Kristallinität wurden durch REM-
Untersuchungen, AFM-Messungen und XRD-Messungen in Abhängigkeit von der Pro-
zesstemperatur untersucht. Die Größe und Form der ZnO-Partikel in den Schichten
sowie die Schichtdicke kann aus REM-Aufnahmen wie in Abb. 4.4 bzw. 4.5 entnommen
werden.
Aus den Aufnahmen der Oberflächen in Abb. 4.4 ist ersichtlich, dass in den her-
gestellten Schichten Partikel verschiedener Größen und Formen vorhanden sind. Es
lassen sich plättchenförmige, runde und stäbchenartige Formen unterscheiden. Die-
se Beobachtung deckt sich mit den Ergebnissen der Partikelgrößenanalyse, die eine
breite Verteilung zeigten. Die Form und Größenverteilung der Partikel ändert sich
für den verwendeten Temperaturbereich nicht erkennbar mit der Prozesstemperatur.
Ein Partikelwachstum kann also durch REM-Aufnahmen nicht beobachtet werden.
Die Querschnittsaufnahme in Abb. 4.5 zeigt, dass die Schichten für die verwendeten
Schleuderzahlen etwa 300 nm dick und relativ homogen über der Probengröße sind.
Lediglich am Rand lässt sich eine leichte Erhöhung der Schichtdicke feststellen. Die
Schichten sind zudem optisch geschlossen und rissfrei. Poren zwischen den Partikeln
sind auf den REM-Aufnahmen zu erkennen. Die Porosität der vorliegenden Schichten
wurde aus XRR-Messungen, wie in Kap. 3 beschrieben, bestimmt und beträgt etwa
40%. Dieses Ergebnis stimmt mit den über optische Methoden gewonnenen Werten für
die Porosität von ITO-Nanopartikelschichten mit ähnlicher Primärpartikelgröße gut
überein [129]. Die Porosität der Nanopartikelschichten lässt qualitative Rückschlüsse
auf die Größe der Kontaktflächen zwischen den Partikeln zu. Eine niedrige Porosität
korrespondiert zu großen Kontaktflächen, die eine hohe Ladungsträgerbeweglichkeit
ermöglichen sollten. Nach der Perkolationstheorie [130] steigt auch die Anzahl der
Perkolationspfade mit sinkender Porosität.
4.2 Charakterisierung des Schichtsystems ZnO-SiO2-Si 77
1 µm1 µm
Abbildung 4.4: REM-Aufnahmen von Oberflächen von ZnO-Nanopartikelschichten nach
einer Temperung bei 300°C (links) und einer Temperung bei 500°C (rechts)
an Luft. Die Schichten sind mikroskopisch geschlossen, die Partikelgrößen
und -formen ändern sich im Temperaturbereich bis 500°C nicht
200 nm
Abbildung 4.5: REM-Aufnahmen des Querschnitts einer ZnO-Nanopartikelschicht nach
einer Temperung bei 400°C. Die Schicht ist etwa 300 nm dick und homogen,
es werden keine Kanäle von der Schichtoberfläche zum Substrat beobachtet
Die Analyse der Oberflächenrauheit der ZnO-Schichten wurde mittels AFM über einer
Fläche von 5µm x 5µm durchgeführt. Der maximale Höhenunterschied über diese Flä-
che liegt für die zwischen 300°C und 500°C getemperten Schichten im Bereich 80 nm
bis 90 nm, der quadratische Mittelwert der Rauheit Rrms beträgt zwischen 8 nm und
10 nm. Die Werte sind in Tabelle 4.2 zusammengefasst. Die Rauheitswerte nehmen
zwischen einer Prozesstemperatur von 300°C und 400°C zunächst leicht ab, steigen
aber für eine Prozesstemperatur von 500°C über die Werte der bei niedrigeren Tem-
peraturen behandelten Schichten an. Das spricht für Kornwachstum der ZnO-Partikel
bei einer Temperatur von 500°C. Daher werden darüber hinaus AFM-Messungen klei-
nerer Bereiche der Schichten mit höherer Auflösung durchgeführt. Aus dem hier ge-
78 Kapitel 4: Ergebnisse
Tabelle 4.2: Maximale Höhendifferenz und quadratischer Mittelwert der Rauheit Rrms der
ZnO-Nanopartikelschichten in Abhängigkeit von der Prozesstemperatur
Prozesstemperatur maximale Höhendifferenz (nm) Rrms (nm)
300°C 85,2 8,76
400°C 77,3 8,11
500°C 91,3 9,74
0 500 nm 0 0500 nm 500 nm
500 nm
300°C 400°C 500°C
Abbildung 4.6: AFM-Messungen von unterschiedlich getemperten ZnO-Nanopartikel-
schichten mit hoher Auflösung. Links eine Schicht nach einer Tempera-
turbehandlung bei 300°C, in der Mitte bei 400°C und rechts bei 500°C. Es
wird kein Kornwachstum im Temperaturbereich bis 500°C beobachtet
wonnenen Höhenprofil wird auf die Partikelgröße und die Anordnung der Partikel auf
dem Substrat geschlossen. Die Partikelgröße, die aus den Messungen leicht graphisch
bestimmt werden können, liegen für alle Prozesstemperaturen in einem Bereich von
50 nm bis 150 nm. Die größeren Durchmesser korrespondieren meist zu elliptisch oder
stäbchenförmig erscheinenden Partikeln. Diese Beobachtungen decken sich mit den
Ergebnissen der DLS-Analyse der Partikel in der Dispersion. Eine Aggregierung der
Primärpartikel zu größeren Verbünden, die in [129] für ITO-Partikel beobachtet wur-
de, ist nicht eindeutig identifizierbar. Eine Vergrößerung der Partikel mit steigender
Prozesstemperatur ist wie schon in der REM-Untersuchung nicht zu erkennen.
Es ist möglich, dass sich dennoch die Kontaktfläche zwischen den einzelnen Partikeln
durch Sintervorgänge erhöht hat. Die Bildung von Sinterhälsen durch Materialdiffusi-
on bei erhöhten Temperaturen ließ sich jedoch mit den verwendeten mikroskopischen
Methoden für eine Prozesstemperatur bis 500°C nicht nachweisen. Die Bildung von
Sinterhälsen in porösen Schichten führt zu einer rapiden Änderung des spezifischen
Widerstands [131]. Daher geben die Ergebnisse der elektrischen Charakterisierung,
die in Abschnitt 4.3 vorgestellt werden, mehr Aufschluss über Sintervorgänge bei den
verwendeten Prozesstemperaturen.
4.2 Charakterisierung des Schichtsystems ZnO-SiO2-Si 79
Abbildung 4.7: Röntgendiffraktometriemessungen an unterschiedlich getemperten ZnO-
Nanopartikelschichten zusammen mit der Referenzkarte (PDF 01-070-
8070) für ZnO in Wurtzitstruktur. Die Reflexe aller Proben stimmen sehr
gut mit der Referenz überein
Die Kristallinität der zwischen 300°C und 500°C getemperten ZnO-Schichten und eine
mögliche Vorzugsorientierung der Kristallite auf dem Substrat wurden mittels Rönt-
gendiffraktometrie mit streifendem Einfall untersucht. In Abb. 4.7 sind die Ergebnisse
der Messungen und eine Referenzkarte für ZnO im Wurtzitkristall aufgetragen. Die
sehr gute Übereinstimmung der Röntgenbeugungsreflexe der untersuchten Schichten
mit der Referenzkarte weist darauf hin, dass die ZnO-Partikel in kristalliner Form in
Wurtzitstruktur vorliegen. Der geringe Anstieg der Zählraten zu kleinen Winkeln gibt
darüberhinaus an, dass nur ein geringer amorpher Anteil vorhanden ist. Dieses Signal
kann von den Partikelgrenzen stammen, wo das Kristallgitter während des Mahlvor-
gangs geschädigt wurde. Es kann aber auch nicht ausgeschlossen werden, dass hier ein
Signal von dem Substrat, thermisch oxidiertem Si, gemessen wurde. Auch die Inten-
sität der Röntgenreflexe stimmt sehr gut mit dem Referenzmuster überein. Lediglich
das Signal für die 100-Ebene ist bei allen Proben gegenüber der Referenz von 55,6%
des (101)-Reflexes auf etwa 75% erhöht. Dies könnte auf eine Vorzugsorientierung der
Partikel auf dem Substrat entlang der a-Achse deuten. Um darüber eine eindeutige
Aussage zu treffen, ist die Änderung der Intensität jedoch nicht stark genug.
Zunächst kann aus dem Ergebnis der Messung geschlossen werden, dass eine Tem-
peraturbehandlung bis 500°C die Kristallstruktur der ZnO-Partikel nicht beeinflusst.
Eine nähere Betrachtung des intensitätsstärksten Röntgenreflexes gibt darüber hinaus
Aufschluss über die Kristallitgröße, die bei einer Temperaturbehandlung durch Sinter-
80 Kapitel 4: Ergebnisse
vorgänge verändert werden könnte. In Abb. 4.8 sind die (101)-Reflexe der verschieden
getemperten Proben vergrößert aufgetragen.
Eine Verringerung der Halbwertsbreite der Beugungsreflexe mit steigender Prozess-
temperatur würde nach Scherrer [132] ein Kristalldomänenwachstum anzeigen. Die
Halbwertsbreite des (101)-Reflexes ist für die bei 300°C und 400°C getemperte ZnO-
Schicht konstant bei 0,456° und sinkt für eine Prozesstemperatur von 500°C auf 0,414°.
Die Halbwertsbreiten entsprechen Domänengrößen von 18,2 nm bzw. 20,2 nm. Die ge-
messenen Größen sind für alle Temperaturen etwas kleiner als die mittels DLS, AFM
und REM ermittelten mittleren Kristallitdurchmesser. Die absoluten Werte aus der
Scherrer-Auswertung sind allerdings aufgrund der Annahme von sphärischen und ein-
heitlich großen Domänen mit Fehlern behaftet [133]. Eine weitere Erklärung für die
unterschiedlichen Ergebnisse der Methoden kann auch darin liegen, dass in der XRD-
Messung die Größe von einkristallinen Bereichen gemessen wird, die bei polykristal-
linen Partikeln nicht der Partikelgröße entspricht. Diese Möglichkeit erscheint aber
aufgrund der TEM-Untersuchungen in Kap. 4.1.4, in denen einkristalline Partikel be-
obachtet wurden, unwahrscheinlich. Die Änderung der Domänengröße mit steigender
Prozesstemperatur kann dennoch qualitativ betrachtet werden und ergibt eine kon-
stante Domänengröße für eine Erhöhung der Prozesstemperatur von 300°C auf 400°C.
Eine geringfügige Zunahme wird bei einer weiteren Erhöhung von 400°C auf 500°C
extrahiert. Daraus kann man schließen, dass in diesem Temperaturbereich Sintervor-
gänge beginnen, ohne mit optischen Methoden erkennbar zu sein. Einen detaillierten
Einblick in die Grenzflächenbeschaffenheit des Schichtstapels erlaubt die Untersu-
chung mittels TEM. Hierfür werden die Proben mechanisch durch Sägen und Schleifen
präpariert und mittels einer Ionenmühle gedünnt. In Abb. 4.9 ist die Übersichtsauf-
nahme einer bei 500°C getemperten ZnO-Schicht auf einer Si3N4-Schicht zu sehen. Die
ZnO-Partikel ordnen sich zu einer porösen Schicht auf dem Dielektrikum an. Dabei
befinden sich die ZnO-Partikel, die an der Grenzfläche zum Si3N4 liegen, in direktem
Kontakt zum Dielektrikum, eine Zwischenschicht, etwa aus Kohlenstoff oder anderen
organischen Resten aus der Dispersion, wird nicht beobachtet. Zwischenräume zwi-
schen den ZnO-Partikeln erscheinen in der Aufnahme hell, die gemessene Porosität
von 40% erscheint anhand der TEM-Aufnahme plausibel.
Die morphologischen Untersuchungen des Schichtstapels ZnO-SiO2-Si zeigen, dass sich
mittels eines einfachen Schleuderprozesses dünne, geschlossene ZnO-Filme reprodu-
zierbar herstellen lassen. Die hergestellten ZnO-Filme erscheinen mit einer Dicke von
etwa 300 nm, einer mittleren Schichtrauheit von etwa 10 nm und der Anordnung der
Partikel in direktem Kontakt mit dem Substrat für die Herstellung von Feldeffekt-
transistoren mit bottom-Gate geeignet. Für die Herstellung von top-Gate-TFTs ist
die Rauheit jedoch sehr hoch. Für eine homogene Bedeckung der Halbleiterschicht
durch ein Gate-Dielektrikum muss eine konforme Abscheidung des Isolators gewähr-
4.2 Charakterisierung des Schichtsystems ZnO-SiO2-Si 81
Abbildung 4.8: Vergrößerung des Bereichs um den (101)-Reflex aus der XRD-Messung an
unterschiedlich getemperten ZnO-Nanopartikelschichten. Die Intensitäten
wurden jeweils auf das Intensitätsmaximum normiert. Für eine Prozess-
temperatur von 500°C wird eine leichte Verringerung der Halbwertsbreite
des Signals gegenüber den niedrigeren Temperaturen beobachtet
leistet werden, was für eine Prozessierung aus der flüssigen Phase eine exakte Kontrol-
le des Verlaufs- und Trocknungsverhaltens voraussetzt. Die Folge einer inhomogenen
Bedeckung der Halbleiterschicht wären eine inhomogenen Feldverteilung bis hin zu
Kurzschlüssen zwischen Gate-Kontakt und Halbleiterschicht. Daher wäre für die Pro-
zessierung von top-Gate-TFTs eine Optimierung der Halbleiterschicht hinsichtlich der
Rauheit vorteilhaft.
4.2.2 Leckstrom durch das Schichtsystems ZnO-SiO2-Si
Durch das Schichtsystem ZnO-SiO2-Si fließt bei einer Feldstärke von 2MV/cm im
SiO2 ein unerwartet hoher Leckstrom im Bereich von 10−4 A/cm2. Zu erwarten wäre
eine Stromdichte von etwa 10−8 A/cm2 [19]. Eine mögliche Ursache für die Erhö-
hung des Leckstroms könnte im Einbau von Fallenzuständen in das SiO2 durch die
Abscheidung der ZnO-Schicht liegen, die den Stromtransport durch das SiO2 unter-
stützen würden. Eine andere Möglichkeit ist der Transport der Ladungsträger über
die Oberfläche und Ränder der Proben zum Si-Substrat durch die aufgeschleuderte
ZnO-Schicht. Zur Überprüfung wurde die ZnO-Schicht auf einigen Proben mittels
Tesa-Lift-off strukturiert. Dafür würden die oxidierten Si-Substrate vor dem Auf-
82 Kapitel 4: Ergebnisse
200 nm
PECVD-Si N3 4
ZnO
Kleber
Abbildung 4.9: TEM-Aufnahme einer bei 500°C getemperten ZnO-Schicht auf einer Si3N4-
Schicht. Die Struktur der Si3N4-Schicht ist herstellungsbedingt
schleudern der ZnO-Tinte mit Tesafilm abgeklebt, so dass nur an den Stellen, an de-
nen die Source/Drain-Kontakte vorgesehen waren, die Substratoberfläche frei blieb.
Nach dem Aufschleudern der ZnO-Tinte und dem Trocknen der Schicht wurde der Te-
safilm wieder abgezogen, bevor die Proben bei 400°C im Ofen getempert wurden. Die
Transferkennlinien der Transistoren wurden mit unstrukturierten Proben hinsichtlich
des Gate-Leckstroms bezogen auf die Metallkontaktfläche bei einer angelegten Gate-
Spannung von 40V und einer Drain-Spannung von 20V verglichen. Die gemessene
Leckstromdichte ist mit etwa 10−6 bis 10−7 A/cm2 für kleine Weiten der Kontakte bei
der strukturierten Probe wesentlich geringer als bei der unstrukturierten Probe. Daher
ist es wahrscheinlich, dass der Stromfluss zur Rückseite des Substrats über die Ober-
fläche der ZnO-Schicht erfolgt. Für beide Proben wird ein Anstieg der berechneten
Stromdichte mit der Kontaktgröße beobachtet, was ebenfalls auf Strompfade über die
Oberflächen hinweist. Für große Kontaktflächen nähert sich die Leckstromdichte der
strukturierten Probe an die Leckstromdichte der unstrukturierten Probe an. Da noch
Reste der ZnO-Schicht nach Abziehen des Tesas zurückbleiben und sich die größten
Kontakte am Rand der Probe befinden, ist hier möglicherweise der Strompfad über
die Oberflächen zur Rückseite über die ZnO-Reste geschlossen. Die weiteren Unter-
suchungen wurden an TFTs mit unstrukturierter ZnO-Schicht durchgeführt, da eine
Strukturierung mittels Tesa-Lift-off aufwändig und schlecht reproduzierbar ist. Für
die Auswertung der Kennlinien wurde der Drain-Strom um den Leckstrom korrigiert.
Für die Entwicklung von integrierten gedruckten Schaltungen auf Basis von ZnO ist
eine Strukturierung der Halbleiterschicht zur Isolation der Transistoren gegeneinander
ohnehin unabdingbar, so dass hohe Gate-Leckströme über Oberflächen unterdrückt
werden.
4.3 Elektrische Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeltransistoren 83
Abbildung 4.10: Vergleich des Leckstroms durch den bei 400°C getemperten Schichtstapel
ZnO-Siliciumdioxid-Silicium mit unstrukturierter Halbleiterschicht bzw.
mittels Tesa-Lift-off strukturierter Halbleiterschicht aufgetragen gegen
die Fläche der Kontakte
4.3 Elektrische Charakterisierung der ZnO-Nanopar-
tikeltransistoren
Zunächst werden die in Stickstoffatmosphäre durchgeführten elektrischen Messun-
gen an den wie in Abschnitt 3.1 beschrieben hergestellten Transistoren vorgestellt.
Zur Optimierung des Herstellungsprozesses werden bei 300°C, 400°C bzw. 500°C an
Luft getemperte Transistoren anhand charakteristischer Parameter wie der Ladungs-
trägerbeweglichkeit im Sättigungsbereich µsat, der Einsatzspannung U0, der Unter-
schwellensteilheit S und des Ion/Ioff-Verhältnisses verglichen. Zusätzlich wurden die
Ausgangskennlinien nach Gl. (2.63) angepasst, um das aufgestellte Modell für TFTs zu
verifizieren und die Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration n0 abzuschätzen. Die
optimale Prozesstemperatur wird für die verwendete Dispersion so zu 400°C bestimmt.
4.3.1 Bestimmung der optimalen Prozessparameter
Für die Herstellung von ZnO-Transistoren wird eine Dispersion verwendet, die mit
Mahlkörpern mit einem Durchmesser von 0,1mm eine Stunde gemahlen wurde. Die
Temperaturbehandlung wurde bei 300°C, 400°C bzw. 500°C an Luft durchgeführt, da
aufgrund der thermogravimetrischen Messung (siehe Abb. 4.2) eine Mindesttempera-
tur von 300°C zum Entfernen der organischen Bestandteile bestimmt wurde. Die in
Stickstoffatmosphäre aufgenommenen Kennlinien der verschieden getemperten Tran-
sistoren, jeweils mit einem Verhältnis von W zu L von etwa 11 (wie in Abschnitt 4.3.2
beschrieben wird, entsprechen die realen W/L-Verhältnisse nicht den auf der Maske
84 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.11: Links: In Stickstoffatmosphäre gemessene Ausgangs- und Transferkenn-
linien eines ZnO-Nanopartikeltransistors mit einem W/L-Verhältnis von
11, prozessiert mit einer maximalen Temperatur von 300°C. Rechts: An-
passung der Kurven nach Gl. (2.63)
vorgesehenen), sind in den Abb. 4.11, 4.12 und 4.13 dargestellt. Die Kennlinien wur-
den nach dem in Abschnitt 3.2.3 angegebenen Verfahren um den Leckstrom korrigiert.
Die bei 300°C getemperten Bauelemente verhalten sich wie in Abb. 4.11 beispielhaft
gezeigt wie selbstleitende n-Kanal-Transistoren. Für kleine Drain-Spannungen wird
in den Ausgangkennlinien ein linearer Anstieg des Stromes beobachtet. Daher kann
von einem ohmschen Verhalten der Al-Kontakte zu der ZnO-Schicht ausgegangen
werden. Eine nichtideale Charakteristik der Kontakte würde sich für kleine Drain-
Spannungen in einem konvexen Anstieg des Drain-Stroms äußern. Für hohe Drain-
Spannungen ist die Abhängigkeit des Ausgangsstromes von der Gate-Spannung annä-
hernd quadratisch. Die Einsatzspannung U0 wird graphisch aus der Auftragung von√ID gegen UG zu -12,8V bestimmt, aus der Steigung ergibt sich nach Gl. (3.3) für
eine Drain-Spannung von 20V eine Ladungsträgerbeweglichkeit von 5,5·10−3 cm2/Vs.
Aus der Transferkennlinie bei einer Drain-Spannung von 20V wird ein off-Strom Ioff
von 2·10−8 A bei einer Gate-Spannung von -18V abgelesen. Unter der Annahme, dass
der Widerstand des Volumens der Halbleiterschicht den off-Strom begrenzt, wurde
aus der gemessenen Dicke der Halbleiterschicht dHL von 300 nm und unter der An-
nahme, dass die Ladungsträgerbeweglichkeit im Volumen der Ladungsträgerbeweg-
lichkeit im Kanal entspricht, eine Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration n0 von
2·1015 cm−3 bestimmt. Mit diesen Parametern als Startwerte wurden nach Gl. (2.63)
die Ausgangskennlinien angepasst. Wird die Ladungsträgerbeweglichkeit konstant zu
6,1·10−3 cm2/Vs gesetzt, ist die Anpassung bis zu einer Gate-Spannung von 20V hin-
reichend genau, während sich für hohe Gate-Spannungen ein geringerer Strom als
bei den gemessenen Kennlinien ergibt. Die Krümmung der Kennlinien wird dabei
gut abgebildet. Wird für die einzelnen Kennlinienäste eine variable Ladungsträgerbe-
4.3 Elektrische Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeltransistoren 85
Abbildung 4.12: Links: In Stickstoffatmosphäre gemessene Ausgangs- und Transferkenn-
linien eines ZnO-Nanopartikeltransistors mit einem W/L-Verhältnis von
11, prozessiert mit einer maximalen Temperatur von 400°C. Das Bau-
element verhält sich wie ein selbstleitender n-Kanal-Transistor. Rechts:
Anpassung der Kurven nach Gl. (2.63)
weglichkeit zugelassen, können die Kennlinien nach Gl. (2.63) fast exakt nachgebil-
det werden (siehe Abb. 4.11 rechts). Für die Gatespannungen von 0V bis 40V wer-
den dann die Ladungsträgerbeweglichkeiten zu 5·10−3 cm2/Vs, 5,5·10−3 cm2/Vs und
6,7·10−3 cm2/Vs bestimmt. Ein Anstieg der Ladungsträgerbeweglichkeit mit der Gate-
Spannung ist für Dünnfilmtransistoren basierend auf gedruckten Schichten bekannt
und wird auf die mit der Gate-Spannung zunehmende Sättigung von Grenzflächen-
zuständen zurückgeführt [94]. Das Verhältnis zwischen Ion und Ioff ist etwa 30, die
maximale Unterschwellensteilheit beträgt etwa 30V/dec.
An den bei 400°C getemperten Proben konnten, wie in Abb. 4.12 zu sehen, ebenfalls
Transistorkennlinien aufgenommen werden, die allerdings im verwendeten Spannungs-
bereich keine vollständige Sättigung zeigen. Die graphisch bestimmte Einsatzspan-
nung U0 ist -47V. Die unvollständige Sättigung weist auf eine großen Beitrag des Vo-
lumens zum Gesamtstrom hin. Daher ist die graphische Bestimmung der Einsatzspan-
nung mit großer Unsicherheit behaftet. Die Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration
von 2·1016 cm−3 wurde für die Anpassung nach Gl. (2.63) wie oben aus dem off-Strom
von 3·10−7 A und einer Schichtdicke des Volumens der Halbleiterschicht von 300 nm ex-
trahiert, wobei die Ladungsträgerbeweglichkeit aus der gemessenen Transferkennlinie
bestimmt wurde. Die aus der Anpassung bestimmte Gleichgewichtsladungsträgerkon-
zentration n0 ist gegenüber den bei 300°C getemperten Proben erhöht, was sich in der
ebenfalls höheren negativen Einsatzspannung und dem hohen Wert des off-Stromes
niederschlägt. Dieser kann durch negative Gate-Spannungen im verwendeten Mess-
bereich nicht vollständig verarmt werden, die pinch-off-Spannung liegt unterhalb von
-40V. Wie im Fall der bei 300°C getemperten Proben können auch hier die Kennlinien
mit den aus den Kennlinien bestimmten Werten und mit einer konstanten Ladungs-
86 Kapitel 4: Ergebnisse
trägerbeweglichkeit nicht exakt angepasst werden. Die in Abb. 4.12 rechts gezeigte
Anpassung erfolgt mit Ladungsträgerbeweglichkeiten für Gate-Spannungen von -20V
bis 40V von 1,1·10−2 cm2/Vs, 1,6·10−2 cm2/Vs, 2,1·10−2 cm2/Vs und 2,4·10−2 cm2/Vs
im Sättigungsbereich. Dies stellt eine Erhöhung der Ladungsträgerbeweglichkeit ge-
genüber den bei 300°C getemperten Proben dar und lässt sich auf die thermische
Zersetzung der organischen Bestandteile der Dispersion während des Prozesses zu-
rückführen. Nach den Ergebnissen der thermogravimetrischen Messung beginnt die
Zersetzung der organischen Stoffe bei 300°C, ist aber erst bei etwa 400°C abgeschlos-
sen. Die Vermutung liegt nahe, dass sich in den bei 300°C getemperten Schichten
noch Reste des organischen Stabilisators zwischen den Partikeln befinden, die als
Barrieren für den Ladungstransport wirken und daher die Ladungsträgerbeweglich-
keit limitieren. Dieser Sachverhalt wird in Abschnitt 4.5 näher untersucht. Aufgrund
des erhöhten off-Stromes ist trotz des Anstiegs des on-Stromes gegenüber dem bei
300°C getemperten Transistor das Verhältnis von Ion zu Ioff mit 10 weiterhin gering.
Die Unterschwellensteilheit beträgt 34,6V/dec.
Die bei 500°C getemperten Proben zeigen nahezu Widerstandsverhalten. Wie auch
anhand der Transferkennlinie zu erkennen ist, zeigt der Drainstrom nur wenig Ab-
hängigkeit von der Gatespannung. Hier ist die Leitfähigkeit der ZnO-Schicht so hoch,
dass eine Anreicherung oder Verarmung von Ladungsträgern in der unmittelbaren
Nähe der Grenzfläche zwischen Gatedielektrikum und ZnO-Schicht den Gesamtstrom
von Source nach Drain nicht wesentlich ändert. Die Bestimmung der Ladungsträgerbe-
weglichkeit und der Einsatzspannung aus der Transferkennlinie ist hier nicht sinnvoll.
Wenn die Ladungsträgerbeweglichkeit der bei 400°C getemperten Probe zugrunde ge-
legt wird, kann aus dem off-Strom von 3·10−5 A und einer Halbleiterschichtdicke von
300 nm eine Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration von 1,7·1018 cm−3 bestimmt
werden. Die Transistorparameter haben auf die Kennlinien kaum Auswirkungen. Wie
in Abb. 4.13 rechts dargestellt, kann für eine angenommene Einsatzspannung von
-100V das Ausgangskennlinienfeld nach Gl. (2.63) angepasst werden. Das Verhältnis
von Ion zu Ioff ist lediglich 1,2, auf die Bestimmung der Unterschwellensteilheit wur-
de in diesem Fall verzichtet. Die signifikante Änderung der elektrischen Eigenschaften
geht, wie in Abschnitt 4.2 beschrieben, nicht mit einer Änderung der morphologischen
Eigenschaften der Schichten mit steigender Prozesstemperatur einher.
4.3.2 Statistische Auswertung der Messungen
Die in dieser Arbeit gefertigten ZnO-Transistoren weisen innerhalb einer Probe eine
große Streuung in Bezug auf charakteristische Bauelementeparameter auf. Die Un-
terschwellensteilheit variiert beispielsweise für eine bei 400°C getemperte Probe in-
nerhalb eines Chips von 30V/dec bis 65V/dec, das Ion/Ioff-Verhältnis bewegt sich
4.3 Elektrische Charakterisierung der ZnO-Nanopartikeltransistoren 87
Abbildung 4.13: Links: In Stickstoffatmosphäre gemessene Ausgangs- und Transferkenn-
linien eines ZnO-Nanopartikeltransistors mit einem W/L-Verhältnis von
11, prozessiert mit einer maximalen Temperatur von 500°C. Das Bau-
element zeigt annähernd Widerstandsverhalten. Rechts: Anpassung der
Kurven nach Gl. (2.63)
zwischen 2 und 10 und die Einsatzspannung schwankt zwischen -95V und -45V.
Eine statistische Auswertung der unter Stickstoffatmosphäre gewonnenen Messergeb-
nisse gibt Aufschluss über eine Systematik der Streuung in Abhängigkeit der Lage
der Bauelemente auf dem Chip oder der Geometrie der Source- und Drain-Kontakte.
Die tatsächlichen Kanalweiten und -längen der hergestellten Transistoren wurden da-
für mit einem elektronisch gesteuerten Lichtmikroskop und entsprechender Software
nachgemessen. Abbildung 4.14 zeigt links die gemessenen Werte für die Kanalweiten
und -längen auf einem Chip, rechts die daraus berechneten W/L-Verhältnisse für die
einzelnen Transistoren. Bei der Messung der Kanalweiten wurden dabei nur geringe
Abweichungen von den auf der Maske vorgesehenen Maßen festgestellt, die Kanallän-
gen sind bei den hergestellten Strukturen wesentlich größer als im Layout der Maske
(vgl. Abb 3.2).
Die Auswertung der Streuung der Unterschwellensteilheit, des I on/I off-Verhältnis und
der Einsatzspannung unter Berücksichtigung der Kanalweiten und -längen und der
Lage auf dem Chip ergibt keinerlei Systematik der Streuung. Für die in Abb. 4.15
d) gegen das W/L-Verhältnis aufgetragene Sättigungsbeweglichkeit ist dagegen ein
Trend zu erkennen. In der Auftragung der Sättigungsbeweglichkeit gegen W/L ist
ein Anstieg mit steigendem W/L-Verhältnis zu erkennen. In die Berechnung der Be-
weglichkeit geht das W/L-Verhältnis der Transistoren mit ein, so dass der Schluss
naheliegt, dass die effektiven Weiten und Längen nicht mit den gemessenen geometri-
schen Werten übereinstimmen.
Nach Okamura et al. [134] sind bei TFTs wie den hier gefertigten, deren aktive Halb-
leiterschicht nicht strukturiert wurde, Streufelder und damit eine effektive Vergröße-
rung der Weite der Transistoren zu erwarten. Das würde für kleine W/L-Verhältnisse
88 Kapitel 4: Ergebnisse
~110
3000
2000
1500
1000
~150 ~180 ~200 ~230
9
13,6
18,2
27,3 20 16,7 15 13
18,2 11,1 10 8,3
10 8,3 7,5 6,3
6,7 5,6 5 4,3
Abbildung 4.14: Links: Beispiel für mittels Lichtmikroskop gemessene Abmessungen der
Source- und Drain-Kontakte der Transistoren auf einem Chip, alle Maße
sind in µm angegeben. Rechts: Daraus berechnete W/L-Verhältnisse der
Transistoren auf dem Chip
ohne Korrektur der Geometrie zu einer Überschätzung der Ladungsträgerbeweglich-
keit führen. Diese Vorhersage trifft bei den hier gemessenen Proben nicht zu, da ein
Anstieg der Beweglichkeit mit steigendem W/L beobachtet wird. Die Bauelemente mit
den größten W/L-Verhältnissen weisen auch keine Gemeinsamkeiten bei der Lage auf
dem Chip auf (siehe Abb. 4.14), das heißt, sie sind sowohl in den Randbereichen als
auch mittig zu finden. Daher ist der Unterschied der Ladungsträgerbeweglichkeiten
nicht auf makroskopische Inhomogenitäten der Schicht, die aus der Schichtherstel-
lung mittels Aufschleudern resultieren könnten, zurückzuführen. Dagegen ist ein An-
stieg der Beweglichkeit mit sinkender Kanallänge zu beobachten. Die überproportional
große Ladungsträgerbeweglichkeit der Transistoren mit den geringsten Kanallängen
könnte daher ihre Ursache auf mikroskopischer Ebene haben. Unter der Annahme,
dass in der ZnO-Schicht Perkolationspfade wie in Abb. 4.16 schematisch dargestellt
existieren, kann die tatsächliche Kanallänge der Transistoren die geometrische Kanal-
länge signifikant übersteigen. Geht man zudem davon aus, dass die Perkolationslänge
begrenzt ist, können zwischen zwei weit auseinander liegenden Kontakten schon vie-
le Perkolationspfade abgerissen sein, so dass sich zusätzlich auch die effektive Weite
verringert. Beide Effekte würden zu der hier beobachteten Abnahme der Ladungsträ-
gerbeweglichkeit mit zunehmender Kanallänge führen.
Zusammenfassend muss aus der statistischen Auswertung der elektrischen Messungen
der Schluss gezogen werden, dass zum jetzigen Zeitpunkt die Reproduzierbarkeit und
die Homogenität der hergestellten ZnO-Transistoren eine Integration in elektronische
Schaltungen nicht zulässt. Um dieses Ziel zu erreichen, muss zunächst die Homogenität
der ZnO-Dispersionen im Hinblick auf Partikelgrößen und –formen sowie die Eigen-
4.4 Einfluss der Messatmosphäre auf Eigenschaften der ZnO-
Nanopartikeltransistoren 89
Abbildung 4.15: Einsatzspannung, Ion/Ioff-Verhältnis, Unterschwellensteilheit und Sätti-
gungsbeweglichkeit von Transistoren auf einer bei 400°C an Luft getem-
perten Probe aufgetragen gegen das Verhältnis von W/L. Für die Sätti-
gungsbeweglichkeit ist eine lineare Anpassung eingezeichnet
schaften der Lösungsmittel optimiert werden, um dann während der Trocknungsphase
eine regelmäßige Anordnung der Partikel in der Schicht unter Verhinderung der Bil-
dung von mikroskopischen Rissen zu erreichen.
4.4 Einfluss der Messatmosphäre auf Eigenschaften
der ZnO-Nanopartikeltransistoren
Bereits 1952 wurden Untersuchungen der Leitfähigkeit von ZnO in Abhängigkeit der
Messatmosphäre veröffentlicht [135]. Die Wechselwirkung von ZnO mit Gasmolekülen
findet in Form von Adsorption an der Oberfläche des ZnO statt. Daher wird ZnO für
Sensoranwendungen zumeist als feines Pulver verarbeitet, um das Verhältnis der Ober-
fläche zum Volumen zu erhöhen. Die in dieser Arbeit hergestellten ZnO-Transistoren
basieren ebenfalls auf pulverförmigem ZnO. Da Einflüsse der Messatmosphäre auf die
Eigenschaften der Transistoren zu erwarten sind, wurden sie zusätzlich zu den Mes-
sungen unter Stickstoff auch an Raumluft mit kontrollierter Luftfeuchtigkeit und im
90 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.16: Schematische Darstellung einer Partikelschicht zwischen zwei Kontakten.
Die Linien kennzeichnen die vorhandenen Perkolationspfade
Vakuum charakterisiert.
In Abb. 4.17 sind die an Luft mit einer relativen Luftfeuchtigkeit (RF) von 30% ge-
messenen Ausgangs- und die Transferkennlinienfelder eines bei 400°C getemperten
ZnO-Transistors mit einem W/L-Verhältnis von etwa 11 aufgetragen. Zunächst fällt
auf, dass der Strom im ausgeschalteten Zustand mit 3·10−9 A für niedrige Luftfeuch-
tigkeit um den Faktor 100 niedriger ist als der Wert, der unter Stickstoffatmosphäre
gemessen wurde, während der Strom im angeschalteten Zustand auf demselben Niveau
bleibt. Daher steigt das Verhältnis von Ion zu Ioff von 10 auf über 1000, die Unter-
schwellensteilheit S ist 9,9V/dec. Die Sättigungsbeweglichkeit µsat steigt ebenfalls
von etwa 1,8·10−2 cm2/Vs in Stickstoffatmosphäre auf etwa 3,0·10−2 cm2/Vs bei 30%
relative Luftfeuchte an, während die Einsatzspannung von -47V auf etwa -4V steigt.
Die Anpassung der Kurven nach Gl. (2.63) ist nur mit einer Anpassung der Einsatz-
spannung für jeden Kennlinienast möglich. Die Drain-Spannung, bei der die Sättigung
eintritt, sollte sich aus der Differenz der Gate-Spannung und der konstanten Einsatz-
spannung ergeben, was für das gemessene Kennlinienfeld nicht zutrifft. Für die Rech-
nung wurden die Ladungsträgerbeweglichkeiten zu 2,0·10−2 cm2/Vs, 3,0·10−2 cm2/Vs,
3,2·10−2 cm2/Vs und 5,0·10−2 cm2/Vs für die Gate-Spannungen von -20V bis 40V ge-
setzt. Die Einsatzspannung musste für eine Gate-Spannung von -20V und 0V zu -8V
gesetzt werden, für eine Gate-Spannung von 20V zu 0V und für eine Gate-Spannung
von 40V zu 12V. Die Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration ist im Vergleich zur
Messung an Stickstoff, wo durch die Kennlinienanpassung ein Wert von 2·1016 cm−3
bestimmt wurde, vernachlässigbar gering.
Für höhere Luftfeuchtigkeiten ist, wie in Abb. 4.18 zu sehen, eine rückläufige Ent-
wicklung zu beobachten. Daher wird vermutet, dass nicht Wassermoleküle, sondern
der Sauerstoffgehalt der Messatmosphäre im Bereich geringer Luftfeuchtigkeit be-
stimmend für die Transistorparameter ist. Die Änderung der Leitfähigkeit von ZnO
4.4 Einfluss der Messatmosphäre auf Eigenschaften der ZnO-
Nanopartikeltransistoren 91
Abbildung 4.17: Links: An Luft mit einer relativen Luftfeuchte von 30% gemessene
Ausgangs- und Transferkennlinien eines bei 400°C getemperten Transis-
tors, das W/L-Verhältnis beträgt etwa 11. Rechts: Anpassung der Kurven
nach Gl. (2.63)
beim Wechsel zwischen Luft und Stickstoff findet quasi instantan statt. Daher sind
Diffusionsvorgänge im Volumen als Ursache auszuschließen. Auf einer wesentlich klei-
neren Zeitskala findet dagegen die Adsorption und Desorption von Molekülen und
Atomen an der Oberfläche von ZnO statt. Nach Li et al. [136] wirkt an den Ober-
flächen adsorbierter Sauerstoff als Haftstelle für freie Elektronen aus dem Volumen
und kann als O−, O2− oder O−
2 vorliegen. An den Kristallitoberflächen bildet sich
daher eine Raumladungszone, die eine Barriere für den Ladungstransport darstellt.
Eine Verarmungszone, deren Ausdehnung von der Dotierungskonzentration und der
Debye-Länge wie in Abschnitt 2.4.2 beschrieben abhängt, bildet sich aus. Die Barriere
an den Partikeloberflächen wird in Abschnitt 4.5 näher untersucht.
Zum Einfluss der Luftfeuchtigkeit auf das elektrische Verhalten der ZnO-Transistoren
sollen nun die für höhere relative Luftfeuchtigkeiten gemessenen Transferkennlinien
betrachtet werden. Wie in Abb. 4.18 links zu sehen, steigt der Strom im ausgeschal-
teten Zustand zwischen 22% und 33% relative Luftfeuchtigkeit um fast eine Grö-
ßenordnung, während der on-Strom nahezu gleich bleibt. Die Einsatzspannung ist in
Abb. 4.18 rechts gegen die relative Feuchte aufgetragen.
Es wird eine Verschiebung zu höheren negativen Werten beobachtet. Der Anstieg
des off-Stroms gemeinsam mit der Linksverschiebung der Einsatzspannung zeigt eine
Absenkung der oben beschriebenen Barrieren in der ZnO-Schicht an. Zur Erklärung
dieser Tatsache müssen die Adsorptions- und Desorptionsvorgänge an der Oberfläche
der ZnO-Partikel näher betrachtet werden. Nach Morrison [137] ist der Einfluss von
Wasser auf die Leitfähigkeit von Halbleitern meist auf eine Wechselwirkung von Was-
sermolekülen mit zuvor an den Halbleiteroberflächen adsorbiertem Sauerstoff zurück-
zuführen. Der Effekt beruht dabei auf einer Neutralisierung von elektrischen Feldern
92 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.18: Links: Bei verschiedenen relativen Feuchtigkeiten an Luft gemessene
Transferkennlinien eines bei 400°C getemperten ZnO-Transistors mit ei-
nem W/L-Verhältnis von etwa 11. Mit steigender Luftfeuchtigkeit wird
eine Linksverschiebung der Kurven und gleichzeitig eine Erhöhung des
off-Stroms beobachtet. Rechts: Einsatzspannung des ZnO-Transistors in
Abhängigkeit von der relativen Luftfeuchtigkeit. Die Einsatzspannung
wird für steigende Luftfeuchtigkeit zu höheren negativen Werten verscho-
ben
an den Oberflächen durch physisorbiertes Wasser, was die Energie des von Sauerstoff
besetzten Oberflächenzustands verändert. Demnach wird in relativ trockener Umge-
bung die ZnO-Oberfläche nur teilweise von chemisorbiertem Wasser besetzt und Sau-
erstoff kann als O−
2 adsorbieren. Damit ist ein Elektron aus dem Volumen des ZnO
auf dem Sauerstoffmolekül lokalisiert. In einer Umgebung mit höherer Luftfeuchtig-
keit wird weiteres Wasser physisorbiert und formt Dipole auf der ZnO-Oberfläche.
Das Energieniveau des Elektrons am Sauerstoff wird dadurch unattraktiv, so dass die
Gleichgewichtskonzentration von adsorbiertem Sauerstoff sinkt. Durch die geringere
Belegung der Partikeloberflächen mit Sauerstoff sinkt die Zahl der Fallen an den Par-
tikeloberflächen Nt, die im Modell für Ladungstransport durch kristalline Schichten
(vgl. Abschnitt 2.4.2) eingeführt wurden, gleichzeitig steigt die Ladungsträgerkonzen-
tration n0 im Volumen des Partikels. Durch die Verringerung von Nt und eine Erhö-
hung von n0 sinken die Barrieren an den Korngrenzen. Dadurch steigt der off-Strom,
die pinch-off-Spannung und die Einsatzspannung werden zu negativen Werten verscho-
ben. Dieses Modell wird durch die Tatsache unterstützt, dass sich sowohl off-Strom
als auch Einsatzspannung für steigende Luftfeuchtigkeit den in Stickstoff gemessenen
Werten annähern. In Stickstoff ist die Gleichgewichtskonzentration von adsorbiertem
Sauerstoff an den Partikeloberflächen ebenfalls gering. Ein Anstieg der Ladungsträ-
gerkonzentration über den ursprünglichen Wert hinaus, der auf einen zusätzlichen
dotierenden Effekt des Wassers deuten würde, wurde jedoch nicht beobachtet.
Die elektrischen Messungen im Vakuum erfolgten im Kryostaten, in dem auch die tem-
peraturabhängigen Messungen, die in Abschnitt 4.5 vorgestellt werden, vorgenommen
4.4 Einfluss der Messatmosphäre auf Eigenschaften der ZnO-
Nanopartikeltransistoren 93
Abbildung 4.19: Drain-Strom von unterschiedlich getemperten ZnO-Nanopartikeltransis-
toren mit einem Verhältnis von W/L von etwa 11 während des Abpum-
pens im Kryostaten bei einer Drain-Spannung von 20V und einer Gate-
Spannung von 30V. Es wird ein Absinken des Drain-Stroms beobachtet,
der für die bei 300°C getemperte Probe stärker ausgeprägt ist, als für die
bei 500°C getemperte Probe
wurden. Direkt nach dem Einbau in den Kryostaten wurde an die Probe eine Drain-
Spannung von 20V und eine Gate-Spannung von 30V angelegt und der resultierende
Drain-Strom während dem Anlaufen der Pumpen beobachtet. In Abb. 4.19 sind bei-
spielhaft die Drain-Ströme für zwei unterschiedlich getemperte Proben gegen die Zeit
aufgetragen. Bei beiden Proben wird zunächst ein Absinken des Drain-Stroms, also ei-
ne Erhöhung des Widerstands, mit der Zeit festgestellt. Die einzelnen Bereiche können
dabei den Stufen „Abpumpen 1“ und „Abpumpen 2“, wie in der Graphik angegeben,
zugeordnet werden. Die Stufe „Abpumpen 1“ wird von einer Drehschieberpumpe ge-
leistet, die für einen passenden Vordruck für die in der zweiten Stufe zugeschalteten
Turbomolekularpumpe sorgt. Die Änderung des Widerstands ist bei der bei 300°C
getemperten Probe ausgeprägter als bei der bei 500°C getemperten Probe. Nach 24
Stunden Lagerung im Vakuum bei Raumtemperatur wurde das in Abb. 4.20 darge-
stellte Ausgangs- und Transferkennlinienfeld an einer bei 400°C an Luft getemperten
Probe aufgenommen. Hier fällt auf, dass der off-Strom gegenüber der Messung an Luft
um mehr als zwei Größenordnungen zugenommen hat und damit im selben Bereich
wie der in Stickstoff gemessene Strom liegt. Die Ladungsträgerbeweglichkeit und das
Verhältnis von Ion zu Ioff sind wie in Stickstoff im Bereich 5· 10−2 cm2/Vs bzw. 10.
Die Einsatzspannung ist aufgrund des großen off-Stromes graphisch nicht eindeutig
bestimmbar und wird daher durch die Anpassung der Kennlinie nach Gl. (2.63) abge-
schätzt. Auf Basis dieser Werte und unter der Annahme, dass die Beweglichkeit der
Ladungsträger im Volumen gleich der Ladungsträgerbeweglichkeit im Kanal ist, wird
aus der Anpassung nach Gl. (2.63) eine Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration n0
von 8,4·1017 cm−3 bestimmt. Die Kennlinien können fast exakt nachgebildet werden
94 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.20: Links: In Vakuum gemessene Ausgangs- und Transferkennlinien eines bei
400°C getemperten Transistors mit einem Verhältnis von W/L von etwa
11. Die extrahierten Werte für Ion, Ioff und die Ladungsträgerbeweglich-
keit entsprechen den Werten in Stickstoff. Rechts: Anpassung der Aus-
gangskennlinie nach Gl. (2.63)
(siehe Abb. 4.11 rechts), wenn eine Einsatzspannung U0 von -50V eingesetzt wird
und für die Gatespannungen von -20V bis 40V die Ladungsträgerbeweglichkeiten zu
2,9·10−2 cm2/Vs, 5·10−2 cm2/Vs, 5,5·10−2 cm2/Vs und 6·10−2 cm2/Vs gesetzt werden.
Die maximale Unterschwellensteilheit beträgt 42,7V/dec. Daraus wird geschlossen,
dass die bei der Verbringung der Proben in Vakuum anfänglich beobachtete Verrin-
gerung der Leitfähigkeit der ZnO-Schichten auf die Desorption von Wassermolekülen
zurückzuführen ist. Die Erhöhung der Leitfähigkeit bei längerer Lagerung im Vakuum
ist dagegen wahrscheinlich auf die Desorption von Sauerstoff zurückzuführen, so dass
die Oberflächenbelegung der ZnO-Partikel in Stickstoff und Vakuum vergleichbar ist.
Die elektrischen Messungen in verschiedenen Atmosphären haben gezeigt, dass die
Eigenschaften der ZnO-Partikelschichten stark von adsorbierten Sauerstoff- und Was-
sermolekülen an der Oberfläche beeinflusst werden. Für die Verwendung der Partikel
für elektronische Schaltungen muss also für eine stabile Funktion ein geeignetes Ver-
fahren zur Kapselung der ZnO-Schichten gefunden werden.
4.5 Ladungstransport in ZnO-Nanopartikelschichten
Die Ladungstransportmechanismen in Halbleitern werden meist aus der Tempera-
turabhängigkeit des spezifischen Widerstands bzw. der Ladungsträgerbeweglichkeit
bestimmt. Dazu werden Hall-Messungen bei tiefen Temperaturen durchgeführt, aus
denen sowohl die Ladungsträgerkonzentration als auch die Ladungsträgerbeweglich-
keit und der Leitungstyp des Halbleiters bestimmt werden. Am vorliegenden System
wurden ebenfalls Hall-Messungen durchgeführt, die allerdings starke Streuungen auf-
4.5 Ladungstransport in ZnO-Nanopartikelschichten 95
Abbildung 4.21: Arrhenius-Auftrag der Leitfähigkeiten von bei 300°C, 400°C bzw. 500°C
an Luft getemperten ZnO-Nanopartikelschichten. Eine lineare Anpassung
über den gesamten Messbereich ist nicht möglich
wiesen und zum Teil physikalisch nicht sinnvolle Werte für die Ladungsträgerbeweg-
lichkeit lieferten. Dieses Phänomen ist auch in der Literatur behandelt worden. Kami-
ya et al. [56] berichten von Veröffentlichungen über p-Typ ZnO, die auf unkorrekten
Hall-Messungen basieren. Als Ursache für die falsche Interpretation der Messungen
wird hier eine inhomogene Leitfähigkeit von dünnen Schichten angegeben, die zu un-
erwarteten Strompfaden führt. Andere Autoren berichten, dass Hall-Messungen an
Schichten mit einer spezifischen Leitfähigkeit von unter 10−9 Ω−1cm−1 nicht möglich
sind [107]. Die ZnO-Nanopartikelschichten weisen, wie in Abschnitt 4.2 beschrieben,
eine Porosität im Bereich von 40% auf. Eine inhomogene Leitfähigkeit der Schichten
ist also zu erwarten. Für die bei niedrigen Temperaturen getemperten Proben liegt
zusätzlich der spezifische Widerstand im Bereich GΩcm und damit in einem Bereich,
in dem Hall-Messungen nicht mehr möglich sind. Daher wurde die Ladungsträgerbe-
weglichkeit der ZnO-Nanopartikelschichten aus den daraus aufgebauten Transistoren
extrahiert. Die spezifische Leitfähigkeit wurde, wie in Kap. 3 beschrieben, gemessen.
Alle Messungen bei tiefen Temperaturen wurden im Vakuum aufgenommen.
In Abb. 4.21 ist die spezifische Leitfähigkeit von verschieden getemperten ZnO-Nano-
partikelschichten im Arrhenius-Auftrag dargestellt. Die spezifische Leitfähigkeit der
bei 300°C und 400°C getemperten Proben ist fast gleich groß, während die bei 500°C
getemperte Probe eine um zwei Zehnerpotenzen größere Leitfähigkeit besitzt. Für
alle Schichten wird die für Halbleiter typische Abnahme der Leitfähigkeit mit ab-
nehmender Temperatur beobachtet, die auf das, allerdings in keinem Fall vollstän-
dige, Ausfrieren der Ladungsträger zurückzuführen ist. Die Temperaturabhängigkeit
der bei niedrigeren Temperaturen getemperten Schichten ist dabei ausgeprägter als
die der bei 500°C getemperten Schichten. Die Abnahme der Leitfähigkeit aller Pro-
ben zwischen Raumtemperatur und etwa 270K ist wiederum auf eine Änderung der
96 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.22: Sättigungsbeweglichkeit von unterschiedlich getemperten ZnO-Nanopar-
tikeltransistoren aufgetragen gegen die Messtemperatur. Der steile Ver-
lauf der Kurven deutet auf einen Ladungstransport durch Hüpfen hin
Oberflächenbelegung der ZnO-Nanopartikelschichten, etwa durch Kondensation von
Restgasmolekülen, zurückzuführen und wird zur Bestimmung der Ladungstransport-
mechanismen nicht ausgewertet. Auch wenn die Auswertung nur für Temperaturen
unterhalb von 270K durchgeführt wird, ist eine lineare Anpassung der Kurven für
keine Probe über den gesamten Messbereich möglich. Die Abnahme der Aktivierungs-
energie für niedrige Temperaturen ist ein erster Hinweis auf einen durch Störstellen
dominierten Ladungstransportmechanismus, der im Weiteren noch näher untersucht
wird.
Abbildung 4.22 zeigt die an den hergestellten Transistoren bestimmte temperaturab-
hängige Ladungsträgerbeweglichkeit der ZnO-Nanopartikeltransistoren. Der doppelt-
logarithmische Auftrag dient zur Identifizierung der Temperaturabhängigkeit der Be-
weglichkeit, die, wie in Abschnitt 2.4 vorgestellt, für alle Streumechanismen exponen-
tiellen Charakter hat. Die Ladungsträgerbeweglichkeit liegt bei Raumtemperatur im
Vakuum für alle Proben bei etwa 10−3 bis 10−2 cm2/Vs. Der Verlauf der Beweglich-
keit ist für die bei 300°C bzw. 400°C getemperten Proben etwa proportional zu T6,
während die bei 500°C getemperte Probe einen Verlauf proportional zu T4 zeigt. Bei-
de Exponenten sind wesentlich höher als der für Streuung an ionisierten Störstellen
erwartete Wert von 0,5. Höhere Exponenten deuten auf einen großen Beitrag zum La-
dungstransport durch Hüpfen hin, da hier die Beweglichkeit stark eingeschränkt ist.
Für die höchste Prozesstemperatur von 500°C scheint die Bedeutung des Hüpfens von
Ladungsträgern für den Ladungstransport jedoch abzunehmen, so dass ein Übergang
zur Bandleitung vermutet wird. Das für andere Halbleiter wie Si bekannte Maximum
der Ladungsträgerbeweglichkeit unterhalb der Raumtemperatur, das durch Abnah-
me der Streuung an akustischen Phononen verursacht wird, konnte für diese Proben
nicht beobachtet werden. Wie in Abschnitt 2.4 vorgestellt, ist eine Limitierung der
4.5 Ladungstransport in ZnO-Nanopartikelschichten 97
Abbildung 4.23: Arrhenius-Auftrag der Sättigungsbeweglichkeit von unterschiedlich ge-
temperten ZnO-Nanopartikeltransistoren. Der Verlauf der Kurven ist ty-
pisch für Ladungstransport, der durch energetische Barrieren an Korn-
grenzen limitiert ist
Ladungsträgerbeweglichkeit in den vorliegenden granularen Schichten durch Streuung
an Korngrenzen wahrscheinlich. Aus dem Arrhenius-Auftrag der Sättigungsbeweglich-
keiten der hergestellten Transistoren in Abb. 4.23 kann die Barrierenhöhe nach der
in Abschnitt 2.4.2 vorgestellten Theorie extrahiert werden. Die Steigung der Kur-
ven im Arrhenius-Auftrag ist nicht über den ganzen Temperaturbereich konstant. Im
Temperaturbereich von etwa 150K bis 300K werden thermisch aktivierte Beweglich-
keiten mit einer Aktivierungsenergie von 80 - 110meV festgestellt. Ähnliche Werte für
die Aktivierungsenergie der Ladungsträgerbeweglichkeit in diesem Temperaturbereich
wurden schon für viele polykristalline Halbleiter wie Si [102], SnO2 [138], CuGaSe2[139] und auch flüssig prozessiertes ZnO [140] extrahiert. Nach dem Modell für den
Ladungstransport über Korngrenzen gibt die Aktivierungsenergie in diesem Bereich
direkt die Höhe der energetischen Barrieren an, die von den Ladungsträgern durch
thermionische Emission überwunden werden. Für niedrigere Temperaturen nimmt die
Steigung der Kurven ab, es ergibt sich hier eine Aktivierungsenergie von etwa 50meV.
Für die oben genannten Materialien wurde diese Abnahme der Steigung ebenfalls be-
obachtet und einem Übergang des Ladungstransports zu tunnelunterstützter Emission
über die Korngrenzen zugeschrieben.
In Abb. 4.24 ist die effektive Beweglichkeit eines bei 300°C getemperten ZnO-Na-
nopartikeltransistors für verschiedene Gate-Spannungen gegen die Messtemperatur
aufgetragen. Die Barrierenhöhe nimmt in diesem Fall bei Messtemperaturen zwischen
150K bis 300K für eine Erhöhung der Gate-Spannung von 0V auf 40V von 110meV
auf 90meV ab. Nach dem in Abschnitt 2.4 vorgestellten Modell von Hossain et al.
[109] für polykristalline ZnO-Transistoren wird durch die Gate-Spannung die Höhe
der energetischen Barrieren an den Korngrenzen und damit der Strom durch das
98 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.24: Arrhenius-Auftrag der effektiven Beweglichkeit eines bei 300°C getem-
perten ZnO-Nanopartikeltransistors für verschiedene Gate-Spannungen.
Die Barrierenhöhe sinkt für steigende Gate-Spannung
Bauelement gesteuert. Daher ist die Aktivierungsenergie der effektiven Beweglichkeit
der vorliegenden Transistoren abhängig von der angelegten Gate-Spannung. Die durch
die angelegte Gate-Spannung in den Kanal influenzierten Ladungsträger erhöhen die
Dichte der freien Ladungsträger. Die Barrierenhöhe berechnet sich dann nach den
Gl. (2.73) für im Vergleich zur Haftstellendichte niedriger Ladungsträgerkonzentration
bzw. (2.74) für im Vergleich zur Haftstellendichte hoher Ladungsträgerkonzentration.
In Abschnitt 4.4 wurde bereits der Einfluss von adsorbierten Sauerstoff- und Wasser-
molekülen auf die Barrieren durch Verarmungszonen an den ZnO-Partikeloberflächen
gezeigt. Die Barrierenhöhe an Luft kann aus temperaturabhängigen Messungen der
Ladungsträgerbeweglichkeit bestimmt werden. Da bei Temperaturen unterhalb des
Gefrierpunktes an Luft Feuchtigkeit auf den ZnO-Schichten gefrieren und die Mess-
ergebnisse verfälschen könnte, wurden diese Messungen bei Temperaturen zwischen
20°C und 55°C durchgeführt. Die Sättigungsbeweglichkeit an Luft mit einer relativen
Luftfeuchtigkeit von 33% ist in Abb. 4.25 gegen die inverse Temperatur aufgetra-
gen [63]. Die extrahierte Barrierenhöhe ist mit 289mV dreimal höher als in Vakuum.
Dieses Ergebnis bestätigt die Rolle von adsorbierten Molekülen bei der Ausbildung
von energetischen Barrieren an ZnO-Oberflächen. Der an den Oberflächen adsorbier-
te Sauerstoff, der als O−, O2− oder O−
2 vorliegen kann, wirkt als Haftstelle für freie
Elektronen aus dem Volumen. Die Haftstellendichte an den Kristallitoberflächen ist
durch den adsorbierten Sauerstoff erhöht, gleichzeitig entsteht eine Verarmungszone,
deren Ausdehnung von der Konzentration der freien Ladungsträger und der Debye-
Länge, wie in Abschnitt 2.4.2 beschrieben, abhängt. Damit ist die Dichte der freien
Ladungsträger in den Partikeln verringert. Sowohl die Erhöhung der Haftstellendichte
als auch die Verringerung der Ladungsträgerkonzentration führen zu einer Erhöhung
der energetischen Barrieren an den Korngrenzen [63]. Ein Modell für die ZnO-Partikel
4.6 Diskussion der Ergebnisse 99
Abbildung 4.25: Arrhenius-Auftrag der Sättigungsbeweglichkeit eines bei 400°C getem-
perten ZnO-TFTs gemessen in Vakuum bzw. an Luft mit einer relativen
Luftfeuchtigkeit von 33%. Die Barrierenhöhe ist an Luft wesentlich höher
als in Vakuum [63]
und eine Skizze der energetischen Barrieren ist für eine sauerstofffreie und eine sau-
erstoffhaltige Atmosphäre in den Abb. 4.26 dargestellt [141].
Die Änderung der Eigenschaften der ZnO-Nanopartikeltransistoren in verschiedenen
Messatmosphären lässt sich mit dem von Hossain [109] aufgestellten Modell schlüs-
sig erklären. Durch hohe energetische Barrieren, wie sie in den ZnO-Schichten in
trockener Luft bestimmt wurden, wird der Strom durch den Transistor für Gate-
Spannungen unterhalb der Einsatzspannung effektiv unterdrückt. Tatsächlich wurde
in den Messungen an Luft ein etwa um zwei Größenordnungen geringerer off-Strom
gemessen als in Stickstoffatmosphäre. Die Sättigungsbeweglichkeit wird von diesen
energetischen Barrieren wenig beeinflusst, da die Barrierenhöhe an der Grenzfläche
zum Dielektrikum für Gate-Spannungen größer der Einsatzspannung auf Werte nahe
qUTh abgesenkt werden.
4.6 Diskussion der Ergebnisse
4.6.1 Zusammenfassung der Eigenschaften der Transistoren
Es konnten funktionierende Dünnfilmtransistoren basierend auf ZnO-Nanopartikel mit
einem einfachen Prozess und bei niedrigen Prozesstemperaturen ab 300°C hergestellt
werden. Bei steigender Prozesstemperatur erhöht sich die Ladungsträgerkonzentrati-
on in den ZnO-Schichten, was sich in den Transistorkennlinien durch eine Erhöhung
des off-Stromes und einen weiteren Anstieg des Drainstromes im Sättigungsbereich
auswirkt. Anhand der in Kap. 2.3 aufgestellten Gleichung für die Strom-Spannungs-
100 Kapitel 4: Ergebnisse
Abbildung 4.26: Links: Bändermodell für eine ZnO-Partikelschicht in sauerstofffreier At-
mosphäre. Die Höhe der Barrieren an den Korngrenzen beträgt 98mV.
Rechts: Bändermodell für eine ZnO-Partikelschicht in sauerstoffhaltiger
Atmosphäre. Die Barrieren an den Korngrenzen sind gegenüber der Mes-
sung an Stickstoff durch den adsorbierten Sauerstoff stark erhöht[141]
Beziehung von TFTs mit Akkumulationskanal konnten die gemessenen Ausgangs-
kennlinien angepasst werden, wenn eine Abhängigkeit der Sättigungsbeweglichkeit
von der Gate-Spannung berücksichtigt wurde. Eine Ausnahme bildet das an Luft
gemessene Ausgangskennlinienfeld einer bei 400°C getemperten Probe. Hier musste
die Einsatzspannung für verschiedene Gate-Spannungen angepasst werden. In die-
sem Fall ist allerdings anhand der Kennlinien ersichtlich, dass die Abhängigkeit des
Abschnürpunktes von der Gate-Spannung nicht exakt quadratisch ist. Eine Varia-
tion der Gate-Spannung erscheint daher plausibel. Die Werte bzw. Mittelwerte der
für die Anpassung benutzten Parameter sind in Tab. 4.3 zusammengefasst. Die ex-
Tabelle 4.3: Für die Anpassung der Ausgangskennlinien nach Gl. (2.63) benutzte Werte
bzw. Mittelwerte
Parameter 300°C N2 400°C N2 500°C N2 400°C Luft 400°C Vakuum
Ion/Ioff 30 10 1,2 1000 10
µsat (10−3 cm2/Vs) 5,7 18 n.a. 33 49
n0 (1015 cm−3) 2 20 1700 n.a. 840
S (V/dec) 30 35 n.a. 9,9 43
Ioff (A) 2· 10−8 3· 10−7 3· 10−5 3· 10−9 2· 10−7
U0 (V) -12,8 -47 n.a. -8...12 -50
trahierte Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration und damit der off-Strom steigen
mit steigender Prozesstemperatur, während das Verhältnis von Ion zu Ioff sinkt und
die Einsatzspannung U0 zu höheren negativen Werten geht. Der Vergleich zwischen
den elektrischen Messungen an Luft und in Vakuum ergibt eine höhere Sättigungs-
beweglichkeit µsat und eine höhere Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration n0 an
4.6 Diskussion der Ergebnisse 101
Vakuum. Das Verhältnis von Ion zu Ioff ist dagegen an Luft höher, die Steigung im
Unterschwellenbereich ist größer. Der off-Strom ist an Luft um zwei Größenordnungen
geringer und die Einsatzspannung U0 ist zu positiveren Werten verschoben.
Die geringen berechneten Ladungsträgerbeweglichkeiten von einigen 10−3 cm2/Vs bis
10−2 cm2/Vs sind, wie in Abschnitt 2.3.5 diskutiert, auf die Grenzfläche zwischen ZnO-
Nanopartikeln und SiO2 zurückzuführen. Zum einen ist die Grenzfläche sehr rau, so
dass Ladungsträger stark gestreut werden. Zum anderen erfolgt die Berechnung der
Ladungsträgerbeweglichkeit unter der Annahme, dass durch das Gate-Feld eine ho-
mogene Ladungsträgerkonzentration influenziert wird. Da die Grenzfläche zwischen
Gate-Dielektrikum und ZnO-Schicht nicht homogen ist, ist es wahrscheinlicher, dass
nur geringe Berührflächen zwischen Dielektrikum und Halbleiter existieren und La-
dungsträger nur lokal influenziert werden. Damit wird bei der Berechnung der La-
dungsträgerbeweglichkeit unter Verwendung der geometrischen Gate-Abmessungen
die influenzierte Ladungsmenge überschätzt, so dass die berechneten Werte unterhalb
der realen Werte liegen.
Das niedrige Verhältnis von Ion zu Ioff für alle Transistoren ist auf den hohen off-
Strom zurückzuführen. Nach Hossain [109] wird der off-Strom von polykristallinen
ZnO-Transistoren durch Barrieren an den Korngrenzen kontrolliert. Für die Verbes-
serung des Ion/Ioff-Verhältnisses müssen also die Barrieren gezielt eingestellt werden.
Dass das für die in dieser Arbeit hergestellten nanopartikulären ZnO-Transistoren er-
reicht werden kann, wird in Abschnitt 4.4 gezeigt. Durch Lagerung an Luft mit einer
relativen Luftfeuchtigkeit von 22% adsorbiert an den ZnO-Oberflächen Sauerstoff und
liegt dann in Form von O−, O2− oder O−
2 vor. Der Sauerstoff wirkt als Haftstelle für
Elektronen aus dem Volumen der ZnO-Kristallite. Die auf dem Sauerstoff lokalisierte
Ladung erhöht die Barriere an den Korngrenzen gegenüber derjenigen in Stickstoff-
atmosphäre. Es kann so eine Steigerung des Ion/Ioff-Verhältnis um den Faktor 1000
erzielt werden, die Ladungsträgerbeweglichkeit bleibt dabei nahezu konstant. Eine
Einstellung der Barrieren durch eine gezielte Belegung der Oberflächen könnte eben-
falls durch Sauerstoffionen, die mittels Sauerstoffplasma [141] zur Verfügung gestellt
wurden, erfolgen. Die Exposition der ZnO-Schichten zu den im Plasma vorhandenen
Sauerstoff-Radikalen führt dazu, dass darauf aufgebaute Transistoren einen geringeren
off-Strom zeigen als Vergleichsproben. Dieser Effekt ist allerdings nicht stabil, nach
etwa sieben Tagen nähern sich die gemessenen Werte denen der Vergleichsproben an.
Der Einfluss von Wassermolekülen auf die elektrischen Eigenschaften der ZnO-Schich-
ten ist dergestalt, dass die Physisorption von Wasser eine Desorption des Sauerstoff
und damit eine Umkehr des oben beschriebenen Effekts bewirkt. Wenn die Luftfeuch-
tigkeit erhöht wird, nähern sich die Kennlinien der ZnO-Transistoren den in Stickstoff
gemessenen Kennlinien an. Die beobachteten Effekte in den verschiedenen Atmosphä-
102 Kapitel 4: Ergebnisse
ren sind umkehrbar, die Änderung der Eigenschaften bei der Verbringung an Luft mit
unterschiedlicher Feuchte finden quasi instantan statt, bei der Verbringung in Stick-
stoffatmosphäre oder Vakuum haben sich nach etwa 24 Stunden wieder stabile Werte
eingestellt.
4.6.2 Möglichkeiten zur weiteren Optimierung der ZnO-Tran-
sistoren
Um die Leistungsaufnahme der gedruckten TFTs im ausgeschalteten Zustand ge-
ring zu halten, muss der off-Strom der Transistoren gering gehalten werden sowie
die on-Spannung nahe null liegen. Beides kann, wie sich aus Abschnitt 2.3 erschließt,
durch eine Minimierung der Halbleiterschichtdicke erreicht werden. Wenn die Halb-
leiterschichtdicke sehr klein ist, genügt schon eine sehr kleine pinch-off-Spannung, um
die Halbleiterschicht vollständig zu verarmen und den off-Strom zu minimieren. Im
angeschalteten Zustand führt die Verringerung der Halbleiterschicht dazu, dass das
Volumen der Halbleiterschicht nicht signifikant zur Stromleitung beiträgt, wodurch
eine vollständige Sättigung des Drain-Stromes für hohe Drain-Spannungen erreicht
wird.
Der Änderung der Transistorkenngrößen in Abhängigkeit der Umgebungsatmosphä-
re könnte mit einer geeigneten Kapselung begegnet werden. Alternativ wird in der
Literatur auch die Stabilisierung von ZnO durch Metallionen wie Gallium oder Indi-
um diskutiert [58; 142]. Tatsächlich wird in gesputterten ZnO-Schichten bei Zugabe
dieser Metalle eine geringere Änderung der Leitfähigkeit in Abhängigkeit der Stöchio-
metrie als bei reinen ZnO-Schichten beobachtet. Daher könnte eine Mischphase aus
Galliumoxid, Indiumoxid und Zinkoxid auch weniger Abhängigkeit von den Oberflä-
chenzuständen zeigen. Zu Partikeln aus diesen Mischoxiden sind aber zum Zeitpunkt
dieser Arbeit noch keine Veröffentlichungen vorhanden.
Die Herstellung von top-Gate-TFTs verspricht eine Vergrößerung der Kontaktflächen
zwischen Halbleiterschicht und Gate-Dielektrikum. In einem direkten Vergleich wurde
ein TFT mit top- und bottom-Gate realisiert und elektrische Messungen unter Steue-
rung des Kanals mit jeweils einem Gate durchgeführt [143]. An derselben Halbleiter-
schicht wurden je nach Aufbau Ladungsträgerbeweglichkeiten von 2,81· 10−3 cm2/Vs
für den bottom-Gate-Aufbau bzw. 5,61· 10−3 cm2/Vs für den top-Gate-Aufbau be-
stimmt. Die Parameter der TFTs sind daher keine Materialparameter für die Halb-
leiterschicht, sondern ergeben sich für den gesamten Aufbau der Bauelemente. Für
eine Verbesserung der Transistoreigenschaften sollten daher künftige Untersuchungen
auf die Realisierung von top-Gate-TFTs abzielen.
Kapitel 5
Zusammenfassung und Diskussion
In der vorliegenden Arbeit wurden erfolgreich Dünnfilmtransistoren aus einem kom-
merziell erhältlichen ZnO-Pulver hergestellt. Dafür wurde ein einfacher Prozess für
die Aufbereitung des Pulvers zu einer stabilen Dispersion und für die Verarbeitung
der Dispersion zu dünnen Filmen entwickelt. Ein Hybridansatz zur Herstellung von
Bauelementen aus herkömmlicher CMOS-Technologie, mit der die Elektroden und das
Gate-Dielektrikum hergestellt werden, und einem Schleuderverfahren, mit dem die ak-
tive Schicht aufgebracht wird, erlaubt eine Bewertung der erzielbaren Eigenschaften
von ZnO-Nanopartikeltransistoren unter Idealbedingungen.
Die verwendeten ZnO-Partikel, die in der Gasphase hergestellt werden, sind stark
agglomeriert bzw. aggregiert. Daher muss zur Aufbereitung zu einer Dispersion das
Pulver zerkleinert und stabilisiert werden. In Zusammenarbeit mit A. Reindl (Lehr-
stuhl für Feststoff- und Grenzflächenverfahrenstechnik) innerhalb des GRK 1161/1
konnte ein Prozess zur Herstellung einer stabilen Dispersion entwickelt werden, die zu
elektrisch funktionalen Filmen verarbeitet werden kann. Als geeigneter Stabilisator
für die ZnO-Dispersionen stellte sich dabei TODS, ein kleines Molekül, heraus. Die
Auswirkungen der zum Ausbrennen der organischen Zusätze notwendigen Tempera-
turbehandlung auf die morphologischen Eigenschaften der ZnO-Nanopartikelschicht
wurden durch verschiedene Methoden dokumentiert. Im Temperaturbereich bis 500°C
findet hier keine messbare Veränderung der Nanostruktur statt.
Anhand der Ladungsträgerbeweglichkeit, des Verhältnisses von Ion zu Ioff und der Ein-
satzspannung wurde der Einfluss der Prozesstemperatur und der Messatmosphäre auf
die ZnO-Transistoren charakterisiert. Es wurde festgestellt, dass die Prozesstempera-
turen auf die elektrischen Eigenschaften der ZnO-Nanopartikelschichten einen starken
Einfluss haben. Die optimale Prozesstemperatur wurde im Rahmen dieser Arbeit zu
400°C bestimmt. Mittels einer detaillierten Untersuchung der ZnO-Transistoren in
Abhängigkeit von der Temperaturbehandlung mit einer Verfeinerung der Tempera-
103
104 Kapitel 5: Zusammenfassung und Diskussion
turschritte und Variation der Gasatmosphäre im Ofen könnte dieses vorläufige Er-
gebnis präzisiert werden. Es ergab sich ebenfalls eine Abhängigkeit der Eigenschaften
der ZnO-Transistoren von der Messatmosphäre, die hauptsächlich auf Adsorption von
Sauerstoff bzw. Wassermolekülen an den Partikeloberflächen zurückgeführt werden
kann.
Der dominierende Ladungstransportmechanismus in den ZnO-Nanopartikelschichten
konnte durch temperaturabhängige Messungen an den hergestellten Transistoren iden-
tifiziert werden. Der Ladungstransport erfolgt durch thermische Emission über ener-
getische Barrieren an den Partikeloberflächen. Die Bestimmung der Barrierenhöhen
in Vakuum und in Luft mit relativer Luftfeuchte von 30% ergab in Vakuum etwa
100meV, in Luft eine dreifach höhere Barriere von etwa 300meV. Damit kann der
Einfluss von an den ZnO-Oberflächen adsorbierten Molekülen auf die Barrierenhö-
hen quantifiziert werden. Das Verhalten der Transistoren in sauerstoffhaltigen und
sauerstofffreien Atmosphären kann damit schlüssig erklärt werden.
Im Hinblick auf das Projektziel des Graduiertenkollegs, der Verwendung von nanopar-
tikulären Materialien für die druckbare Elektronik, wird festgehalten, dass die verwen-
deten Prozesse und Prozesstemperaturen mit kostengünstigen Glassubstraten kompa-
tibel sind. Für Polymerfolien, die sich für Rolle-zu-Rolle-Beschichtungsverfahren eig-
nen würden, ist die Temperatur, die zum Entfernen der organischen Bestandteile der
Dispersion notwendig ist, zu hoch. Darüber hinaus sind die aus den Transistorkennlini-
en extrahierten Ladungsträgerbeweglichkeiten mit maximal 5 · 10−2 cm2/Vs sehr ge-
ring. Weiterhin bewirkt in logischen Schaltungen die Abhängigkeit der Kenngrößen der
Transistoren von der Umgebungsatmosphäre unzuverlässige Funktion. Schwankungen
des Verhältnisses von Ion zu Ioff und U0 verursachen Schwankungen des Drain-Stroms,
der das Maß für den gespeicherten Wert darstellt. Es könnte nicht sicher zwischen ei-
ner „1“ und einer „0“ unterschieden werden.
Die geringe Sättigungsbeweglichkeit der untersuchten ZnO-Transistoren ist auf die
Grenzfläche zwischen Halbleiter und Dielektrikum zurückzuführen. Die Kontaktflä-
chen zwischen den Materialien sind durch die zufällige Anordnung der unterschied-
lich geformten ZnO-Partikel und -Agglomerate auf der glatten SiO2-Oberfläche be-
schränkt. Das über das Gate angelegte elektrische Feld dringt bevorzugt in die in
direktem Kontakt befindlichen Partikel ein, ein inhomogener Kanal und eine geringe
effektive Ladungsträgerbeweglichkeit sind die Folge. Zur Verbesserung der Grenzfläche
können mehrere Maßnahmen ergriffen werden. Durch das Zentrifugieren der Disper-
sionen können direkt vor der Schichtherstellung Agglomerate entfernt werden. Durch
die einheitlichere Größe der Partikel ist dann eine regelmäßigere Anordnung auf dem
Substrat möglich. Weiterhin verspricht ein Aufbau der Transistoren mit top-Gate eine
Vergrößerung der Kontaktflächen zwischen Dielektrikum und Halbleiter, beispielswei-
105
se durch eine konforme Abscheidung des Dielektrikums auf der Partikelschicht. Ein
direkter Vergleich von ZnO-Transistoren im bottom- und top-Gate-Aufbau von Faber
et al. [24] zeigt eine Erhöhung der effektiven Ladungsträgerbeweglichkeit um fast drei
Größenordnungen durch den top-Gate-Aufbau.
Die Unterschwellensteilheit der untersuchten Transistoren ist mit minimal etwa
10V/dec sehr hoch und erfordert eine hohe Versorgungsspannung. Für Anwendun-
gen in gedruckten integrierten Schaltungen wäre die dadurch verursachte Verlustleis-
tung zu hoch. Die Versorgungsspannung kann durch die Erhöhung der Gatekapazität
durch eine Verringerung der Isolatordicke gesenkt werden. Allerdings wurde bereits
ein großer Leckstrom durch die 200 nm dicke SiO2-Schicht gemessen, so dass eine
Verringerung der Schichtdicke nicht sinnvoll erscheint. Alternativ kann zur Erhöhung
der Gate-Kapazität ein Isolator mit hoher Dielektrizitätskonstante wie beispielsweise
Si3N4 (εr ≈ 7, 5) oder Al2O3 (εr ≈ 10) verwendet werden, ohne die Schichtdicke zu
verändern. Es ergäbe sich dann rechnerisch im Fall von Al2O3 eine Unterschwellen-
steilheit von etwa 3V/dec.
In den gefertigten Transistoren wurde nur der Halbleiter durch einen Druckprozess
aufgebracht, Dielektrikum und Kontakte wurden durch herkömmliche Technologien
hergestellt. Die vollständige Herstellung durch Druckprozesse von elektronischen Bau-
elementen auf Basis von partikulären Materialien erfordert funktionale Tinten für
Halbleiter, Leiter und Isolatoren sowie die strukturierte Aufbringung der Materialien.
Aus den in der vorliegenden Arbeit verwendeten ZnO-Dispersionen gelang es im Rah-
men der Diplomarbeit von C.Hofinger [144], eine für Tintenstrahldruck geeignete
Tinte herzustellen und erfolgreich Transistoren mit gedruckter aktiver Schicht zu rea-
lisieren. Der Aufbau der Bauelemente erfolgte in diesem Prozess ebenfalls in einem
Hybridansatz.
Tinten für die Herstellung von Leiterbahnen auf Basis von Silber sind zum heutigen
Zeitpunkt bereits kommerziell erhältlich. Silber bildet mit ZnO allerdings keinen ohm-
schen Kontakt [145], so dass alternative Tinten gefunden werden müssen. Unter Ver-
wendung einer Dispersion aus partikulärem ITO konnten durch das sogenannte „mi-
cromolding in capillaries“-Verfahren elektrisch leitfähige Kontakte gedruckt werden.
Ein Dünnfilmtransistor basierend auf der in dieser Arbeit entwickelten ZnO-Dispersion
konnte mit den gedruckten ITO-Kontakten als Source und Drain erfolgreich realisiert
werden [146].
Schließlich muss eine Tinte für die isolierenden Schichten gefunden werden. Ein ge-
druckter Gate-Isolator muss hohen Ansprüchen bezüglich der Schichthomogenität ge-
nügen, da über das hier anliegende Feld der Kanal gleichmäßig influenziert werden
muss. Schwankungen der Schichtdicke hätten Feldspitzen zur Folge, die zum lokalen
106 Kapitel 5: Zusammenfassung und Diskussion
Durchbruch des Dielektrikums und zum Defekt des Transistors führen würden. Faber
et al. [24] haben partikuläre ZnO-Transistoren mit einem flüssig prozessierten Dielek-
trikum basierend auf Poly(4-Vinylphenol) hergestellt. Dieses Material wäre prinzipi-
ell auch mittels Tintenstrahldruck zu verarbeiten, allerdings sind solche organischen
Materialien empfindlich gegen Feuchtigkeit und UV-Licht. Auch erfordert die niedrige
damit erzielbare Gate-Kapazität eine hohe Versorgungsspannung. Ein anderer Ansatz
unter Verwendung von nanopartikulärem Al2O3 als Basis für eine Isolatortinte wur-
de in der Arbeitsgruppe am LEB verfolgt. Mit einer Isolatorschichtdicke von 100 nm
konnten hier unter Verwendung der in dieser Arbeit entwickelten ZnO-Dispersion für
die halbleitende Schicht funktionierende Dünnfilmtransistoren hergestellt werden, die
gegenüber dem oben genannten organischen Isolator nur ein sechstel der Einsatzspan-
nung benötigen [147]. Ein Betrieb mit einer geringeren Versorgungsspannung ist daher
denkbar.
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118 6 Literaturverzeichnis
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Verwendete Symbole, Abkürzungen
und chemische Formelzeichen
Verwendete Symbole
α (m) Lokalisierungslänge
β (A/V2) Transkonduktanz-Koeffizient eines Transistors
γ Geometriegröße im Modell für Ladungstransport durch
Hüpfen zwischen benachbarten Zuständen
ε0 (F/cm) Dielektrizitätskonstante des Vakuums
εi (eV) Energie des lokalisierten Zustandes i
εj (eV) Energie des lokalisierten Zustandes j
εox relative Dielektrizitätskonstante eines Isolators
εs relative Dielektrizitätskonstante eines Halbleiters
µ1 (cm2/Vs) Ladungsträgerbeweglichkeiten des Materials 1 im Mo-
dell für polykristalline Schichten
µ2 (cm2/Vs) Ladungsträgerbeweglichkeiten des Materials 2 im Mo-
dell für polykristalline Schichten
µeff (cm2/Vs) effektive Beweglichkeit der Ladungsträger in einem
Feldeffekttransistor
µion (cm2/Vs) Ladungsträgerbeweglichkeiten limitiert durch Streuung
an ionisierten Störstellen
µn (cm2/Vs) Beweglichkeit der Elektronen im Kanal eines Transis-
tors
µn,V (cm2/Vs) Beweglichkeit der Elektronen im Volumen eines Halb-
leiters
µphon (cm2/Vs) Ladungsträgerbeweglichkeiten limitiert durch Streuung
an Phononen
119
120 Verwendete Symbole
µpiez (cm2/Vs) Ladungsträgerbeweglichkeiten limitiert durch piezo-
elektrische Streuung
µsat (cm2/Vs) Sättigungsbeweglichkeit der Ladungsträger in einem
Feldeffekttransistor
ν0 (1/s) Faktor für die Übergangsrate zwischen lokalisierten
Zuständen abhängig von Wechselwirkungsmechanismus
νij (1/s) Übergangsrate zwischen zwei lokalisierten Zuständen i
und j
ρ (Ωcm) spezifischer Widerstand
ρMK (g/cm2) Dichte der Mahlkörper
σ (S/cm) spezifische Leitfähigkeit
σ0 (S/cm) spezifische Leitfähigkeit im ungestörten System
σ1 (S/cm) spezifische Leitfähigkeit des Materials 1 im Modell für
polykristalline Schichten
σ2 (S/cm) spezifische Leitfähigkeit des Materials 2 im Modell für
polykristalline Schichten
φb (V) Bulkpotential eines Halbleiters
φB (eV) Potentialbarriere an den Korngrenzen
φi(y) (V) ortsabhängiges Oberflächenpotential
φMS (V) Austrittspotentialdifferenz zwischen einem Metall und
einem Halbleiter
φP (V) pinch-off Potential eines JFET
φs (V) Oberflächenpotential eines Halbleiters
φS,s (V) Oberflächenpotential eines Halbleiters an Source
φT (V) Haftstellentiefe
ψb,n (V) Abstand zwischen Leitungsband und Ferminiveau
ψb,p (V) Abstand zwischen Valenzband und Ferminiveau
A (cm2) Querschnittsfläche des Kanals
A? (A/cm2K2) effektive Richardson-Konstante
BI (Nm) Beanspruchungsintensität in einer Rührwerkskugel-
mühle, bezeichnet die Energie, die pro Stoß übertragen
wird
BZ dimensionslose Beanspruchungszahl in einer Rühr-
werkskugelmühle
CHL (F/cm−2) flächenbezogene Kapazität eines Halbleiters
Verwendete Symbole 121
Cit (F/cm−2) flächenbezogene Kapazität durch Grenzflächenladun-
gen
Cox (F/cm−2) flächenbezogene Kapazität eines Isolators
dHL (cm) Dicke der Halbleiterschicht eines Dünnfilmtransistors
dk (cm) Tiefe des Kanals eines Feldeffekttransistors
dMK (cm) Durchmesser der Mahlkörper
E (V/cm) Feldstärke
EC (eV) Energie des Leitungsbands eines Halbleiters
EF (eV) Ferminiveau
EFi (eV) intrinsisches Ferminiveau
Eg (eV) Bandabstand eines Halbleiters
EHL (V/cm) Feldstärke im Halbleiter
Eox (V/cm) Feldstärke im Dielektrikum
Et (eV) energetische Lage der Oberflächenzustände an den
Korngrenzen
ET,max (J) Maximum der Gesamtwechselwirkungsenergie (DLVO-
Theorie)
ET,min1 (J) erstes Minimum der Gesamtwechselwirkungsenergie
(DLVO-Theorie)
ET,min2 (J) zweites Minimum der Gesamtwechselwirkungsenergie
(DLVO-Theorie)
EV (eV) Energie des Valenzbands eines Halbleiters
F (φs, φb) dimensionsloses elektrisches Feld an der Halbleitero-
berfläche
I Intensität der mittels Röntgendiffraktometrie gemesse-
nen Beugungsreflexe
ID (A) Drain-Strom
ID,sat (A) Drain-Strom im Sättigungsbereich eines Transistors für
eine feste Gate-Spannung
ID,sat,max (A) maximaler Drain-Strom im Sättigungsbereich eines
JFET
Imax maximale Intensität eines mittels Röntgendiffraktome-
trie gemessenen Beugungsreflexes
Ioff (A) Strom durch einen Dünnfilmtransistor im ausgeschalte-
ten Zustand
122 Verwendete Symbole
Ion (A) Strom durch einen Dünnfilmtransistor im angeschalte-
ten Zustand
JGB (A/cm2) Stromdichte über Korngrenzen
l (cm) Korndurchmesser
L (cm) Kanallänge eines Transistors
LDi (m) intrinsische Debye-Länge
m?n,p (kg) effektive Masse für Elektronen bzw. Löcher
n0 (cm−3) Gleichgewichtsladungsträgerkonzentration in einem
Dünnfilmtransistor
N0 (cm−3) Dichte der lokalisierten Zustände
n1,n2 (cm−3) Ladungsträgerdichten der Materialien im Modell für
polykristalline Schichten
NA (cm−3) Dichte der Akzeptoren in einem Halbleiter
ND (cm−3) Dichte der Donatoren in einem Halbleiter
ng Zahl der Korngrenzen im Kanal eines TFT
NI (cm−3) Dichte der ionisierten Störstellen
nR (1/s) Umdrehungsgeschwindigkeit des Rührwerks einer
Rührwerkskugelmühle
nt0 (cm−2) Dichte der besetzten akzeptorartigen Haftstellen in
einem Dünnfilmtransistor an der Grenzfläche zum Iso-
lator
O− einfach negativ geladenes Sauerstoffion
O2− zweifach negativ geladenes Sauerstoffion
O−
2 einfach negativ geladenes Sauerstoffmolekül
OO Sauerstoffleerstelle
pt0 (cm−2) Dichte der unbesetzten donatorartigen Haftstellen in
einem Dünnfilmtransistor an der Grenzfläche zum Iso-
lator
q3 (1/nm) volumetrische Partikelgrößenverteilung
Qf (As/cm2) feste Ladungen in einem Isolator
Qn (As) Ladungsdichte im Kanal eines Transistors mit n-Kanal
Qs (As/cm2) Oberflächenladungsdichte
RD (Ω) Serienwiderstand an Drain
RRL (Ω) Widerstand der verarmten Zone
Verwendete Abkürzungen 123
rij (m) Abstand der lokalisierten Zustände i und j
Rrms (nm) quadratischer Mittelwert der Rauheit
RS (Ω) Serienwiderstand an Source
S (V/dec) Unterschwellensteilheit eines Transistors
T0 (K) charakteristische Temperatur im Modell für Ladungs-
transport durch Hüpfen zwischen variablen Zuständen
U (V) Spannung
U0 (0) Einsatzspannung eines MOSFET mit Akkumulations-
kanal
UD (V) Drain-Spannung
U ′
D (V) Drain-Spannung unter Berücksichtigung von Serienwi-
derständen
UD,sat (V) Drain-Spannung, ab der der Drain-Strom eines Tran-
sistors für eine feste Gate-Spannung sättigt
UFB (V) Flachbandspannung eines Metall-Isolator-Halbleiter
Stapels
UG (V) Gate-Spannung
U ′
G (V) Gate-Spannung unter Berücksichtigung von Serienwi-
derständen
Uox (V) Spannung über Isolator
UP (V) pinch-off Spannung eines JFET
UT (V) Einsatzspannung eines MOSFET mit Inversionskanal
UTh (V) Temperaturspannung
vt (cm/s) Geschwindigkeit des Rührwerks einer Rührwerkskugel-
mühle
vn(y) (cm/s) ortsabhängige Geschwindigkeit der Elektronen
W (cm) Kanalweite eines Transistors
wRL (cm) Weite der Raumladungszone
x1,2 (nm) Sauterdurchmesser eines Pulvers
ZnI Zink auf Zwischengitterplätzen
Verwendete Abkürzungen
AFM Rasterkraftmikroskopie (engl. atomic force microscopy)
124 Chemische Formelzeichen
DLS dynamische Lichtstreuung (engl. dynamic light scatte-
ring)
DLVO-Theorie Theorie zur Gesamtwechselwirkungsenergie nach B.
V. Derjaguin, L. D. Landau, E. Verwey und J. T. G.
Overbeek
GIXRD Röntgendiffraktometrie mit streifendem Einfall (engl.
gracing incidence X-ray diffraction)
HRTEM hochauflösende Transmissionselektronenmikroskopie
(engl. high resolution transmission electron microsco-
py)
ICP-MS Massenspektroskopie mit induktiv gekoppeltem Plas-
ma (engl. inductively coupled plasma mass spectrosco-
py)
ITO Indiumzinnoxid
JFET Sperrschicht-Feldeffekttransistor (engl. junction field-
effect transistor)
MOS Metall-Oxid-Halbleiter Stapel (engl. metal-oxide-semi-
conductor)
MOSFET Metall-Oxid-Halbleiter-Feldeffekttransistor (engl. me-
tal-oxide-semiconductor field-effect transistor)
REM Rasterelektronenmikroskop
RFET Raumladungs-Feldeffekttransistor
RFID tag Funketikett (engl. radio frequency identifiction tag)
TEM Transmissionselektronenmikroskopie (engl. transmissi-
on electron microscopy)
TFT Dünnfilmtransistor (engl. thin film transistor)
TODS 3-3-trioxadecansäure
XRD Röntgendiffraktometrie (engl. X-ray diffraction)
XRR Röntgenreflektometrie (engl. X-ray reflectometry)
ZnO-TFTs Dünnfilmtransistoren, deren aktive Schicht aus
Zinkoxid-Nanopartikeln besteht
Chemische Formelzeichen verwendeter Materialien
Al2O3 Aluminiumoxid
Chemische Formelzeichen 125
KOH Kaliumhydroxid
LiOH Lithiumhydroxid
Si Silicium
SiO2 Siliciumdioxid
Y2O3 Yttriumoxid
Zn Zink
ZnO Zinkoxid
ZrO2 Zirkonoxid
Stichwortverzeichnis
Symbole
3-3-trioxadecansäure . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22
A
Adsorption . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89, 91, 104
AFM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65, 77
Agglomerate. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .6, 16, 72
Aggregate . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17, 72
Akkumulation . . . 23 ff., 38 – 43, 45 ff., 52,
100
Aktivierungsenergie . . . . . . . . . . . . . . . . . 96 f.
amorphes Silicium. . . . . . . . . . . . . . . . . .5, 12
amphoter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
Arrhenius-Auftrag . . . . . . . . . . . . . . . . 95, 97
Ausgangsstoffe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4, 15
Autoklav . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
B
Bandlücke . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
Bandstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
Bandverbiegung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
Beanspruchungsintensität . . . . . . . . . . . . . 18
Beanspruchungszahl . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
Beugungsreflexe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64, 80
Beweglichkeit . . . . 12 f., 30, 33, 36, 46, 48,
50 f., 53 – 57, 67, 83 – 86, 103 f.
Bildungsenergie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Born'sche Abstoßung. . . . . . . . . . . . . .19, 21
bottom-Gate-Konfiguration24, 51, 66, 80,
102, 105
Brillouin-Zone . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Brown'sche Molekularbewegung. . . . . . . 63
D
Debye-Länge . . . . . . . . . . . . . . . . . . 45, 55, 91
Desagglomeration . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
Desorption . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91, 94
Diamantgitter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
Diffusionskoeffizient. . . . . . . . . . . . . . . . . . .33
direkter Halbleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Dispergierer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
Dispersion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
DLS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63
DLVO-Theorie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 21
Donatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10, 70
Dotierung
n- . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11, 72
p- . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10 f.
Druckbare Elektronik . . . . . . 2, 14, 18, 104
Druckprozesse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .2, 105
Drude-Modell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .53
Dynamische Lichtstreuung . . . . . . . . 63, 72
E
effektive Masse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
Einsatzspannung . . 26, 29, 67 f., 83, 85 ff.,
90 – 93, 99 f., 103
elektrische Doppelschicht . . . . . . . . . . . . . 19
elektronische Schaltungen1, 4, 82, 88, 94,
105
Emission
thermische . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .104
tunnelunterstützte . . . . . . . . . . . . . . . . 97
energetische Mobilitätsgrenze . . . . . . . . . 12
Energiebarriere22, 54 – 57, 91, 97 ff., 101,
104
127
128 Stichwortverzeichnis
F
Fällung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
Fällungsreagenz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
Ferminiveau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10, 13, 56
Feststoffkonzentration . . . . . . . . . . . . . . . . 69
Flüssigphase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14 f.
Flammenreaktor . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
freie Ladungsträger . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
Fremdstoffkonzentration . . . . . . . . . . . . . . 70
Funketiketten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2
G
Gasphase . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
Gasphasenprozesse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .16
Gesamtwechselwirkungsenergie . . . . . . . . 22
Gitteranpassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Gleichgewichtskonzentration . . . . . . . . . . 92
Größenverteilung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
Grenzflächenladungen . . . . . . . . . . . . . 26, 34
H
Haftstellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40, 91
-energie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 56
-dichte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 98
akzeptorartige . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
donatorartige . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 40
Halbleiteroberflächen . . . . . . . . . . . . . . . . . 91
Halbwertsbreite . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80
Hall-Messung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12, 94
Handschuhkasten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
Heatset-Farben . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
Homogenität. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .88
HRTEM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
Hüpfen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12, 58
in variablen Abständen . . . . . . . . . . . 59
zwischen benachbarten Zuständen.58
I
ICP-MS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 63, 70, 72
indexDonatoren. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .43
Indiumzinnoxid . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
intrinsische Ladungsträgerkonzentration34
Inversion . . . . . . 26 – 29, 33, 38 f., 41 f., 45
ionische Bindung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Ionisierungsenergie. . . . . . . . . . . . . . . . . . . .10
J
JFET . . . . . . . . 9, 23 f., 26, 35, 37, 42 f., 47
K
Kapselung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94
Keimbildung. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .16
Klimaschrank . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
Koagulation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
Koaleszenz. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .16
Kompensation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72
Kondensation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16, 96
Kontaktfläche 49, 51, 76, 78, 82, 102, 104
Kontaktwiderstand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
Korngrenzen . . . . . . . . 53, 56, 92, 97 f., 101
kovalente Bindung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Kristallinität . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
Kristallstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 64
Kryostat . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66, 92
L
Ladungsträgerbeweglichkeit . . . . . . . . . . . 68
Ladungsträgerkonzentration . . 10, 38, 54,
92, 99
Ladungstransport . . . . 12, 53 f., 58, 73, 86,
91 f., 94, 96, 104
Leitfähigkeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Leitungsband. . . . . . . . . . . . . . . . . .10, 13, 58
Löslichkeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
LTSpice . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 50
Luftfeuchtigkeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89
M
Magnetron-Kathodenzerstäubung . . . . . 14
Stichwortverzeichnis 129
Mahlkörper . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18, 61
Massenspektroskopie mit induktiv gekop-
peltem Plasma . . . . . . . . . . . . . . . 63,
70
Messatmosphäre . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89 f.
Messbox . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
Metalloxide . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
Mikromanipulatoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66
Mischoxide . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102
Morphologie. . . . . . . . . . . . . . . . . .15, 86, 103
MOSFET . 9, 23, 26 – 29, 31, 33, 37 – 41,
45, 47, 50, 52
N
Nanopartikel . . .5 f., 13, 15 f., 18 f., 49, 51,
54, 61, 64, 93, 95, 97, 99, 101
Natriumchloridstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . 9
Nukleationsrate . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
Nuklei . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
O
Oberflächenbelegung . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94
Oberflächenladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
Oberflächenladungsdichte . . . . . . . . . . . . . 38
Oberflächenpotential . . . . . . . . .34, 38, 44 f.
Oberflächenrauheit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 77
Offsetdruck . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2
organische Materialien . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
Oxidladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26, 40
P
Partikelgröße15, 19, 52, 69, 76, 78, 80, 88
Partikelgrößenverteilung . . . . . . . 15, 63, 72
Partikeloberflächen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
Perkolationspfade . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
Perkolationstheorie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76
pinch-off-Spannung25, 35, 37, 43 – 47, 92
Porosität . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18, 64, 76
Primärpartikel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 17
Primärpartikelgröße . . . . . . . . . . . . . . . 17, 72
Punktdefekte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
R
Rasterelektronenmikroskop . . . . 65, 76, 78
Rasterkraftmikroskop . . . . . . . . . . . . . 65, 77
Raumladungszone 24, 28 f., 33, 35 f., 38 f.,
43 ff., 55, 91
Reaktionskinetik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
Registriergenauigkeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . .5
REM . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76, 78
Reproduzierbarkeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88
RFET . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 38, 42 f., 46
Richardson-Konstante . . . . . . . . . . . . . . . . 55
Ringoszillator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4
Röntgendiffraktometrie . . . . . . . . . . . .64, 79
Röntgenreflektometrie . . . . . . . . . . . . . 64, 76
Rolle-zu-Rolle-Verfahren . . . . . . . . . . 2, 104
Rührwerkskugelmühle . . . . . . . . . . . . . . . . 19
S
s-Orbitale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
Sauerstoff . . 2, 4, 10, 16, 90 f., 94, 98, 101,
104
-plasma. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .101
Scherrer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 80
Segregation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 54
Selbstkompensation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11
Serienwiderstand . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
Silicium-Technologie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1
Sinterhälse. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .78
Sol-Gel-Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
sp3-Orbitale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
spezifische Leitfähigkeit . . . . . . . . . . . 36, 95
spezifischer Widerstand . . . . . . 67, 78, 94 f.
Störstellen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 96
Stabilisator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16
organischer . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 86
Stabilisierung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18
sterische Effekte. . . . . . . . . . . . . . . . . . .19, 21
Stern-Graham-Modell . . . . . . . . . . . . . . . . .19
130 Stichwortverzeichnis
Streufelder. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .87
Streumechanismus . . . . . . . . . . . . . . . . 53, 96
Streuung. . . . . . . . . . . . . . . . . . .53 f., 86, 96 f.
Strom-Spannungs-Messungen . . . . . . . . . 66
Strukturierungsprozesse . . . . . . . . . . . . . . . . 3
Synthese . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15, 17
hydrothermale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
T
Template . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15
thermionische Emission . . . . . . . . . . . . . . . 54
Thermogravimetrie . . . . . . . . . . . . . . . .64, 73
Tiefdruck . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2
Tinte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
Tintenherstellung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6
Tintenstrahldruck . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 105
TODS . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 103
top-Gate-Konfiguration . . . . . . . . . . 25, 105
Transmissionselektronenmikroskop 64, 74
U
Umgebungsatmosphäre . . . . . . . . . . . . . . 102
Unordnung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
Unterschwellensteilheit . . . . . . . . . . . . . . . . 34
Unterschwellenstrom . . . . . . . . . . . . 34, 41 f.
V
Valenzband . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10, 58
van-der-Waals-Kräfte . . . . . . . . . . . . . 19, 21
Verbindungshalbleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
verbotenes Band . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
Viskosität. . . . . . . . . . . . . . . . . . .5, 18, 69, 76
W
Wasser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90, 94, 98, 101
chemisorbiertes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
physisorbiertes . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
Wurtzitstruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9, 79
Z
Zinkblendestruktur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9
Zustände
in der Bandlücke . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
lokalisierte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13
Oberflächen- . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 92
Zwischengitterplätze . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
Bisherige eigene Veröffentlichungen
Beiträge in Fachzeitschriften
1. S. Walther, M. Jank, A. Ebbers, H. Ryssel, Ion Implantation Into Nanoparti-
culate Functional Layers, AIP conference proceedings, 1066(1), 537 (2008).
2. N. Straue, M. Rauscher, S. Walther, H. Faber, A. Roosen, Preparation and
soft lithographic printing of nano-sized ITO-Dispersions for the manufacture
of electrodes for TFTs, Journal of Materials Science, 44, 6011 (2009).
3. S. Walther, S. Schäfer, M. Jank, H. Thiem, W. Peukert, L. Frey, H. Ryssel,
Influence of annealing temperature and measurement ambient on TFTs based
on gas phase synthesized ZnO nanoparticles, Microelectronic Engineering,
87(11), 2312 (2010).
4. S. Walther, S. Polster, B. Meyer, M. Jank, H. Ryssel, L. Frey, Properties of
SiO2 and Si3N4 as Gate Dielectrics for Printed ZnO Transistors, Journal of
Vacuum Science & Technology B, 29(1), 01A601-1 (2011).
5. S. Walther, S. Polster, M. Jank, H. Thiem, H. Ryssel, L. Frey, Tuning of
Charge Carrier Density of ZnO Nanoparticle Films by Oxygen Plasma Treat-
ment, Advanced Powder Technology, 22, 253 (2011).
Beiträge zu Konferenzen, wissenschaftliche Vorträge
1. S. Walther, M. Jank, H. Ryssel, Leitfähigkeitsmessungen an dünnen Silicium-
Nanopartikel-Schichten, Summer School Nanotronics, Marl, 11.-13.09.2006
(Vortrag).
2. S. Walther, Nanopartikuläre Halbleiterschichten: Leitungsmechanismen und
Bauelemente, Summer School Nanotronics, Marl, 03.-05.09.2007 (Vortrag).
3. S. Walther, M. Jank, A. Ebbers, H. Ryssel, Impact of Physical and Chemi-
cal Treatment on Si Nanoparticulate Systems, Advanced Processing of Novel
Functional Materials (APNFM), Dresden, 23.-25.01.2008 (Poster).
131
132 Beiträge zu Konferenzen, wissenschaftliche Vorträge
4. S. Walther, M. Jank, A. Ebbers, H. Ryssel, Ion Implantation into Nanopar-
ticulate Functional Layers, 39. Treffen der Nutzergruppe Ionenimplantation,
Fraunhofer IISB, Erlangen, 09.05.2008 (Vortrag).
5. S. Walther, M. Jank, A. Ebbers, H. Ryssel, Ion Implantation Into Nanoparti-
culate Functional Layers, 17th International Conference on Ion Implantation
Technology, Monterey (CA), 08.-13.06.2008 (Poster).
6. S. Walther, S.Schäfer, M. Jank, H. Ryssel, Fabrication and Characterizati-
on of Nanoparticulate ZnO-TFTs, Summer School Nanotronics, Marl, 01.-
03.09.2008 (Poster).
7. S. Walther, Elektronische Bauelemente auf nanopartikulärer Basis, Jahresta-
gung Fraunhofer IISB, Erlangen, 16.10.2008 (Vortrag).
8. S. Schäfer, A. Reindl, S. Walther, M. Jank, H. Ryssel, W. Peukert, Disper-
sing and stabilizing semiconducting nanoparticles, 2nd International Work-
shop on Semiconducting Nanoparticles, Duisburg, 10.-12.12.2008 (Poster).
9. S. Walther, Influence of Dispersion Processing and Ambient Conditions on
Nanoparticulate ZnO-TFTs, EAM Joint Winter School of Nanoelectronic
Materials and Catalytic Materials, Kirchberg (Austria), 16.-20.03.2009 (Vor-
trag).
10. S. Walther, Dünnschichtfeldeffekttransistoren auf Basis von ZnO-
Nanopartikeln, Kolloquium zur Halbleitertechnologie und Messtechnik,
Fraunhofer IISB, Erlangen, 06.07.2009 (Vortrag).
11. S. Walther, Evaluation of materials for printed electronics, International
Symposium on Disperse Systems for Electronics, Erlangen, 1.-2.03.2010 (Vor-
trag).
12. S. Walther, M. Jank, H. Ryssel, L. Frey, Tuning of Charge Carrier Density
of ZnO Nanoparticle Films by Oxygen Plasma Treatment, 6th World Con-
gress on Particle Technology, Nürnberg, 26.-29.04.2010 (Poster).
13. S. Walther, S. Polster, B. Meyer, M. Jank, H. Ryssel, L. Frey, Properties of
SiO2 and Si3N4 as Gate Dielectrica for Printed ZnO Transistors, 16th Work-
shop on Dielectric Materials, Bratislava (Slovak Republic), 28.-30.06.2010
(Vortrag).
Lebenslauf
Persönliche Daten:
Name: Sabine Walther
Geburtstag: 25.02.1980
Geburtsort: Freising
Berufliche Tätigkeit:
2006–2011: Angestellt am Lehrstuhl für Elektronische
Bauelemente der Friedrich-Alexander-Uni-
versität Erlangen-Nürnberg
2009–2011: Tätigkeit in der Lehre und im Bereich druck-
bare Elektronik
2006–2009: Mitglied im Graduiertenkolleg 1161/1 Di-
sperse Systeme für Elektronikanwendungen
Studium:
1999–2005: Studium der Elektrotechnik und Informati-
onstechnik an der Technischen Universität
München, Abschluss Diplom
2005: Diplomarbeit Untersuchung der Einsatz-
spannungsverschiebung in einem MOSFET-
Prozess am Lehrstuhl für Technische Elek-
tronik (TU München)
2002: Studienarbeit am Lehrstuhl für Technische
Elektronik (TU München)
Schulbildung:
1991–1999: Camerloher-Gymnasium Freising, Abschluss
Allgemeine Hochschulreife
1987–1991: Grundschule Vötting
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Danksagung
An dieser Stelle möchte ich mich bei allen bedanken, die zum Gelingen dieser Arbeit
beigetragen haben.
Herrn Prof. H. Ryssel danke ich für die Übertragung des interessanten Themas und die
Betreuung. Ebenfalls bedanken möchte ich mich bei Prof. L. Frey für die Möglichkeit,
die Arbeit neben meiner Assistententätigkeit abzuschließen. Herrn Prof. W. Hansch
danke ich für die Übernahme des Zweitgutachtens. Der Firma Evonik Degussa GmbH,
vor allem Dr. A. Ebbers und Dr. H. Thiem, danke ich für die gute Zusammenarbeit.
Den Mitgliedern des Graduiertenkollegs 1161/1 danke ich für die tolle Aufnahme in die
bestehende Gruppe, Einblick in ganz andere Fachgebiete und so manchen Augenöffner.
Ein großes Dankeschön geht an Dr. M. Jank für die fachliche Anleitung und die stete
Diskussionsbereitschaft. Dr. M. Lemberger, Dr. T. Erlbacher und Dr. T. Dirnecker
danke ich für fachliche Diskussionen und Ratschläge. Dem Team im Reinraum, dem
ich zu anfang dieser Arbeit mit meinen Nanopartikeln Magenschmerzen verursacht
habe, und allen anderen Kollegen am LEB und am Fraunhofer IISB, die mir während
meiner Tätigkeit mit Rat und Tat zur Seite standen und hier nicht namentlich genannt
werden, möchte ich ebenfalls danken. Der Gruppe Druckbare Elektronik des LEB und
IISB, die mittlerweile gar nicht mehr so klein ist, danke ich für zahlreiche fachliche
und nicht so fachliche Diskussionen und Anregungen. Allen Kollegen danke ich für
das gute Arbeitsklima.
Meinen Diplomanden, Studienarbeitern und Hiwis danke ich für ihr Engagement, mit
dem sie einen großen Beitrag zur vorliegenden Arbeit geleistet haben.
Vor allem möchte ich mich bei meiner Familie und bei meinem Freund bedanken,
die mich immer wieder aufgefangen haben, wenn gerade gar nichts zu funktionieren
schien.
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