WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

На правах рукописи

Чучева Галина Викторовна

ЭЛЕКТРОННО-ИОННОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ И ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ В КРЕМНИЕВЫХ СТРУКТУРАХ МЕТАЛЛ–ОКИСЕЛ–ПОЛУПРОВОДНИК

01.04.10 – физика полупроводников А В Т О Р Е Ф Е Р А Т диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

МОСКВА 2009

Работа выполнена во Фрязинском филиале Учреждения Российской академии наук Института радиотехники и электроники им. В.А.Котельникова РАН

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор Васильев Андрей Георгиевич доктор физико-математических наук, профессор Гергель Виктор Александрович доктор физико-математических наук, профессор Романов Валерий Павлович

Ведущая организация: Учреждение Российской академии наук Физико-технологический Институт РАН

Защита состоится 14 апреля 2009 г. в 1430 час. на заседании диссертационного совета Д212.134.01 при государственном образовательном учреждении высшего профессионального образования «Московском государственном институте электронной техники (техническом университете)» по адресу:

124498, Москва, г. Зеленоград, проезд 4806, д.5.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института.

Автореферат разослан _________________ 2009 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор технических наук доцент Т.Ю.Крупкина

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы. Наномасштабирование электронных приборов на основе структур металл–окисел–полупроводник (МОП) требует согласованного с сокращением латеральных размеров элементов уменьшения толщины подзатворного изолятора до 2нм (традиционный окисел кремния) и до 5–20нм (изолирующие слои с высокой диэлектрической проницаемостью i5). Сверхтонкие диэлектрические слои используются в полевых транзисторах с изолированным затвором, СВЧ–туннельных диодах, системах динамической и «флэш» памяти, приборах с зарядовой связью, сверхрешетках SiO2/Si и пр. Сверхтонкие изоляторы в такого рода системах оказываются в ранее нереализовавшихся экстремальных условиях, подвергаясь воздействию сильных электрических полей, высоких токовых нагрузок и терморазогрева. Становятся существенными туннельная инжекция и инжекция горячих носителей заряда в изолятор, транспорт подвижных заряженных частиц в изолирующих слоях, а также электронно-ионное взаимодействие на гетерогранице полупроводник/диэлектрик. Эти явления сопровождаются процессами генерации, аннигиляции и перераспределения объемного заряда в изоляторах, что проявляется в радикальном изменении, как правило в худшую сторону, электронных свойств гетерограниц. Несмотря на интенсивные исследования инжекционно-туннельного воздействия на характеристики подобных систем наблюдаются лишь его «приборные» последствия, тогда как фундаментальные механизмы такого воздействия и его проявления в электронных свойствах гетерограниц остаются невыясненными, в частности, изза неадекватности используемого при этом экспериментальнометодического аппарата. Это относится как к классическим Si-МОПсистемам, так и к некремниевым структурам на основе широкозонных полупроводников (GaN, SiC, GaAs и т.д.), а также к МОП-элементам, использующим изоляторы с высокой диэлектрической проницаемостью (Al2O3, ZrO2, HfO2, Gd2O3, Y2O3 и пр.). Таким образом, исследования механизмов электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем гетерограниц кремний/окисел, стимулированной инжекционно-туннельным воздействием, имеет фундаментальное значение для физики гетерограниц полупроводник/диэлектрик. С другой стороны, развитие адекватного такого рода исследованиям экспериментальнометодического аппарата существенно для физической диагностики материалов и структур, перспективных при разработках новой элементной базы электроники. Следовательно, решение данных проблем является актуальной и практически значимой научной задачей.

Цель настоящей работы – экспериментальные исследования механизмов стимулированной туннельным эффектом электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем классических n-Si-МОП-структур и безмодельная идентификация туннельных вольтамперных характеристик сверхтонкого окисла в координатах ток–падение напряжения на окисле.

В данной связи поставлены и решены следующие задачи:

развита универсальная методика наблюдения в широком диапазоне условий эксперимента процессов проводимости и релаксации Si-МОПструктур, выведенных из состояния термодинамического равновесия, либо посредством изменения зарядового состояния окисла, либо путем переключения МОП-структуры в состояние сильного неравновесного обеднения;

построен алгоритм выделения из динамических вольтамперных характеристик (ВАХ) МОП-структур активной и емкостной компонент проводимости; разработана методика прецизионного анализа емкостной компоненты тока – вольтфарадной характеристики (ВФХ) – позволяющая рассчитать с высокой точностью зависимость поверхностного потенциала полупроводника s от потенциала полевого электрода Vg, а также расширить возможности вольтемкостной спектроскопии пограничных состояний (ПС);

проведены многоплановые экспериментальные исследования ионного транспорта в окисле;

– развиты новые представления о механизме динамической ионной деполяризации окисла, основанные на ее существенно неравновесном характере; в рамках этих представлений определены дрейфовая подвижность ионов и ее энергия активации;

– исследованы проявления в проводимости диэлектрика эффектов туннельной нейтрализации ионов в окисле электронами слоя обогащения кремния; построена и экспериментально обоснована модель проводимости окисла, обусловленной диффузией по окислу нейтральных ассоциатов (ион+электрон), сопровождающейся их термическим распадом в его объеме;

сопоставлены результаты экспериментов по кинетике ионной деполяризации окисла в изотермическом и термостимулированном режимах; на этой основе введены новые представления о механизмах начальной и конечной стадий деполяризации;

исследовано влияние ионной поляризации окисла в принудительном и спонтанном режимах на характеристики n-канальных кремниевых по левых транзисторов с изолированным затвором; показано, что локализация положительных ионов в окисле у его границы с кремнием приводит к более чем трехкратному возрастанию эффективной подвижности электронов в инверсионном канале транзисторов;

проанализированы возможности формирования у поверхности полупроводника двумерного наномасштабного размерно-квантующего потенциального рельефа за счет ионной или электронно-инжекционной поляризации окисла МОП-структур;

на ступенчатых сигналах напряжения исследована кинетика генерации неосновных носителей заряда (ННЗ) в n-Si-МОП-структурах с планарно–неоднородным диэлектриком;

изучены особенности кинетики рождения электронно–дырочных пар при отсутствии туннельной проводимости тонкого (100A) окисла, связанные с наличием периферической генерации ННЗ по периметру полевого электрода и в мелкой потенциальной яме, расположенной под толстым (3200A) окислом, имитирующей краевой эффект;

в рамках представлений о туннельной проводимости тонкого окисла и об ударной генерации электронно-дырочных пар в области пространственного заряда кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами интерпретирована природа пиков тока на кривых кинетики генерации ННЗ, и развит алгоритм количественного описания экспериментальных данных, позволяющий выделить из суммарного тока компоненты, обусловленные термической и ударной генерацией, а также туннелированием; на этих основаниях идентифицирована туннельная ВАХ, и найдены коэффициент ударной ионизации и энергия горячих электронов;

разработан безмодельный подход к экспериментальному определению зависимости туннельного тока от падения напряжения на сверхтонком (<50A) окисле n-Si-МОП-структур, как в режиме обогащения поверхности Si, так и в режиме ее инверсии.

Научная новизна. Развит многофункциональный аппарат экспериментальных исследований механизмов электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем классических гетерограниц кремний/окисел. Разработаны методы измерений и анализа ВФХ, позволяющие рассчитать с высокой точностью зависимость s(Vg), а также расширить возможности вольтемкостной спектроскопии ПС.

На основе представлений о неравновесном характере процессов объемно-зарядовой поляризации и деполяризации окисла Si-МОП-структур описаны динамические ВАХ ионного транспорта в окисле. Это позволило извлечь из результатов единого эксперимента основные сведения о характеристиках ионной проводимости окисла и лимитирующих ее факторах.

Впервые получены экспериментальные доказательства эффектов диффузии нейтрализованных электронами положительных ионов, сосредоточенных у границы раздела (ГР) SiO2/Si. Реализованы подходы к определению степени нейтрализации ионов, локализованных в окисле у поверхности кремния, базирующиеся на наблюдениях времен пролета и термостимулированной деполяризации.

Предсказан и обнаружен неполевой механизм релаксации зарядового состояния диэлектрика, обусловленный диффузией и распадом электронноионных ассоциатов, возникающих вследствие нейтрализации ионного заряда у ГР SiO2/Si электронами слоя обогащения.

Обнаружено существенное (более чем трехкратное) увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале Si-МОПтранзистора при ионной поляризации подзатворного окисла, в том числе в режиме спонтанного разогрева прибора током канала.

Проанализированы новые возможности создания стабильных, перестраиваемых и самоорганизующихся электронных систем пониженной размерности путем формирования в изоляторе, прилегающем к полупроводнику наномасштабного распределения локализованного ионного (электронного) заряда, индуцирующего в поверхностном слое полупроводника квантующий потенциальный рельеф.

Экспериментально продемонстрировано, что поверхностная генерация ННЗ в Si-МОП-структурах эффективна лишь на начальной (безрекомбинационной) стадии продолжительностью 10–5с; при отсутствии иных каналов генерации равновесное состояние инверсии устанавливается в течение многих лет.

Генерация ННЗ в Si-МОП-структуре с планарно-неоднородным окислом обнаруживает необычную кинетику рождения электронно-дырочных пар: зависимости тока генерации от времени I(t) описывают дискретные ступеньки, длительность и высота которых – функции Vg. С увеличением Vg в структурах проявляется новый канал рождения электронно-дырочных пар, обусловленный ударной генерацией ННЗ в области пространственного заряда (ОПЗ) кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами. Количественное описание экспериментальных данных, позволяет выделить из суммарного тока I(t) его компоненты, связанные с термической и ударной генерацией, а также с туннелированием.

Разработан алгоритм определения с точностью ~0,1% базовых феноменологических характеристик МОП-структур: уровня легирования полупроводника, напряжения «плоских зон» и эффективной «емкости окисла».

Впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состоянии электронного газа у поверхности кремния экспериментально идентифицированы туннельные ВАХ n-Si-МОП-структур со сверхтонким (<50A) окислом в координатах туннельный ток–падение напряжения на окисле, как в режиме обогащения, так и в режиме инверсии поверхности Si.

Практическая значимость работы.

Реализованная многофункциональная измерительная система позволяет с цифровой точностью:

– исследовать в идентичных условиях ионную проводимость диэлектрика, граничащего с полупроводником, определять по данным физически независимых опытов ее основные характеристики, изучать источники проникновения ионов в изолятор, связывать результаты наблюдений с технологией электронных приборов;

– наблюдать квазистатические и динамические ВАХ и ВФХ, а также кинетику изотермической и термостимулированной релаксации различных полупроводниковых структур в широком диапазоне экспериментальных условий.

Тем самым возникают широкие возможности эффективного контроля и физической диагностики весьма разнообразных элементов полупроводниковой электроники не только на основе кремния, но и на основе таких перспективных материалов как SiC, GaN, GaAs, InSb и т.д. Универсальность, простота и экспрессность экспериментального аппарата позволяют рекомендовать его для использования, как при научных исследованиях, так и в электронной промышленности, в частности, при разработках субмикронных приборов и контроля их технологии и надежности.

Факт длительного сохранения характеристик полевых транзисторов, модифицированных принудительной или спонтанной ионной поляризацией окисла, открывает перспективы для создания «элионных» запоминающих устройств, тем более что время «записи» существенно сокращается при увеличении интенсивности джоулева разогрева канала. Возможность автокоррекции характеристик готовых приборов представляется полезной для целей прецизионной симметризации параметров входных каскадов дифференци альных усилителей. Наконец, простота варьирования режима саморазогрева транзисторов за счет варьирования значений Vg, потенциала стока Vd и продолжительности токовой нагрузки позволяет изменять в существенных пределах их базовые характеристики, что создает основы для самоорганизации параметров подобных приборов и электронных схем на их основе.

Предложен новый подход к технологии создания размерно– квантованных элементов полупроводниковой наноэлектроники. Обнаруженные особенности периферической и ударной генерации ННЗ могут быть использованы в новом классе полупроводниковых датчиков («динамических сенсоров»), обладающих интегрирующими и пороговыми свойствами, чувствительных к воздействию освещения, радиации и к изменению состава внешней среды.

Развитый подход к анализу туннельных ВАХ Si-МОП-структур с тонким и сверхтонким окислом – основа эффективного метода контроля качества изолятора и его гетерограницы с полупроводником на различных этапах их жизненного цикла, применимый не только к системе Si/SiO2, но и к структурам с изоляторами с высокой i. На основе данного подхода идентифицируются базовые электрофизические характеристики структур металл– вырожденный полупроводник–диэлектрик–полупроводник: уровень легирования полупроводниковой базы и вырожденной полупроводниковой прослойки, напряжение «плоских зон», «емкость» и толщина диэлектрика, знак и плотность фиксированного в диэлектрике заряда. Этим обеспечиваются более широкие возможности изучения механизмов инжекционного повреждения изоляторов, в особенности, на его ранних стадиях.

Основные положения, выносимые на защиту:

1 При ионной поляризации окисла n-Si-МОП-структур нейтральные ассоциаты (ион+электрон), образованные за счет туннельного захвата электронов из слоя обогащения полупроводника распадаются в процессе диффузии к полевому электроду; свободные положительные ионы возвращаются к границе раздела SiO2/Si, где вновь нейтрализуются. В результате у поверхности SiO2 возникает незатухающая циркуляция ионов, проявляющаяся в своеобразном типе стационарной ионно-электронной проводимости окисла с сублинейной вольтамперной характеристикой.

2 В кинетике ионной деполяризации окисла отчетливо проявляются два этапа. На первом из них деполяризация происходит во время–пролетном режиме, в котором доминируют свободные ионы; на втором – ток деполяризации I определяется темпом туннельного распада нейтральных ассоциатов, не зависит от электрического поля и изменяется со временем t по квазигиперболическому закону ( I t1, const 1).

3 Ионная поляризация окисла Si-МОП-транзисторов приводит при слоевой плотности ионов 61013см–2 к более чем трехкратному увеличению эффективной подвижности электронов в инверсионном канале; максимальные значения подвижности при Т=293К достигают 2645см2/Вс.

4 Наблюдения кинетики генерации неосновных носителей заряда в nSi-МОП-структурах позволяют установить неэффективность классического канала рождения электронно-дырочных пар через пограничные центры генерации.

5 Имитация эффекта периферической генерации неосновных носителей заряда в Si-МОП-структурах с планарно-неоднородным окислом позволяет установить, что переход образца в равновесное состояние инверсии лимитируется затухающим со временем темпом рождения электроннодырочных пар по периферии полевого электрода.

6 В n-Si-МОП-структурах с туннельно проницаемым окислом на зависимостях тока генерации неосновных носителей заряда от времени I(t) проявляются резкие пики, обусловленные туннельным эффектом и ударной генерацией электронно-дырочных пар протуннелировавшими в Si горячими электронами. Разность интегралов от кривой I(t) и тока термической генерации дырок позволяет выделить вклад в полный ток I(t) ударной генерации дырок, идентифицировать туннельную вольтамперную характеристику, найти коэффициент ударной ионизации (1,20,2) и энергию горячих электронов (4,23эВ).

7 Равновесные емкости МОП-структуры C и области пространственного заряда полупроводника Cs связаны фундаментальным соотношением dC–2/dVg=dCs–2/ds, обусловливающим эквидистантность прямых Шоттки C–2(Vg) и Cs–2(s) при обедняющих потенциалах полевого электрода Vg и соответствующих им поверхностных потенциалах полупроводника s. По этим характеристикам определяются напряжение «плоских зон», «емкость окисла» и находятся зависимости s(Vg) и падения напряжения на окисле Vi(Vg).

В результате, впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состояниях электронного газа при сильном обогащении и глубокой инверсии наблюдаемый сквозь окисел туннельный ток It(Vg) представляется в терминах физически адекватной переменной Vi.

Достоверность полученных данных подтверждается их воспроизводимостью на большом количестве объектов исследования и признанием ре зультатов работ научной общественностью. О надежности результатов исследований свидетельствуют также:

высокий класс точности цифровых измерительных приборов;

достаточно низкие случайные погрешности определения базовых электрофизических параметров исследованных структур;

качественное и количественное согласие данных наблюдений с теоретическими представлениями, вытекающими из оригинальных и общепринятых физических моделей;

согласие полученных данных с данными независимых работ в областях перекрытия условий экспериментов.

Личный вклад автора.

Все представленные в работе результаты, выводы, рекомендации и научные положения принадлежат лично автору. Эксперименты и обработка их результатов выполнены либо самим автором, либо при его непосредственном участии. Соавторы участвовали в обсуждении результатов экспериментов и в развитии интерпретации некоторых механизмов изучавшихся физических процессов.

Апробация работы.

Основные результаты диссертационной работы докладывались на Международной конференции «Диэлектрики-97» (г.Санкт-Петербург, 1997г.), 3-й Международной конференции «Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение» (г.Александров, 1997г.), Международной конференции «Полупроводники 97» (г.Москва, 1997г.), 4-й Международной конференции «Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение» (г.Александров, 1999г.), 9-й Международной конференции «Диэлектрики2000» (г.Санкт-Петербург, 2000г.), International Conference «Micro- and nanoelectronics – 2003» (Moscow-Zvenigorod, 2003), 10-й Международной конференции «Диэлектрики-2004» (г.Санкт-Петербург, 2004г.), III Научнопрактической конференции «Нанотехнологии – производству 2006» (г.Фрязино, 2006г.), International conference «Micro- and nanoelectronics – 2007» (Moscow-Zvenigorod, 2007), 1-ой Международной научной конференции «НАНО-2008» «Наноструктурные материалы-2008: Беларусь-РоссияУкраина» (г.Минск, 2008г.), 11-й международной конференции «Диэлектрики-2008» (г.Санкт-Петербург, 2008г.), 16-th International Symposium «Nanostructures: physics and technology» (г.Владивосток, 2008г.), 8-ой Международной конференции «Химия твёрдого тела и современные микро и нанотехнологии» (г.Кисловодск, 2008г.) и научных семинарах ИРЭ им. В.А.Котельникова РАН, ИОФАН, МИЭТ, ФТИАН.

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 34 печатные работы, в том числе 25 статей в журналах, рекомендованных перечнем ВАК, и 9 публикаций в трудах международных конференций.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из Введения, шести глав, Заключения и списка цитируемой литературы из 224 наименований. Она содержит 172 страницы текста, 54 рисунка и 4 таблицы. Ее общий объем 228 страниц.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, указаны ее цели, задачи, охарактеризованы научная новизна и практическая значимость полученных результатов, сформулированы основные положения, выносимые на защиту.

В первой главе описываются универсальный экспериментально– методический аппарат исследований, его применения для наблюдений и обработки в режиме реального времени квазиравновесных и динамических ВАХ и ВФХ МОП-структур, кривых изотермической релаксации и температурных зависимостей проводимости, термостимулированной ионной поляризации и деполяризации подзатворного диэлектрика, а также времяпролетных эффектов. Компьютеризированный измерительный комплекс (§1.1) обеспечивает управление экспериментом, сбор, обработку и представление экспериментальных данных. Объект исследования монтируется на медном основании электрически экранированной, полностью затемненной герметизированной воздушной измерительной камеры. Измеряемые величины – ток (510–14–1А), напряжение (0 – ± 40В), емкость (0,01пФ) и э.д.с. микротермопары, контролирующая температуру объекта, вводятся в цифровой форме через универсальный интерфейс в персональный компьютер. Область рабочих температур 203–573К. В §1.2 излагается методика исследований в широком диапазоне экспериментальных условий кинетики изотермической и термостимулированной ионной поляризации/деполяризации окисла Si-МОПструктур.

§1.3, §1.4 посвящены разработке методики определения абсолютной величины поверхностного потенциала полупроводника s по квазиравновесным ВФХ МОП-структур C(Vg). С одной стороны, максимально точное определение зависимости s от потенциала полевого электрода МОПструктуры Vg необходимо как для анализа ВАХ структур с туннельно проницаемым окислом, так и для спектроскопии ПС. С другой стороны, данная методика позволяет выяснить предельные возможности разработанной измерительной системы. Отклик МОП-структуры I(Vg) при линейно изменяющемся со временем t потенциале Vg=Vg0+vt (Vg0=Vgt=0, v=const – скорость полевой развертки) содержит помимо емкостной компоненты тока Ic(Vg)=Cv активные компоненты Ia(Vg), обусловленные релаксационной поляризацией диэлектрика и его утечкой. Неучет активных компонент сигнала приводит к неконтролируемым погрешностям определения ВФХ. В МОПструктуре при изменении знака v ток Iс изменяет знак, тогда как величина и направление тока утечки определяются лишь величиной и знаком Vg. Как известно, усреднение отклика I(Vg) при v>0 и v<0 позволяет выделить из наблюдаемого сигнала чисто реактивную и активную составляющие. Эффективность данного подхода демонстрируется на примере конкретной тестовой Si-МОП-структуры. Его следует считать ключевым моментом обработки результатов динамических измерений ВФХ и ВАХ. Далее анализируется вклад случайных и систематических ошибок определения квазиравновесных ВФХ в зависимость s(Vg). Наиболее существенны систематические ошибки определения «емкости окисла» Сi, постоянной интегрирования в уравнении, связывающем s с ВФХ, и численного интегрирования этого уравнения при ограниченном числе точек, регистрируемых на ВФХ. Предложены алгоритмы минимизации такого рода ошибок, позволяющие существенно повысить точность определения функции s(Vg) и расширить энергетический интервал E наблюдения плотности ПС. В частности, минимизация погрешности определения «емкости окисла» достигается за счет последовательного варьирования исходной оценки Ci, рассчитываемой по формуле «плоского конденсатора». Наивысшая (10–4%) точность определения Ci имеет место при эквидистантности экспериментальной и идеальной ВФХ.

Повышение точности определения зависимости s(Vg) обеспечивается новым методом анализа ВФХ, названным методом «s/s–диаграмм» (s=ds/dVg). Он основан на сопоставлении зависимостей s(s), одна из которых измерена экспериментально, а вторая рассчитана по ВФХ идеальной МОП-структуры. Такое сопоставление позволяет найти постоянные интегрирования в областях обогащения s0a(Vg0а) и инверсии s0in(Vg0in) поверхности полупроводника в уравнении, связывающем s с C(Vg):

Vg s(Vg)=s0(Vg0)+ C(V )/C ]dV, s0(Vg0)s0a(Vg0а), s0in(Vg0in). (1) [1 g i g VgМетод «s/s–диаграмм» эффективно реализуется в областях эквидистант ности экспериментальной и идеальной ВФХ, т.е. при значениях Vg, отвечающих отсутствию или очень низкой плотности ПС (Сss<<Сs, где Сs – емкость слоя объемного заряда полупроводника, Сss – «емкость ПС»). Приводятся результаты компьютерного моделирования и экспериментальные данные для конкретной Si-МОП-структуры, иллюстрирующие эффективность развитых подходов. В итоге минимизации систематических и случайных погрешностей определения С(Vg), Сi и s0 чувствительность к изменению s повышена до 0,1мВ, а интервал Е в пределах запрещенной зоны Si расширен до 0,9эВ, что позволяет фиксировать весьма малые (5107см–2) изменения интегральной плотности ПС. Наблюдавшиеся на ГР Si/SiO2 ПС, энергетически локализованные у дна зоны проводимости Si, не являются Pbцентрами; их происхождение связано, скорее всего, с присутствием в окисле вблизи его границы c Si положительных ионов – электронных ловушек, туннельно обменивающихся электронами с зоной проводимости кремния.

Методика наблюдения кинетики генерации неосновных носителей заряда (ННЗ) и туннельной проводимости окисла в Si-МОП-структурах представлена в §1.5. При заданной температуре Т=293К к полевому электроду nSi-МОП-структуры прикладывается «ступенька» инвертирующего напряжения Vg0 и измеряются зависимости тока I(t), протекающего во внешней цепи, от t и Vg. Семейство кривых релаксации I(t,Vg), определяемой темпом генерации ННЗ, в цифровой форме заносится в компьютер. Далее излагаются методы измерения туннельных токов сквозь тонкий и сверхтонкий окисел. В динамическом режиме при Т=293К измеряются прямые (Vg>0) и обратные (Vg0) ВАХ. В первом случае (Vg>0) на полевой электрод подаются треугольные импульсы напряжения. Скорости нарастания и спада Vg составляют v0,02В/с. Токи регистрируются как в процессе нарастания Vg, так и в процессе его спада. Это позволяет выделить как чисто туннельный ток – полусумма токов при нарастании и спаде Vg, так и квазиравновесную BФX (полуразность токов при нарастании и спаде Vg). Последняя необходима для точного расчета истинного падения напряжения на окисле. Измерения проводятся в широком диапазоне токов (510–14–10–2А). В области 510–14–10–8А используется вольтметр-электрометр В7-30. В диапазоне I10–10А ток измеряется ЭЦВ Щ-300. Во втором случае (Vg0) наблюдения туннельных ВАХ на пилообразных сигналах напряжения невозможно вследствие крайне медленной генерации ННЗ. Поэтому измерения проводятся на «ступеньках» напряжения с последовательно возрастающей амплитудой. В начальный момент времени приложенное к полевому электроду обедняющее напряжение Vg0 практически полностью падает на полупроводнике. По мере генерации ННЗ (дырок) происходит перераспределение напряжения и все большая его часть падает на окисле. При определенной высоте «ступеньки» Vg в соответствующий момент времени падение напряжения на окисле оказывается достаточным для появления туннельной проводимости непрерывно нарастающей из-за продолжающегося перераспределения напряжения между полупроводником и окислом. Регистрация семейства характеристик I(t) с параметром Vg позволяет найти по кинетике нарастания туннельного тока динамическую туннельную ВАХ. Процесс релаксации завершается установлением стационарного туннельного тока, отвечающего амплитуде данной «ступеньки» напряжения.

Во второй главе исследуется ионный транспорт в окисле Si-МОПструктур. В §2.1 резюмируется современное состояние исследований ионного транспорта в слоях SiO2 на Si. Рассматриваются механизмы появления в окисле подвижных и связанных ионов и их природа. Аргументируется научная и прикладная значимость наблюдений воздействия подвижных ионов в окисле МОП-структур на электронную подсистему полупроводника и, наоборот, электронов полупроводника на ионную подсистему диэлектрика.

Изучение ионной проводимости диэлектриков приобретает особое значение в связи с разработками полевых транзисторов с изолированным затвором на основе широкозонных полупроводников (GaN, GaAs, SiC, алмаз и пр.) и новых изолирующих материалов с высокой диэлектрической проницаемостью i>5. В тоже время, формирование регулярного пространственного распределения ионов в изоляторе, индуцирующих в приповерхностной области полупроводника квантующий потенциальный рельеф, открывает перспективы нового подхода к реализации всевозможных низкоразмерных структур. Эти обстоятельства продолжают стимулировать интерес к изучению механизмов генерации и миграции ионов в изолирующих слоях на поверхности полупроводников тем более, что влияние электронов полупроводника на миграцию ионов по изолятору изучено слабо. Для разрешения упомянутых проблем необходимы комплексные исследования ионного транспорта с привлечением совокупности различных методов обеспечивающих непосредственные наблюдения особенностей электропроводности изолятора, обусловленных эффектом нейтрализации ионов. В этой связи в §2.2, §2.представлены результаты измерений переходных токов ионной поляризации/деполяризации слоев SiO2 в изотермическом и термостимулированном режимах. Здесь же приводятся данные наблюдений динамических ВАХ ион ной проводимости в условиях линейной развертки по напряжению. Аргументирован и развит новый неравновесный подход к описанию динамических ВАХ деполяризации. Считается, что в поляризованном диэлектрике у его границы с полупроводником сосредотачиваются свободные положительные ионы с плотностью Ns0. При этом ионной деполяризации препятствует ~ естественный потенциальный барьер q Vg (q – элементарный заряд, ~ Vg =Vg+Vк>0, Vg – напряжение поляризации, Vк – контактная разность потенциалов затвор–полупроводник). В рамках термоэмиссионного механизма переноса ионов имеем:

~ -qVg/ kT I=qSN0 E e. (2) h Здесь I – ионный ток, S – площадь полевого электрода, – дрейфовая подвижность свободных ионов, N0 – их трехмерная концентрация у ГР ~ Si/SiO2, Vg /h, h – толщина окисла, k – постоянная Больцмана, Т – темпеE h ратура, >1 – фактор неидеальности ВАХ.

При линейном уменьшении поляризующего напряжения изменение со временем поверхностной плотности поляризационного заряда Ns в изоляторе у его ГР с полупроводником определяется уравнением кинетики:

dNs/dt = – I/qS, (3) При не слишком высоких электрических полях ( <<2qNs/i) связь E h между N0 и Ns дается соотношением N02q2Ns2/ikT. Из (2) и (3) следует динамическая ВАХ:

1/ 2 ~ 1/ 2 ~ qVg qVg q2S 2qE Ns0 2vkT 2qE Ns0 ~ h h I( Vg )= Ns0 e e2vkT. (4) kT i i Выражение (4) описывает узкий симметричный пик с полушириной 1/2=(4kT/q)ln(1+ 2 ).

~ ~ В точке максимума тока (I=Im, Vg = Vgm ) получаем:

~ qVgm / vkT ~ e =2q Ns0/iv, Im=q2SvNs0/4kT, = Vgm /h (5) E E hm hm ~ 8kTV I ~ gm m и q Vgm =kT ln. (6) q hS i v Из выражений (2), (4) – (6) явствует: на начальной стадии деполяриза~ ~ ции ( Vg – Vgm >>kT/q) ток не зависит от скорости изменения Vg – v; график lnI–Vg – прямая линия с наклоном – q/kT; Im возрастает с ростом v, а поло~ жение максимума тока Vgm сдвигается в сторону деполяризующих напряже ний, а с увеличением Ns0 – в противоположном направлении. При T=const, ~ независимо от v и Ns0, значение Vgm является линейной функцией логариф~ ~ ~ ма комбинации v, Im и Vgm : Vgm ln( Vgm Im/v2).

Соответствующие расчету эксперименты проводились на структурах А1–SiO2 (термический окисел, h=1700A)–n-Si(100); S=2,410–2см2, концентрация доноров в Si Nd=11013см–3. Образец поляризовался при Т0=const473К постоянным положительным напряжением Vgp в течение заданного времени tp. Величина Ns0 варьировалась изменением Vgp или tp и определялась численным интегрированием тока деполяризации по времени.

ВАХ I(Vg) (рис.1) регистрировались в функции от v, Ns0 и Т.

Все рассмотренные выше следствия расчетов отчетливо проявляются на эксперименте: при малых Vg ток не зависит от v; Imv; с ростом v или с ~ уменьшением Ns0 точка Vgm сдвигается к меньшим Vg; зависимости 1nI–Vg ~ ~ следуют закону Аррениуса; Vgm ln[ Vgm Im/v2]. Эти факты позволяют использовать результаты расчетов для определения по экспериментальным данным коэффициентов ионного транспорта – подвижности ионов и ее энергии активации Е: (423K)2,510–8, (453K)1,110–7см2/Вс и Е=0,80±0,05эВ.

Величины и Е близки к наиболее надежно установленным для подвижных ионов Na+ в SiO2.

§2.3 посвящен изучению последствий электронно–ионного взаимодействия у ГР диэлектрик/полупроводник. Предлагается качественная физическая модель такого взаимодействия. Считается, что в изолирующем слое nSi-MОП-структуры присутствуют подвижные ионы с элементарным положительным зарядом, которые способны перемещаться только в пределах изолятора. Каждый ион и окружающая его матрица изолятора порождают локализованное электронное состояние. При заполнении последнего электроном образуется нейтральный ассоциат (НA) (ион+электрон). Учет нейтрализации ионов, диффузии НA, а также их распада приводит к новым представлениям о механизме ионного транспорта по изолятору. В поляризованной МОП-структуре ионы концентрируются у ГР SiO2/Si и частично нейтрализуются за счет туннельных переходов электронов из слоя обогащения Si на локализованные состояния. НA диффундируют вглубь изолятора, где термически распадаются. Электроны уходят на соответствующий электрод, а ионы под действием электрического поля в зависимости от его направления будут либо возвращаться к ГР Si/SiO2 (поляризующие поля), либо уходить к контакту с полевым электродом (деполяризующие поля).

№ NS010–11, V102, кривой см–2 B/c 1 4,0 2 6,2 3 10 4 10 5 10 6 10 7 10 8 10 1 Рис. 1. Динамические ВАХ.

lg I 333К -15,9В -4,85В -1,-1 В -3,12В -11,2 В -1,56В -0,-0,77В -12 300 400 43Т, К -1 0 1 2 lg t Рис. 3. Термостимулированная ионная Рис. 2. Кинетика изотермической деполяризация.

ионной деполяризации I(t).

j , А/см В первом случае в слое окисла толщиной порядка (длина диффузии НA) у поверхности Si возникнет незатухающая циркуляция частиц (ионов и НA), обусловливающая стационарный сублинейно зависящий от поля ток через диэлектрик. Во втором случае к переходному ионному току добавится компонента, определяемая диффузией и распадом НA, независящая от электрического поля.

Доказательства факта нейтрализации ионов электронами следуют из данных наблюдений проводимости окисла в термомодуляционном режиме.

После поляризации образца при Т=Т0473К его температура вначале понижалась до температуры, при которой ток оказывался нерегистрируемым, а затем увеличивалась до Т0. Закон изменения Т – произвольный. В стационарных условиях значения токов при одинаковых температурах, включая Т0, должны совпадать при сколь угодно большом числе циклов охлаждение – нагрев, а энергии активации проводимости Е0 – быть больше Е. Эти положения прекрасно воспроизводит опыт: уровни тока при всех фиксированных Т совпадают, а значения Е0, определенные по девяти последовательным измерительным циклам, составляют 1,19±0,03эВ. Сублинейность полевой зависимости стационарного тока при поляризующих напряжениях исключает возможность его интерпретации как электронного тока утечки, для которого типичны резко суперлинейные ВАХ.

Данная модель позволяет описать и закономерности изотермической ионной деполяризации. На ее начальном этапе (рис.2) наблюдается классический время–пролетный эффект (время пролета прVg–1). Значения и ее энергия активации, найденные по зависимостям пр(Vg, Т), хорошо согласуются с полученными ранее – (423К)=2,510–8, (453K)=1,110–7см2/Вс, Е=0,80±0,05эВ. При t>пр возникает характерная область – все кривые релаксации I(t) сливаются в единую линию: ток перестает зависеть от поля.

Это обусловлено тем, что при t>пр ток определяется исключительно распадом НА, а на этот процесс электрическое поле не влияет. Распад НА происходит в узком прилегающем к полупроводнику слое изолятора за счет переходов электронов в зону проводимости полупроводника; диффузия НА при этом несущественна. Ток спадает со временем по квазигиперболическому закону: It–(1+/), где – эффективная туннельная длина, – длина диффузии НA [1]. Неэкспоненциальная зависимость переходного тока от времени обусловлена дисперсией времен ионизации НА, связанной с пространственным распределением длин туннелирования. После того, как НА, расположенные в приповерхностном слое изолятора, распадутся, ток будет лимитироваться диффузией по диэлектрику не распавшихся НА и их термоионизацией в его объеме с характерным временем . В результате при t> ток деполяризации будет спадать по экспоненциальному закону: Iexp(–t/) [1]. На эксперименте второй участок не проявляется, поскольку при температуре опыта составляет 3,6103с, но уже по прошествии t~103с ток становится неизмерим.

Интегрированием кривых изотермической и термостимулированной релаксации поляризованной МОП-структуры оценены значения Ns0, плотности нейтрализованных Nsn и свободных Nsf ионов и коэффициент нейтрализации =Nsn/Ns0=0,83.

Представленные экспериментальные данные и их интерпретация приводит к новым представлениям о механизме ионной термостимулированной деполяризации (ТСД), трактовавшейся ранее исключительно с позиций опустошения ионных ловушек. Кривые ТСД обнаруживают единственный максимум; нарастающие ветви тока значительно круче спадающих и следуют закону Аррениуса с энергией активации, не зависящей от деполяризующего напряжения Vgd<0; точка максимума тока Тm с ростом |Vgd| сдвигается в сторону низких температур; зависимость I(Т) в области спада тока с ростом |Vgd| все более выполаживается.

Ток ТСД хорошо описывается в рамках классического время– пролетного эффекта в режиме дрейфа малого заряда посредством соотноше~ ~ ния I=(qSNs00 Vgd /h2)exp(–E/kT), где Vgd =Vgd+Vk. Определенная по этому соотношению величина Е=0,87±0,05эВ, т.е. согласуется в пределах погрешности экспериментов со значениями E, найденными ранее. Это свидетельствует о доминирующей роли процесса термоактивации времени пролета свободных ионов на начальных стадиях нарастания тока ТСД.

Учет электронно-ионного взаимодействия, сопровождающегося образованием, диффузией и распадом НА, позволяет также интерпретировать области экстремума и спада тока ТСД. По мере истощения пограничного резервуара свободных ионов ток ТСД, достигнув максимума, должен был бы резко упасть до нуля. Этого, однако, не происходит вследствие связывания значительной части ионов на ГР SiO2/Si в НА. Максимум тока достигается после пролета к полевому электроду подавляющей части не нейтрализованных ионов. Далее переходной процесс определяется туннельной ионизацией «замороженных» НА: ток ТСД не зависит ни от величины деполяризующего напряжения, ни от скорости нагрева T, являясь лишь функцией времени t, отсчитанного от момента tm достижения максимума тока. Ток ТСД при этом определяется дисперсией времен туннельной ионизации НА: I(t–tm)–(1+/).

Кривые ТСД приобретают нетрадиционную форму – спад тока происходит гораздо медленнее, чем его нарастание (рис.3).

В главе 3 исследуется влияние ионной поляризации окисла на характеристики n-канальных кремниевых полевых транзисторов с изолированным затвором. В §3.1 наблюдалось воздействие поляризации окисла на эффективную подвижность электронов e в инверсионном канале транзистора. Поляризация осуществлялась по обычной методике (§1.2). До и после поляризации регистрировались зависимости тока стока Id от потенциала затвора Vg при напряжении на стоке Vd=0,1В. Поляризация окисла сопровождается незначительным сдвигом порогового напряжения, а e после поляризации возрастает более чем в три раза и оказывается большей e в массивном кремнии с эквивалентным уровнем легирования (e1400см2/Вc, Т=293К) (e определялось по стандартной методике эффекта поля – по производным dId/dVg). Значения e в неполяризованном транзисторе (820см2/Вc) типичны для подвижности эффекта поля. Максимальное значение e при Т=293К в поляризованном образце 2645см2/Вc. С понижением Т e растет пропорционалньно Т–0,82, достигая при Т=203К 3596см2/Вc. По существующим теоретическим представлениям увеличение e может быть связано с сильными структурными напряжениями в поверхностном слое Si, обусловленными локализацией у ГР SiO2/Si высокой (61013см–2) плотности ионов.

В §3.2 исследуется воздействие на e ионной поляризации подзатворного окисла в режиме саморазогрева транзистора током канала.

При заданном потенциале затвора Vg=20B последовательно увеличивалось напряжение на стоке до уровня Vd>5B, при котором начинался саморазогрев транзистора. На рис.4 приведена типичная динамика зависимости Id от t (Vd=6,73B). Точкам на кривой Id(t) 010 отвечает последовательность температур, указанных на рисунке. Начальный спад Id обусловлен уменьшением e с повышением Т, его последующий рост – с увеличением e, вследствие поляризации окисла, сопровождающейся локализацией положительных ионов в SiO2 у поверхности Si. После завершения поляризации (Id перестает зависеть от t) напряжения питания транзистора отключаются, прибор охлаждается до Т=293К и измеряются зависимости Id(Vg) при Vd=0,1B. Затем по производным dId/dVg определяется e. Оказывается, что как и в §3.1, спонтанная поляризация окисла сопровождается увеличением e (от 808 до 1856см2/Вс), Id и крутизны, а также небольшим уменьшением порогового напряжения.

0,0 - 293К 0,1 - 350К 2 - 385К 0,16 3 - 404К 4 - 410К 0,5 - 420К 6 - 429К 0,7 - 432К 8 - 435К 9 - 436К 0,10 - 437К 0,0 50 100 150 2t, c Рис. 4. Зависимость тока стока Id от времени t в режиме джоулева разогрева полевого транзистора.

1,Al 0,SiO0,Si Al 0,3 2 0,0,0 80 160 2t, c Рис. 5. Кинетика тока генерации неосновных носителей заряда.

d I, A h h I 10, A Исходные свойства спонтанно поляризованного транзистора полностью восстанавливаются после деполяризации окисла. Таким образом, эти данные очень хорошо согласуются с полученными в §3.1.

Характеристики транзисторов, модифицированные ионной поляризацией окисла, как в принудительном, так и в спонтанном режимах сохраняются при комнатной температуре в течение многих месяцев. Этот факт можно использовать для записи информации, т.е. для создания «элионных» запоминающих устройств.

Четвертая глава посвящена анализу новых возможностей создания стабильных, перестраиваемых и самоорганизующихся наномасштабных электронных систем пониженной размерности путем формирования в диэлектрике у его границы с полупроводником специального профиля распределения локализованного ионного (электронного) заряда, индуцирующего в поверхностном слое полупроводника квантующий потенциальный рельеф.

Эти возможности базируются на способности Si-МОП-структур (в частности, МНОП-структур и Si-МОП-транзисторов с «плавающим» затвором) длительно (~108с) сохранять поляризационный ионный (электронный) заряд в окисле у поверхности кремния. Рассматриваются перспективные методы профилирования распределения плотности заряда, основанные на локальной инжекции в тонкий диэлектрик электронов или ионов остросфокусированными пучками, на локальной электронной или ионной поляризации диэлектрика в сканирующем туннельном микроскопе, а также на принципах самоорганизации наноскопических образований, вытекающих из известного свойства ионных зарядов спонтанно формировать в диэлектрике области субмикронных размеров. При характерном масштабе размерного квантования 100A необходимая амплитуда потенциального рельефа U1эВ требует вариации плотности Ns локализованного поверхностного заряда Ns51013см–2 (U~q2Ns / , где 8 – средняя диэлектрическая прониi i цаемость области контакта SiO2/Si). Значения Ns такого порядка легко достигаются при туннельной, лавинной или фотоинжекции электронов (дырок) в слой окисла в неразрушающих электрических полях 5106В/см. Близкие к требуемым для размерного квантования плотности встроенного поверхностного заряда Ns31013см–2 несложно получить за счет ионной поляризации окисла. Как явствует из §2.1, имеются широкие возможности выбора природы подвижных ионов и диэлектрика, методов введения подвижных ионов в диэлектрик, а также режимов миграции ионов в диэлектрике. Таким образом, ионный транспорт в диэлектрике, воспринимавшийся до сих пор, как негативное явление, сопровождающееся деградацией характеристик МОПприборов и интегральных схем и снижением их надежности, приобретает реальную научную и практическую значимость. Общее преимущество рассматриваемой методологии формирования низкоразмерных систем возможность перестройки их конфигурации путем стирания (за счет термического, полевого или термополевого стресса) и перезаписи зарядовых «изображений». Перспективы реализации такого рода систем рассмотрены на примере структуры кремний/окисел, сочетающей уникальные физикохимические свойства с развитой технологией.

В §5.1 (глава 5) рассматриваются базовые каналы генерации неосновных носителей заряда (ННЗ) в Si-МОП-структурах. При одновременной активности пяти известных каналов генерации – рождение электроннодырочных пар через поверхностные центры генерации (ПЦГ), объемные уровни в полупроводнике и по периферии полевого электрода, а также генерация ННЗ в краевых полях, обусловленных локальной неоднородностью ГР SiO2/Si и, наконец, термодиффузия HHЗ из электронейтрального объема полупроводника – общий темп термогенерации ННЗ (для определенности – дырок) – сумма темпов генерации отдельных каналов.

В современных Si-МОП-структурах объемные каналы генерации, как и канал генерации, связанный с рождением дырок в краевых полях локальных неоднородностей гетерограницы, практически не проявляются. Следовательно, накопление дырок у неравновесно обедненной поверхности Si при комнатной температуре должно определяться темпами их генерацией через ПЦГ как под полевым электродом (Gss), так и по его периферии (Gsp). Особенности генерации ННЗ через ПЦГ анализируются в §5.3 на основе теории [2], построенной в рамках статистики Шокли-Рида-Холла. Величина Gss без учета рекомбинации дырок описывается выражением Ev Gss= dENss (E)/(c v ), (7) Ec где Ec=0 – дно зоны проводимости, Ev – потолок валентной зоны, Ev–Ec=Eg – ширина запрещенной зоны Si, Nss(E) – спектральная плотность ПЦГ, c=c0exp(E/kT), v=v0exp[(Eg–Е)/kT] – времена жизни электронов и дырок на ПЦГ с энергией Е, EcEEv, предэкспоненциальные факторы c0, v0 считаются слабо зависящими от энергии Е. Из (7) следует, что темп генерации Gss не должен зависеть ни от t, ни от Vg. Реально (7) описывает лишь начальную стадию рождения электронно-дырочных пар, т.е. стадию далекую от равновесия при p(t)p* Gss резко падает вследствие установления квазиравновесия между электронами, захваченными на ПЦГ, и свободными дырками. Величина p* достаточно мала: для Si при Т=293К p*ni=8,34109см–3, ей соответствует поверхностная концентрация p*s=p*0skT/(q2NdW)104см–2 (ni –собственная концентрация носителей заряда в Si, Nd1015см–3 – концентрация доноров, c0=v0, W~10–4см – ширина неравновесного слоя обеднения в Si, 0 и s – диэлектрические проницаемости вакуума и полупроводника). Следовательно, на основной стадии генерация дырок должна протекать в условиях квазиравновесия. На этой стадии после накопления у ГР концентрации дырок p>>p* темп их генерации через ПЦГ падает в exp(Eg/2kT)>109 раз. Поэтому равновесная концентрация дырок у ГР SiO2/Si при их генерации через ПЦГ установится более, чем за 104 лет.

Наблюдения конечных времен релаксации неравновесного состояния SiМОП-структур свидетельствуют о доминирующей роли генерации дырок через ПЦГ, локализованные по периферии полевого электрода.

В §5.4 приводятся результаты исследований генерации дырок на ступенчатых сигналах напряжения в n-Si-МОП-структурах с планарно– неоднородным диэлектриком (рис.5 вставка) (h1=100A, h2=3200A – толщины тонкого и толстого окисла, S1S2S=410–4 см2 – площади полевых электродов над тонким и толстым окислами), позволяющим имитировать эффект периферического рождения электронно–дырочных пар. Кинетика генерации дырок в такой системе должна стать необычной. При приложении к полевому электроду обедняющего напряжения Vg<0 в начальный момент времени t=0 зоны в полупроводнике изогнутся вверх и возникнут слои неравновесного обеднения различной ширины W: W1(h1)>W2(h2). У поверхности полупроводника появятся две потенциальные ямы для дырок с различной глубиной, более глубокая возникнет под слоем тонкого изолятора. Генерация дырок через ПЦГ будет протекать в обеих ямах, но на начальной стадии в мелкой яме накопление дырок окажется невозможным: они будут стекать в глубокую яму. Мелкие ямы возникнут также в областях склона потенциала, созданного краевыми полями затвора по его периферии. Рождающиеся в этих областях дырки, «втягиваясь» под полевой электрод, будут вносить дополнительный вклад в заряд инверсионного слоя глубокой ямы.

Как только в глубокой яме установится квазиравновесие дырок и элек тронов на ПЦГ (t=t1), темп генерации Gss резко упадет, но не до такого уровня, до которого он упал бы в случае однородного по толщине диэлектрика;

Gss останется достаточно высоким, поскольку он будет определяться темпом генерации дырок в мелкой яме, где квазиравновесие еще не наступило. Эта ситуация будет сохраняться до гомогенизации поверхности полупроводника под общим полевым электродом, s1(h1)s2(h2). После этого (t>t2), в обеих ямах установится квазиравновесие дырок и электронов на ПЦГ, и Gss должен резко снизиться до уровня, характерного для структуры с однородным диэлектриком. Этого, однако, не произойдет, поскольку краевой эффект будет поддерживать Gss на достаточно высоком уровне.

Ток генерации, протекающий во внешней цепи, должен описать три «ступеньки»: первую – до момента прихода к квазиравновесию в глубокой яме между электронами, захваченными на ПЦГ, и свободными дырками у ГР (0tt1), вторую – до момента гомогенизации (t1tt2) и третью – от момента t2 до момента достижения полного равновесия (t=t). Третья ступенька будет обусловлена генерацией дырок по периферии полевого электрода. В этой, самой мелкой, яме, всегда возникающей вследствие краевого эффекта, квазиравновесие между электронами на ПЦГ и свободными дырками из-за их постоянного стекания в более глубокие ямы под полевым электродом может быть достигнуто только после образования равновесного слоя инверсии на ГР.

Результаты соответствующих экспериментов представлены на рис.5 и в таблице. Табличные данные, характеризующие начальные (t=0, индекс 0) и конечные, равновесные [t=t, I(t)=0, I(t) – ток генерации ННЗ, индекс ] состояния МОП-структуры под тонким (индекс 1) и толстым (индекс 2) окислами, рассчитаны на основе соотношений, связывающих I(t) и Vg с W(t), s(t), ps(t), Vi(t), VFB, h:

t ps(t, Vg)+NdW(t, Vg)= (qS) I(t,V )dt, (8) g 1/ 20s 2hs hs hs W (Vg VFB) ps(t) –, (9) qNd iNd i i 1/ 20skT qs ni qs / kT qs e 1 s ps(Vg)+NdW(Vg)= eq / kT 1 , (10) q2Ln kT Nd kT ps(t)+NdW(t)=–(0i/qh)Vi(t)=–(0i/qh)[Vg–s(t)+VFB] (11) s(t, Vg)=–qNdW2(t, Vg)/20s. (12) Здесь Ln=(0skT/q2Nd)1/2, Vi – падение напряжения на окисле, s, выраженный в вольтах, отсчитывается от дна зоны проводимости в электронейтральном объеме Si; s<0 в состояниях обеднения и инверсии, VFB – напряжение «плоских зон».

Таблица Тонкий окисел, h1=100A Толстый окисел, h2=3200A 5,8783 1,9647 0,9315 0,7821 1,1041 2,7002 1,3316 0,7600 0,7064 3,9488 0,41 6,5,9914 1,9835 0,9326 0,7826 1,1285 2,8132 1,3592 0,7621 0,7074 4,0979 0,662 4,63 4,3439 1,6890 0,9140 0,7748 0,7720 1,7932 1,0851 0,7406 0,6974 2,8763 0,33 3,05 2,7950 1,3548 0,8859 0,7627 0,4379 1,0274 0,8214 0,7069 0,6813 1,8605 0,44 2,65 2,4041 1,2565 0,8761 0,7585 0,3542 0,8148 0,7315 0,6873 0,6718 1,5838 0,35 1,60 1,3824 0,9528 0,8251 0,7361 0,1390 __ __ __ __ __ __ Величина VFB1 рассчитывается интегрированием кривой 1 (рис.5) с использованием выражений (10) – (12). Найдено VFB1=0,129В. Эта величина VFB1 считается одинаковой для всего семейства кривых I(t). С данным VFBиз (9), (11) и (12) определяются значения W01, s01 (ps=0) и W1(Vg), s1(Vg) (ps=ps). Значение VFB2 рассчитывается по (11). При этом учитывается, что для каждой из кривых I(t) в точке гомогенизации образца t=ts1(Vg, t2)s02(Vg) [t2 – времена окончания первых широких ступенек на кривых 1–4]; s1(t2) – находится интегрированием зависимости I(t) в пределах 0–t2 на основании (8) и (11). По s02(t2)s1(t2) согласно (12) определяем W02(t2). Поскольку в точке гомогенизации дырки в мелкой яме еще отсутствуют [ps2(t2)=0] уравнение (11) позволяет найти VFB2. После подстановки VFBв трансцендентное уравнение, получающееся в результате приравнивания правых частей (10) и (11), рассчитываются s2(Vg) и рs2(Vg)+NdW2(Vg), а затем, в соответствии с (12) – W2(Vg).

Результаты опытов хорошо согласуются с рассмотренными выше за––g ––sss s gB B B B B B см см см см см см –V, – , – , –V, – , – , (рис.4) W 10, W 10, W 10, W 10, № кривой s d s d (p +N W ) , (p +N W ) , кономерностями. При напряжениях |Vg|>2,65B ток I(t) описывает две ступеньки, причем первая из них положе, чем вторая. С понижением |Vg| высота обеих ступенек понижается, а их продолжительность сокращается.

Зависимость тока от Vg и пологость ступенек, нехарактерные для генерации ННЗ через ПЦГ в однородных МОП-структурах, непосредственно свидетельствуют об активности периферического– краевого– канала генерации: по мере накопления дырок под полевым электродом сокращается ширина периферической, самой мелкой, ямы и скорость генерации ННЗ падает;

наоборот, с ростом |Vg| ширина этой ямы увеличивается, зона генерации расширяется и ток возрастает.

В области |Vg|<2,65B с уменьшением |Vg| уровень тока генерации последовательно снижается, и зависимости I(t) описывают единственную ступеньку (рис.5, кривая 5). Ее следует связывать с рождением дырок только по периферии затвора под тонким окислом, т.е. исключительно с краевым эффектом. Этот вывод подтверждается аналогичными кривой 5 зависимостями I(t), характерными для n-Si-МОП-структур с однородным по толщине диэлектриком.

При больших |Vg| (кривые 1–4) мелкая яма фактически имитирует периферию структуры, но в иных условиях: геометрические размеры мелкой ямы не изменяются и вплоть до момента гомогенизации обеих частей объекта (t t2) темп рождения электронно-дырочных пар Gss через ПЦГ на ГР Si с толстым окислом остается постоянным, т. е. дырки в мелкой яме рождаются в безрекомбинационном режиме, описываемом соотношением (7). Соответствующий ток генерации, очевидно, равен разности высот первой и второй ступенек, наблюдаемых на кривых I(t): I=I2–I3310–12A (рис. 5, кривая 1).

Следуя (7), имеем: I=qS2Gss=(/2)qS2[exp(–Eg/2kT)]Nss*kT/eff, Nss*Nss(Eg/2), что позволяет достаточно строго рассчитать величину отношения Nss*/eff:

Nss*/eff=4,71021см–2эВ–1с–1, Gss=I/qS2=4,251010см–2с–1 (T=293K, Eg=1,12эВ, S2=4,40510–4см2). Плотность ПЦГ у середины щели Si – Nss* – достаточно точно определяется посредством квазиравновесной вольтемкостной спектроскопии (см. §1.3): найдено Nss*=6,41010см–2эВ–1 и eff=[vTeff(NcNv)1/2]–1= =1,510–11c (vT – тепловая скорость ННЗ, eff – эффективное сечение захвата ПЦГ); при vT=107см/с, (NcNv)1/2=1,721019см–3 (T=293K) получаем eff=410–16см2. Приведенные значения Nss*, eff, eff и Gss очень хорошо согласуются c литературными данными.

Выше отмечалось, что при переходе к квазиравновесному режиму генерации Gss падает в exp(Eg/2kT) раз. Следовательно, в отсутствие периферического канала рождения дырок после гомогенизации структуры величина Gss=4,251010см–2с–1 должна была бы упасть до уровня ~ Gss =4,251010/exp(Eg/2kT)=9,9см–2с–1, а равновесный инверсионный слой да~ же в мелкой яме при Vg= –6,19B образовался бы за (ps2+NdW2)/Gss 12лет; ps2+NdW241011см–2.

Таким образом, наблюдения генерации ННЗ в МОП-структурах с планарно-неоднородным диэлектриком, с одной стороны, демонстрируют необычную, дискретизированную кинетику тока, а с другой – позволяют на базе простых и экспрессных измерений точно и детально охарактеризовать приповерхностные области полупроводника под толстым и тонким изолятором в состояниях неравновесного обеднения и инверсии, найти напряжения «плоских зон», а также оценить параметры центров и темпы реальной и «виртуальной» поверхностной генерации.

В начале шестой главы рассматриваются основные представления о туннельном переносе электронов в МОП-структурах с тонким и сверхтонким подзатворным диэлектриком в режимах прямого туннелирования и туннелирования по Фаулеру-Нордгейму. Показано, что определения туннельных ВАХ в таких структурах требует развитие строгого подхода к нахождению зависимости падения напряжения на окисле Vi(Vg). §6.1 посвящен измерениям и анализу кинетики генерации ННЗ в условиях проявления туннельного эффекта. При высоких обедняющих напряжениях Vg электроны, туннелирующие из затвора в слой обеднения n-Si, оказываются в нем сильно разогретыми (рис.6), что должно проявляться в возрастании темпа генерации дырок вследствие ударной ионизации в этом слое. Кинетика развивающегося при этом переходного процесса, завершающегося образованием равновесного слоя инверсии, должна приобрести необычный вид: на зависимостях тока I от времени t должны проявляться резкие пики. Начальное состояние структуры (t=0) и его эволюция во времени – функции высоты ступеньки обедняющего напряжения Vg<0 и темпов поверхностной и/или объемной генерации дырок. Описание в этой ситуации кинетики тока I(t) требует установления зависимостей Vi(t), туннельного тока It(t), и коэффициента ударной ионизации . По теореме Гаусса поле в диэлектрике Fi(t)=Vi(t)/h=[Vg–s(t)]/h=–{q[(ps(t)+NdW(t))]+Qss} /оi. (13) Поверхностный потенциал s и ширина ОПЗ W связаны соотношением (12).

Здесь Qss=оiVFB/h. Измеряемый во внешней цепи ток:

Фg EF Ec Ev Eim -qVg Фs -qs Ec EF Ev n+-Si:P SiO2 n-Si:P Рис. 6. Зонная диаграмма структуры в состоянии неравновесной инверсии.

2,1 - (-4,4)В 2 - (-5,4)В 1,3 - (-6,4)В 4 - (-7,4)В It1,0,1 2 It0,tm 10 40 80 1t, c Рис. 7. Кинетика тока генерации неосновных носителей заряда в n-Si-МОП структуре при наличии туннельного тока.

I 10, A d dp s I(t)=qS (ps+NdW)+Sjt=qS (1+hs/iW)–1+Sjt=S[(jg+jt)(1+hs/iW)–1+jt], (14) dt dt S – площадь МОП-структуры, qdps/dt=jg+jt, jg и jt – плотности тока термической генерации дырок Ig=Sjg и туннельного тока It=Sjt. Ток ударной генерации дырок Iim(t) считается равным It, где =const. Это физически оправдано, поскольку протуннелировавшие сквозь окисел электроны оказываются в слабом поле ОПЗ Fs/W=qNdW/2оs~104B/см (Nd=21015см–3, s0,9B, W~1мкм), в котором развитие лавинной ионизации невозможно. В несильно легированном Si (Nd<1016см–3) даже минимальная ширина обедненного слоя в равновесии при глубокой инверсии W=[4оskTln(Nd/ni)/q2Nd]1/2>>hs/i.

Поэтому hs/iW<<1, (14) упрощается, I(t)–Ig(t)I(t)(1+)It(t), и It(t)I(t)/(1+), Iim(t)I(t)/(1+). (15) Плотность туннельного тока – jt=AVi2exp(–Bg3/2h/Vi), (16) ~ ~)/ s Aconst, B=4(2mi*)1/2(u)/3q, (u) – функция Нордгейма, u=[2q3Fi( – i ~ ~) ]1/2, g – высота барьера на контакте затвор/окисел, mi* – эффекs i /( – i ~g~ и s – высокоi ~ тивная масса электрона в окисле, – постоянная Планка, частотные диэлектрические проницаемости окисла и полупроводника.

~ s Из (9) и (12) вытекает: для типичной Si-МОП-структуры (s= =11,9, ~=2,13, Nd=21015см–3) с толщиной окисла h=100A при обедняющем i i=3,9, напряжении Vg равном, например, – 7В (при этой оценке полагаем VFB=0) поле в окисле в начальный момент времени (t=0, ps=0) Fi0=Vi0/h= =|Vg–s0|/h2105B/см (Fi0=Fi|, Vi0=Vi|, s0=s| ). В таких электрических t 0 t 0 t полях туннельный эффект несущественен. Между тем по мере термической генерации дырок начнется перераспределение напряжения Vg между окислом и слоем обеднения Si: согласно (9), (12), (13) с увеличением ps напряжение Vi будет расти. В равновесном состоянии инверсии (t=t, ps=ps) потолок валентной зоны окажется вблизи уровня Ферми Si, и |s|=|s| (Eg–EF)/q t t 0,88B, где Eg=1,12эВ – ширина запрещенной зоны Si, а EF0,24эВ – энергия Ферми (Nd=21015см–3, T=293K). Тогда Fi=Fi| |Vg–s|/h=6,12106В/см, и t t туннельная проводимость окисла должна стать значительной. Туннелирование, разумеется, начинается при меньших Fi, стимулируя генерацию ННЗ, повышение темпа которой вследствие ударной ионизации приведет к ускорению роста Vi и Fi, что, в свою очередь, увеличит туннельный ток и т.д.

Процесс нарастания тока завершится либо электрическим пробоем структу ры, либо резким спадом тока (вследствие «включения» рекомбинации дырок) и переходом к квазиравновесному состоянию инверсии со стационарным туннельным током.

Отсюда явствует специфическая кинетика переходного процесса: начиная с некоторого критического значения Vg на зависимостях I(t) следует ожидать появления резких пиков тока с крутонарастающими и спадающими ветвями, в которые вплоть до прихода ОПЗ к равновесию, а туннельного тока к стационарному уровню, будут вносить вклад как туннельный ток, так и ударная генерация ННЗ. До начала резкого подъема тока на зависимости I(t) должен существовать латентный период, длительность которого лимитируется темпом термической генерации ННЗ.

На рис.7 представлены в функции от Vg типичные зависимости I(t), измеренные на n-Si-МОП-структуре с планарно-неоднородным окислом при 293К. Эволюция кривых I(t) с ростом |Vg| полностью согласуется с рассмотренными представлениями. При относительно небольших |Vg| ток описывает две ступеньки (см. главу 5). С увеличением |Vg| вначале возникает третья ступенька – стационарный ток (It3=3,08010–13А, кривая 3), а затем в области второй ступеньки появляется минимум тока, переходящего в резкий пик, завершающийся выходом на новый стационарный уровень I=It4=7,78710–12А (кривая 4). Далее будет показано, что It3, It4 – суть стационарные туннельные токи сквозь тонкий окисел. Идентификация по кривой 4 (Vg4=–7,4B, рис.7) вкладов в ток I4(t) туннелирования – It(t) и ударной генерации – Iim(t) [см.(15)], а также восстановление туннельной ВАХ – It(Vi4) требует определения значений VFB и . Наиболее близкая к кривой 4 кривая 3 – I3(t), Vg3=–6,4B – не содержит особенностей, связанных с ударной генерацией дырок. Численное интегрирование этой кривой по времени до момента установления равновесного состояния инверсии [t=t, I3(t)= It3] определяет равновесную плотность поверхностного заряда Qs3(Vg3) в инверсионном слое под тонким окислом:

t Qs3(Vg3)=q[ps3(Vg3)+NdW3(Vg3)]=S1–1 0 I3(t, Vg3)dt; (17) S1=410–4см2 – площадь полевого электрода над тонким окислом. Строго говоря, в уравнение (17) следовало бы ввести поправки, обусловленные сокращением в процессе релаксации ширины ОПЗ Si под тонким и толстым окислом и ответвлением части общего тока I(t) в область структуры под толстым окислом. Однако эти поправки имеют противоположные знаки и практически компенсируют друг друга. Интегрирование в (17) дает:

Qs3(Vg3)=1,74510–6Кл/см2, (ps3+NdW3)| =1,0891013см–2.

=–6,4B Vg С другой стороны, Qs3(Vg3)/q=[ps3(Vg3)+NdW3(Vg3)] определяется выражением (9). Из этого условия получаем трансцендентное уравнение, определяющее равновесный поверхностный потенциал s3(Vg3)=–0,931В.

Подставляя в (13) значения ps3(Vg3)+NdW3(Vg3) и s3(Vg3), находим при Vg3=–6,4В величину VFB=0,408В. Следуя (13), имеем: Vi3=Vg3–s3(Vg3)= =–5,469B, Fi3=Vi3/h1=5,469106B/см. Выражая для кривой 4 из уравнения (13) величину Qs4(Vg4)/q=[ps4(Vg4)+NdW4(Vg4)]= =(0i/h1q)[–Vg4+s4(Vg4)–VFB] и приравнивая правую часть этого равенства к правой части (9), получаем уравнение для определения s4(Vg4) при Vg4=–7,4B, VFB=0,408B. Его решение s4(Vg4)=–0,940B; тогда Vi4= =Vg4–s4(Vg4)=–6,46B, (ps4+NdW4)=1,3031013см–2 и Qs4=2,08710–6Кл/см2.

В итоге регистрируем две точки на стационарной ВАХ туннельного тока:

It3(Vi3), It4(Vi4).

Перейдем к оценке . Учитывая плавность вторых ступенек на кривых 1–3 (рис.7) и наличие на них областей эквидистантности, будем полагать, что при отсутствии туннельной проводимости окисла кривая 4 имела бы характер, подобный характеру кривой 3. Аппроксимируем зависимость I(t) в ~ области плато второй ступеньки на кривой 3 полиномом вида I (t)= g~ ~ = I (t03)–?( t–t03)–(t–t03)2. Его коэффициенты I (t03), ? и находятся мето03 дом наименьших квадратов. Результаты аппроксимации изображены на кри~ ~ ~ вой 3 точками. Этим же полиномом I (t) с заменой I (t03) I (t04) при g4 03 t04=62,5с область плато второй ступеньки кривой 4 – Ig4(t) – экстраполирует~ ся вплоть до t=tm (штриховая линия). Функция I (t) хорошо описывает заgвисимость Ig4(t) в диапазоне 62,5t68c, а штриховая линия эквидистантна кривой 3 на интервале 62

tx – S h (V V ) qS [p (t ) N W (t )] (t)dt |. (18) 0 i 1 1 i3 FB 1 s4 х d 4 х I4 Vg7,4В Интегрируя кривую 4 до получения заряда S1Qs3(Vg3)=–0iS1h1–1(Vi3+VFB)= =6,98110–10Кл, находим tх0=84,8с, I(tх0)=(1+0)It3=6,40610–12А и (1+0)=2,08, 0=1,08. Нулевое приближение =0– заведомо занижено, поскольку интеграл в (18) завышен на величину вклада от туннельного тока.

Учитывая это обстоятельство и используя (18) получаем следующую итерацию 1=1,19. При дальнейших итерациях величина практически не изменяется: =1,20,2.

Возможен и независимый подход к определению . Замечая, что полный заряд от протекшего до наступления равновесия во внешней цепи тока I4(t, Vg4) отличается от равновесного заряда инверсионного слоя S1Qs4(Vg4)=8,3510–10Кл на величину интеграла от туннельного тока, имеем:

tm t tm t (19) 4 4 t t I (t, Vg4)dt+[I (t, Vg4)]dt–S1Qs4(Vg4)=I (t)dt+I (t)dt.

0 tm 0 tm Первый член в левой части (19) – 8,3610–10Кл – много больше второго (0,2510–10Кл), поэтому вкладом последнего в интеграл от туннельного тока tm [второй член в правой части (19)] можно пренебречь, и тогда (t)dt t I tm 0,2610–10Кл(1+)–1 I(t)dt=(1+)–10,5910–10Кл, (1+)=2,27, =1,27, что очень хорошо согласуется с найденным выше коэффициентом ионизации.

Как явствует из зонной диаграммы (рис.6), максимальная энергия Eim, которую может приобрести электрон, попадающий в ОПЗ Si со дна зоны проводимости окисла, равна Фs+q|s|4,2эВ (Фs3,23эВ, q|s|0,94эВ). Эта величина Eim близка к средним энергиям рождения электронно-дырочных пар при облучении Si быстрыми электронами – 3,60,4эВ и 4,51,5эВ [3].

Данный факт можно рассматривать как свидетельство адекватности механизма проявления туннельного эффекта в генерации ННЗ.

Соотношения (13) и (15) позволяют выразить в параметрической форме динамическую ВАХ туннельного тока:

It(t, Vg4)=I(t)/(1+), (15) tm h–Vi4(t, Vg4)= [I4(t, Vg4)– (1+)–1I(t)]dt+VFB. (20) 0iS1 Соответствующая (15) и (20) ВАХ представлена на рис.8 в координатах Фаулера–Нордгейма сплошной тонкой линией. Полые точки отвечают уровням стационарных туннельных токов. Штриховая линия – приближение экспериментальной ВАХ методом наименьших квадратов. Стационарные тун нельные токи практически накладываются на динамическую ВАХ. Это указывает на применимость использованного подхода к анализу генерации ННЗ в МОП-структурах при наличии туннельной проводимости окисла и ударной ионизации.

Длительность латентного периода и положение точки tm (рис.7) определяются темпом термогенерации ННЗ, зависящим от технологии формирования и геометрии МОП-структуры, от Vg, температуры, состава окружающей атмосферы и от других факторов. Например, время достижения равновесного состояния инверсии в Si-МОП-структуре с однородным по толщине окислом и с подавленным эффектом краевой генерации ННЗ может составлять многие годы. Поэтому время «включения» туннельной проводимости окисла и положение точки tm могут быть необозримо велики. Аналогичная ситуация возникает при понижении температуры, а также в МДП-структурах на основе широкозонных полупроводников (SiC, GaN и пр.). При таких условиях время tm становится однозначной функцией внешних воздействий, стимулирующих рождение электронно-дырочных пар (освещения, радиации, изменения состава внешней среды и т.д.). Возможность изменения tm в очень широких пределах целесообразно использовать для реализации различного рода интегрирующих и пороговых сенсоров.

В §6.2 приводятся результаты измерений туннельных ВАХ n-Si-МОПструктур со сверхтонким (h<50A) окислом. Измерения зависимости тока I от потенциала полевого электрода Vg проводятся на треугольных импульсах напряжения как при его нарастании (скорость развертки v>0), так и при его спаде (v0) (см. §1.3). ВАХ I(Vg) помимо туннельной компоненты It(Vg) содержит емкостную составляющую Ic(Vg). Следовательно, для преобразования ВАХ I(Vg) в ВАХ It(Vg) и далее в ВАХ It(Vi) необходимо располагать квазиравновесной ВФХ исследуемой структуры Al–n+-Si–SiO2– (100)n-Si:P (Nd=21015см–3)–Al. Искомая ВФХ определяется по алгоритму, изложенному в §§1.3, 1.4. Для трансформации ВАХ I(Vg) в ВАХ It(Vi) следует найти зависимость Vi(Vg):

Vi(Vg)=Vg–VFB–s(Vg). (21) Методика расчета функции s(Vg) описана в §§1.3, 1.4. Она основана на теории ОПЗ полупроводника Гарретта–Браттейна [4]. Однако в случае сверхтонкого окисла емкость МОП-структуры ССi при плотностях поверхностного заряда, отвечающих вырождению и размерному квантованию электронного газа, где теория [4] некорректна. Для этого случая аналитического выражения для идеальной ВФХ не существует, численные же расчеты ----2' ---1' ----0,15 0,17 0,19 0,-5 -4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 - Vi-1, B-Vg,Vi, B Рис. 8. ВАХ туннельного тока в коор- Рис. 10. ВАХ туннельного тока.

динатах Фаулера–Нордгейма.

0,5 0,-0,---1,---5 -4 -3 -2 -1 0 1 2 3 4 Vg, B Рис. 9. Электронные характеристики области границы раздела Si/SiO2.

t t t t lgI ; I, A lg| I | ; I, A t i t i lg(I/V ); I,A; V, B i s , B -V, B s Q , Кл/см не обеспечивают необходимой точности. Поэтому реализация подхода к определению зависимости s(Vg), сформулированного в §§1.3, 1.4, возможна только для области ВФХ, в которой отсутствуют вырождение и квантовые эффекты, т.е. для области обеднения. При очень низкой плотности ПС на ГР Si/SiO2 (Сss<<Сs), учитывая производную по Vg от соотношения (1) и выражение С–1=Сi–1+Сs–1, легко получить:

2 dC (V ) dC ( ) g s s . (22) dV d g s Отсюда явствует, что линейность зависимости C–2(Vg) в области обеднения поверхности полупроводника должна свидетельствовать как о низкой плотности ПС, так и об отсутствии градиента концентрации легирующей примеси. Угловой коэффициент этой зависимости определяет концентрацию доноров Nd в n-Si. Линейная зависимость C–2(Vg) реализуется на опыте. По наклону данной зависимости уточняем значение Nd (Nd= =1,4491015 см–3). С этим значением Nd по теории [4] рассчитывается функция Cs–2(s) для области обеднения. Сопоставление прямых C–2(Vg) и Cs–2(s) позволяет отыскать значения Сi, h и VFB. В результате найдено:

Сi=(8,700,09)10–7Ф/см2, h=39,60,4A и VFB=–0,1930,003В. Теперь на основании (1) с учетом условия s0=0 при Vg0=VFB и (21) рассчитываем зависимость s(Vg) – кривая 1; Qs(Vg), Vi(Vg) – кривая 2 (рис.9) и туннельные ВАХ It(Vi). На рис.10 представлены туннельные ВАХ It(Vg) – кривые 1 и It(Vi) –кривые 2 как для режима обогащения (справа), так и для режима инверсии (слева). Видно, что замена VgVi сопровождается существенной коррекцией ВАХ. Представленные более чем на десяти порядках величины изменения тока характеристики It(Vi) чрезвычайно сложны и в полном масштабе не описываются ни одной из известных теорий туннельного эффекта.

Интересно, что эти ВАХ весьма (вплоть до деталей) качественно аналогичны ВАХ туннельных МДП-диодов, измеренных в координатах It(Vg), однако последние так и не получили до сих пор всеобъемлющей количественной интерпретации. Главные причины, обусловливающие сложившуюся в данном отношении ситуацию, суть: отсутствие точных сведений о высоте и форме туннельного барьера, неопределенность значения эффективной массы туннелирующего электрона и ее зависимости от толщины окисла, некорректность учета падения напряжения в n+-Si-прослойки, пренебрежение модификацией классического туннельного барьера, обусловленной присутствием в окисле фиксированного заряда и заряда, генерируемого в нем вследствие взаимодействия туннелирующих электронов с локализованными состояния ми окисного слоя. Впервые полученные без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состоянии электронного газа в слоях сильного обогащения и глубокой инверсии экспериментальные зависимости It(Vi), s(Vg) и Qs(Vg) являются хорошим «тестом» для развития теории туннельного эффекта, учитывающей как вырождение и размерное квантование электронного газа в полупроводниковых элементах структуры, так и неклассическую форму потенциального барьера для туннелирующих электронов, обусловленную присутствием в окисле встроенного заряда, знак и плотность которого, в принципе, функции величины Vg.

Следует подчеркнуть, что в механизмах проводимости подзатворных диэлектриков вне зависимости от их природы и толщины, доминируют эффекты сильного поля, промотирующие резкую суперлинейность ВАХ. Поэтому в любом случае необходима идентификации ВАХ в адекватных координатах It(Vi). Общий подход к решению подобных задач развит в настоящем разделе.

Отметим также, что описанные алгоритмы наблюдения и анализа квазиравновесных ВФХ позволяют достаточно точно и подробно охарактеризовать основные электронные свойства МОП-структур со сверхтонким изолятором, значимые для их физики, технологии и приложений, т.е. найти уровень легирования полупроводника, «емкость» и толщину диэлектрика, напряжение «плоских зон», знак и плотность фиксированного в окисле заряда.

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы, намечены пути и перспективы ее развития.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ.

1 Разработан многофункциональный экспериментальнометодический аппарат для исследований в широком диапазоне условий эксперимента статических и динамических ВАХ, а также процессов релаксации Si-МОП-структур, выведенных из состояния термодинамического равновесия, либо посредством изменения зарядового состояния окисла, либо путем переключения МОП-структуры в состояние сильного неравновесного обеднения.

2 Развита прецизионная методика измерений и обработки квазиравновесных ВФХ МОП-структур, позволяющая находить зависимость поверхностного потенциала полупроводника s от потенциала полевого электрода Vg с точностью до 0,1 мВ; методика обеспечивает возможность достаточно точного определения туннельных ВАХ МОП-структур с тонким и сверхтон ким окислом, а также повышение чувствительности спектроскопии ПС и расширение ее энергетического диапазона.

3 Развита модель для описания неравновесных динамических ВАХ ионной деполяризации окисла Si-МОП-структур, подтвержденная данными опытов. На этих основаниях впервые в рамках единого эксперимента определены базовые характеристики ионной проводимости в слоях SiO2 на Si:

плотность ионов, их подвижность и ее энергия активации.

4 Обнаружены проявления туннельной нейтрализации ионов электронами слоя обогащения полупроводника в неизвестном ранее типе стационарной проводимости и кинетике деполяризации диэлектрика. Развита качественная физическая модель проявлений нейтрализации ионов у ГР диэлектрик/полупроводник, базирующаяся на представлениях о диффузии и распаде нейтральных электронно-ионных ассоциатов. Ключевые следствия развитой модели подтверждены экспериментальными исследованиями стационарных токов, переходных процессов и ТСД.

5 Показано, что для изотермической ионной деполяризации окисла характерны две отчетливо наблюдаемые стадии – начальная, «времяпролетная», и следующая за ней, обусловленная ионизацией нейтральных ассоциатов за счет туннельных переходов электронов в полупроводник. Определены коэффициент нейтрализации ионов, коэффициент их диффузии и время жизни в SiO2 нейтральных ассоциатов.

6 Развит и аргументирован новый взгляд на природу формирования пиков тока ионной ТСД: нарастающие ветви тока связываются с термоактивацией времени пролета свободных ионов, а спадающие – с проявлениями туннельной (термотуннельной) ионизации нейтральных ассоциатов.

7 Впервые наблюдалось существенное увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале транзистора с изолированным затвором при ионной поляризации окисла как в принудительном режиме нагрева, так и в режиме джоулевого разогрева транзистора током канала.

8 Проанализированы возможности формирования у поверхности полупроводника двумерного наномасштабного размерно-квантующего потенциального рельефа за счет ионной или электронно-инжекционной поляризации окисла МОП-структур. Результаты анализа указывают на возможность реализации нового подхода к созданию электронных систем пониженной размерности.

9 Продемонстрирована и интерпретирована необычная (дискретная) кинетика изотермической генерации ННЗ в Si-МОП-структурах с планарно неоднородным диэлектриком. Наблюдение зависимостей тока генерации ННЗ от времени позволяет выяснить проявления и значимость периферического канала рождения электронно-дырочных пар.

10 На зависимостях тока генерации ННЗ от времени I(t) в Si-МОПструктурах с туннельно проницаемым окислом наблюдались резкие пики, спадающие ветви которых выходят на стационарный уровень тока, крутонарастающий с ростом обедняющего напряжения. Показано, что пики обусловлены туннельной проводимостью окисла и ударной генерацией электронно-дырочных пар в области пространственного заряда кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами.

11 Разработана процедура определения по ВФХ с точностью ~0,1% базовых феноменологических параметров МОП-структур: уровня легирования полупроводника, напряжения «плоских зон» и «емкости» окисла.

12 Впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состояниях электронного газа в слоях сильного обогащения и глубокой инверсии экспериментально определены вольтамперная характеристика туннельного тока в Si-МОП-структурах со сверхтонким (<50A) окислом – зависимость туннельного тока от падения напряжения на окисле It(Vi), а также поверхностный потенциал полупроводника в функции от напряжения на полевом электроде s(Vg).

Таким образом, комплексные исследования кинетики релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем гетерограниц кремний/окисел и ряд развитых модельных представлений позволили установить новые фундаментальные особенности проявления эффектов миграции ионов по окислу, их влияния на электронную систему полупроводника, выяснить основные закономерности изотермической генерации неосновных носителей заряда, в том числе, в условиях проявления краевого и туннельного эффектов, а также построить на основе анализа квазиравновесных ВФХ алгоритм обработки экспериментальных данных по туннельной проводимости сверхтонкого окисла.

Результаты наблюдений кинетики генерации ННЗ указывают на перспективы практического использования Si-МОП-структур, функционирующих в нестационарных режимах, для создания различного рода сенсорных устройств. Темп краевой генерации ННЗ подвержен сильному воздействию внешних факторов: света, состава окружающей среды, радиационного фона и др. Данные обстоятельства можно использовать для создания различных сенсорных устройств, в частности, газовых сенсоров, основанных на прин ципе контроля скорости краевой генерации ННЗ. В высококачественных МОП-структурах с подавленным каналом периферической генерации ННЗ состояние неравновесного обеднения может быть весьма долгоживущим, т.е.

подобные структуры представляются перспективными элементами систем хранения информации. Настоящие разработки перспективны в отношениях создания многоплановых эффективных и экспрессных средств физической диагностики МОП-приборов. Наконец, факт длительного сохранения характеристик полевых транзисторов, модифицированных принудительной или спонтанной ионной поляризацией окисла, открывает перспективы для создания «элионных» запоминающих устройств.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ.

1 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Определение коэффициентов ионного переноса в диэлектрических слоях на поверхности полупроводников по динамическим вольтамперным характеристикам деполяризации // ПТЭ. – 1997. -№6. – С.110-115.

2 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Медовой А.И., Чучева Г.В. Динамика ионной объемно-зарядовой деполяризации слоев SiO2 на поверхности кремния // Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение: тр. 3-й Междунар. конф., Александров, 20-24 октября 1997г. / ВНИИСИМС. – Александров, 1997. – Т.2. – С.88-101.

3 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Кинетика ионной деполяризации Si-МОП-структур в режиме линейной развертки по напряжению // ФТП. – 1997. – Т.31, №12. – С.1468-1473.

4 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Незатухающая циркуляция ионов в изолирующем слое у поверхности полупроводника, стимулируемая электронно-ионным взаимодействием на межфазной границе // Микроэлектроника. – 1998. -№5. – С.335-341.

5 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Проявление времяпролетного эффекта и электронно-ионных реакций на контакте диэлектрикполупроводник при термостимулированной ионной деполяризации в характеристиках Si-МОП-структур //Микроэлектроника. – 1999. - №6. – С.457-462.

6 Ждан А.Г., Чучева Г.В. Термомодуляционная идентификация стационарного уровня сигналов в условиях возможных проявлений их сверхмедленной релаксации // Известия ВУЗов. Электроника. – 1999. - №5. – С.9193.

7 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Электропроводность изоли рующего слоя на поверхности полупроводника, обусловленная электронноионным взаимодействием у межфазной границы. // ФТП. – 1999. - №8. – С.933-939.

8 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Транспорт свободных ионов по слою изолятора и эффекты электронно-ионного обмена у межфазной границы полупроводник-диэлектрик при термостимулированной ионной деполяризации Si-МОП-структур // ФТП. – 1999. - №8. – С.962-968.

9 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Медовой А.И., Чучева Г.В. Проявление ионных ловушек и нейтрализации ионов у границы раздела диэлектрик-полупроводник в характеристиках термостимулированной деполяризации изолятора и термогенерации неосновных носителей заряда в МДП-структурах // Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение: тр. 4-й Междунар. конф., Александров, 18-22 октября 1999г. / ВНИИСИМС. – Александров, 1999. – Т.2. – С.402-417.

10 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Генерация неосновных носителей заряда у поверхности полупроводника при ионной термодеполяризации МДП-структур // ФТП. – 2000. - №3. – С.283-289.

11 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. О природе термополевой асимметрии процессов ионной поляризации/деполяризации окисла Si-МОПструктур // ФТП. – 2000. - №6. – С.677-681.

12 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Об асимметрии процессов ионной поляризации и деполяризации окисла Si-МОП-структур // Физика диэлектриков (Диэлектрики-2000): тр. 9-й Междунар. конф., СанктПетербург, 17-22 сентября 2000г. / С-Пб, 2000. – Т.1. – С.201-202.

13 Goldman E.I., Zhdan A.G., Chucheva G.V. Ion transport phenomena in oxide layer on the silicon surface and electron-ion exchange effects at the SiO2/Si interface // J. Appl. Phys. – 2001. – V.89, №1. – P.204-218.

14 Гольдман Е.И., Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Организация наномасштабных и размерно-квантованных полупроводниковых структур путем генерации в прилегающем к полупроводнику слое изолятора регулярного распределения локализованного заряда, формирующего у поверхности полупроводника специальный потенциальный рельеф // Микроэлектроника.

– 2001. – Т.30, №5. – С.364-368.

15 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Медовой А.И., Чучева Г.В. Формирование в диэлектрике у межфазной границы с полупроводником наномасштабных ионных и электронных сгустков, генерирующих в полупроводнике квантующий потенциальный рельеф // Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение: тр. 5-й Междунар. конф., Александров, 10-14 сентября 2001г. / ВНИИСИМС. – Александров, 2001. – Т.2. – С.450-457.

16 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Исключение систематических ошибок измерений при вольт-емкостной спектроскопии границы полупроводник-диэлектрик // ПТЭ. – 2002. - №2. – С.120-125.

17 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Определение поверхностного электростатического потенциала s полупроводника, граничащего с диэлектриком, методом s/s-диаграмм // ПТЭ. – 2003. - №2. – С.96-100.

18 Ждан А.Г., Чучева Г.В. Определение по кинетике тока поверхностной генерации неосновных носителей заряда генерационнорекомбинационных характеристик гетерограницы полупроводник/диэлектрик // ПТЭ. – 2003, №3. – С.116-119.

19 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Определение абсолютной величины поверхностного потенциала полупроводника по квазистатическим вольт-фарадным характеристикам МДП-структуры // ФТП. – 2003. – Т.37, №6. – С.686-691.

20 Chucheva G.V., Kukharskaya N.F., Zhdan A.G. Determining the surface electrostatic potential s of a dielectric bordering semiconductor using the method of s(s)-diagrams // International Conference Micro- and nanoelectronics – 2003: материалы конф., october 6-10 2003. / Moscow – Zvenigorod, 2003. – P.170.

21 Goldman E.I., Kukharskaya N.F., Chucheva G.V. and Zhdan A.G. The effect of imaging forces in ultra thin gate insulator on the tunneling current and its oscillations at the region of transition from the direct tunneling to the FowlerNordheim tunneling // International Conference Micro- and nanoelectronics – 2003: материалы конф., october 6-10 2003./Moscow – Zvenigorod, 2003. –P.1-9.

22 Гуляев И.Б, Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Тихонов Р.Д., Чучева Г.В.

Расширение информативности равновесной вольт-емкостной спектроскопии локализованных электронных состояний у гетерограниц полупроводник– диэлектрик (Si/SiO2) // Микроэлектроника. – 2004. – T.33, №4. – C.277-289.

23 Чучева Г.В., Гольдман Е.И., Ждан А.Г. Переходные характеристики тока генерации неосновных носителей заряда у границы раздела полупроводник–туннельно тонкий окисел // Физика диэлектриков (Диэлектрики2004): тр. 10-й Междунар. конф., Санкт-Петербург, 23-27 мая 2004г. / С-Пб, 2004. – Т.1. – С.222-225.

24 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Повышение точности определения «емкости изолятора» в структурах металл–диэлектрик– полупроводник // ПТЭ. – 2004. -№6. – C.1-8.

25 Chucheva G.V., Dudnikov A.S., Goldman E.I., Zaitsev N.A., Zhdan A.G. Initiated tunnel current through thin gate oxide generation of minority carriers in Si-MIS-structures // Proceeding of SPIE. – 2004. – V.5401. – Р.629-633.

26 Gulyaev Yu.V., Zhdan A.G., Goldman E.I., Chucheva G.V. The discretization of minority carrier generation kinetics at the semiconductor surface bordering inhomogeneous insulator // Proceeding of SPIE. – 2004. – V.5401. – Р.426431.

27 Гольдман Е.И., Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Повышение темпа и дискретизация кинетики изотермической поверхностной генерации неосновных носителей заряда в структурах металл–диэлектрик– полупроводник с планарно-неоднородным диэлектриком // ФТП. – 2005. – Т.39, №6. – С.697-704.

28 Чучева Г.В., Ждан А.Г., Ахмедов Г.А., Кухарская Н.Ф. Определение темпа поверхностной термогенерации неосновных носителей заряда в структурах металл–окисел–полупроводник // ПТЭ. – 2005. - №4. – С.84-88.

29 Ждан А.Г., Чучева Г.В., Гольдман Е.И. Проявление туннельной проводимости тонкого подзатворного изолятора в кинетике генерации неосновных носителей заряда в структурах металл–диэлектрик–полупроводник // ФТП. – 2006. – Т.40, №2. – С.195-201.

30 Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Увеличение подвижности электронов в инверсионном канале Si-МОП-транзистора при ионной поляризации подзатворного окисла // ФТП. – 2007. – Т.41, №3. – С.357-360.

31 Ждан А.Г., Чучева Г.В., Нарышкина В.Г. Идентификация и анализ вольтфарадных и вольтамперных характеристик Si-МОП-структур со сверхтонким окислом // Микроэлектроника. – 2007. – Т.36, №3. – С.163-171.

32 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Нарышкина В.Г., Чучева Г.В. Реконструкция зависимостей туннельного тока от падения напряжения на окисле по динамическим вольтамперным характеристикам гетероструктур n+-Si–SiO2– n-Si // ФТП. – 2007. – Т.41, №9. – С.1135-1142.

33 Чучева Г.В. Безмодельное определение зависимостей плотности заряда в слоях обогащения и инверсии полупроводника от его поверхностного потенциала по вольтфарадным характеристикам структур металл– диэлектрик–полупроводник // Радиотехника и электроника. – 2008. – Т.53, №7. – С.874-877.

34 Чучева Г.В., Тихонов Р.Д., Ждан А.Г., Нарышкина В.Г. Определение фундаментальных электрофизических характеристик структур металл– окисел–полупроводник по данным вольт-емкостного анализа области обеднения поверхности полупроводника// ПТЭ. – 2008. - №4. – С.108-112.

Список цитируемой литературы.

[1] Гольдман Е.И. Электронно-ионный обмен на межфазных границах диэлектрик-полупроводник и его влияние на транспорт ионов в изолирующем слое // ФТП. – 2000. – Т.34, №8. – С.984-992.

[2] Гольдман Е.И., Ждан А.Г. Генерация неосновных носителей заряда у реальных границ раздела полупроводник–диэлектрик // Микроэлектроника. – 1994. – Т 23, №2. – С.3-20.

[3] Вавилов В.С. Действие излучений на полупроводники / М.: Физматгиз, 1963. - 264с.

[4] Garrett C.G.B., Brattain W.H. Physical theory of semiconductor surface. // Phys. Rev. – 1955. – V.9, №2. – P.376-397.






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.