WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 6 О природе термополевой асимметрии процессов ионной поляризации / деполяризации окисла Si-МОП структур © Е.И. Гольдман, А.Г. Ждан, Г.В. Чучева Институт радиотехники и электроники, 141120 Фрязино, Россия (Получена 20 декабря 1999 г. Принята к печати 28 декабря 1999 г.) На основе представлений о существенной роли поверхностной нейтрализации положительных ионов на границах окисного слоя в процессах ионного транспорта в диэлектрическом промежутке МОП структур анализируется природа резкой асимметрии температурных и временных характеристик объемно-зарядовой ионной поляризации / деполяризации изолятора. Нейтрализация ионов происходит вследствие туннельного захвата электронов из полупроводникового и металлического контактов. Полученные в широком диапазоне изменения потенциала затвора Vg экспериментальные данные по термостимулированной и изотермической поляризации окисла Si-МОП структур последовательно подтверждают модель асимметрии, учитывающую более высокую степень нейтрализации ионов и более сильную их связь с электронами у поверхности металла (затвора), чем у поверхности полупроводника. Переходные процессы при поляризации обнаруживают три стадии. Первая из них связана с транспортом не нейтрализованных (свободных) ионов; на начальных этапах термостимулированной и изотермической поляризации при Vg = const ионы перемещаются в окисле в пролетном режиме. На второй стадии имеет место переход от режима дрейфа свободных ионов к режимам гиперболической и (или) экспоненциальной кинетики релаксации, когда ток практически перестает зависеть от поля, температуры и скоростей полевой или температурной развертки и становится однозначной функцией реального времени. Закон релаксации определяется при этом темпом туннельной ионизации нейтральных ассоциатов ион + электрон и (или) их диффузией и термораспадом в объеме диэлектрика.

Факты резкой асимметрии процессов объемно-зарядо- образца с постоянной скоростью T 0.4град/с ревой ионной поляризации и деполяризации подзатворного гистрировался ток термостимулированной поляризации окисла Si-МОП структур широко известны [1–6], однако (ТСП) I = jS ( j — плотность тока, S — площадь полеводо сих пор они не получили адекватной интерпрета- го электрода). Семейство кривых ТСП, полученных при ции. Установление физической природы таких различий различных значениях Vgp = const, приведено на рис. 2, между тем чрезвычайно важно как с познавательной из которого явствует: с увеличением Vgp кривые I(T ) смещаются к низким температурам; ток ТСП в областях точки зрения, так и с точки зрения практических задач его начального нарастания следует закону Аррениуса МДП электроники, требующих существенного снижения уровня ионных загрязнений диэлектрика для ее продви- с практически не зависящей от поляризующего поля энергией активации E (см. вставку на рис. 2)1, которая жения в субмикронную область [7–11]. При прочих в широком диапазоне изменения Vg (1.0 Vg 10 В) равных условиях поляризация SiO2 протекает гораздо испытывает малый разброс и составляет 0.82 ± 0.05 эВ, медленнее, чем деполяризация, и начинается уже при т. е. оказывается в пределах погрешности эксперимента, деполяризующих потенциалах затвора Vgd < 0. Эти обстоятельства отчетливо проявляются как на изотерми- равной энергии активации термостимулированной деполяризации, составляющей 0.87 ± 0.05 эВ [6]. Согласческих динамических вольт-амперных характеристиках но [6], это свидетельствует о том, что начальные ста(ВАХ) поляризации и деполяризации [1–3,5] (рис. 1), дии нарастания тока ТСП — следствие термоактивации так и в термостимулированном режиме — при близких времени пролета d свободных ионов через окисный по модулю значениях Vg поляризационные токи наблюдаслой. В режиме дрейфа малого заряда [17], т. е. при ются при значительно более высоких температурах, чем выполнении неравенства токи деполяризации [4,6] (рис. 2).

Покажем, что анализ полевых и температурных ха4qNSSiO2 Vgp/h, (1) рактеристик термостимулированной и изотермической поляризации и деполяризации изолирующего слоя МДП ток ТСП структур позволяет прояснить причину их ассимметрии.

qSNS qSNSgpµ0 exp(-Eµ/kT ) Исследовалась система Al–SiO2–n-Si(100), идентичная I = =. (2) d hизучавшимся в работах [5,6,12]. Методика и алгоритмы экспериментов, а также измерительная схема подробно Здесь q — элементарный заряд; NS — плотность описаны в работе [13]. Полностью деполяризованная свободных (не нейтрализованных) ионов у контакта при повышенной температуре (T 423 K) напряжением При априорно неизвестной кинетике термостимулированной реVgd = -10 В структура охлаждалась до 295 K, потенциал лаксации ”метод начального нарастания тока”, использующий соотнополевого электрода скачком изменялся на поляризуюшение I const · exp(-E/kT ), дает наиболее надежные сведения о щий (Vgp > 0) и в процессе последующего нагрева величине E [14-16].

678 Е.И. Гольдман, А.Г. Ждан, Г.В. Чучева 4qNS/SiO2 1.5 · 102 В/см и, как легко убедиться, при всех экспериментальных значениях gp условие дрейфа малого заряда выполняется (рис. 2 и 3). На этих основаниях, отождествляя E и Eµ и учитывая, что найденное значение Eµ хорошо согласуется с известными величинами [17,19–22], также как и со значениями, полученными нами ранее независимыми методами [5,12], заключаем, что начальные стадии нарастания тока ТСП определенно Рис. 2. Термостимулированная поляризация Si-МОП структуРис. 1. Динамические вольт-амперные характеристики МОП ры при различных поляризующих напряжениях Vgp, B: 1 —0.5, структуры Al–SiO2–Si, демонстрирующие резкую асимметрию 2 — 1.4, 3 — 5, 4 — 10; 5 (масштаб по оси ординат процессов ионной поляризации (1) и деполяризации (2). Тем1.5 · 10-10 А) — термостимулированная деполяризация при пература измерений T = 423 K, скорость полевой развертки Vgd = -1В [6]; T 0.4град/с. На вставке — графики АрреV = 0.02 В/с [5].

ниуса для областей начального нарастания тока, построенные по кривым 1–4 (1 –4 ).

окисел / затвор, участвующих в пролете; SiO2 — диэлектрическая проницаемость окисла; h —его толщина;

gp = Vgp + Vk — падение напряжения на слое изолятора; Vk 0.5 B — контактная разность потенциалов = Al–Si (рассчитана согласно [18] для иследуемого Si с концентрацией свободных электронов 1013 см-3 [5,6,12] при температуре 350 K, отвечающей середине температурного диапазона наблюдений — рис. 3, прямая 1);

d = h2/µgp, µ = µ0 exp(-Eµ/kT ) — подвижность ионов; Eµ — ее энергия активации; k — постоянная Больцмана. Согласно (2), соответствующие графики Аррениу-са, представленные в координатах, lg(I/gp) = f (T ), должны описывать единую прямую, наклон которой определяется величиной Eµ. Такой график, построенный по данным рис. 2, полностью отвечает этим предстаРис. 3. Прямая 1 — температурные зависимости эффективной влениям (рис. 3, прямая 1). Величина Eµ, опреде-ионнойпроводимостиlg(I/Vgp) = f (T ) для областей начальленная по его наклону методом наименьших квадраного нарастания тока (T0 < T < Tm) кривых термостимулитов, составляет 0.82 ± 0.05 эВ. Экстраполируя прямую рованной поляризации (1–4, рис. 2) при напряжениях Vgp, B:

-1 -lg(I/gp) = f (T ) к оси T = 0, оцениваем по вели-0.5 (3), 1.4 (4), 5 (5), 10 (6). Прямая 2 —lg(I/|gd|) = f (T ) чине lg(qSNSµ0/h2), отсекаемой на этой оси [см. (2)], (взята из работы [6]) — эффективная ионная проводимость, значение NS 3.3 · 108 см-2 (S = 2.4 · 10-2 см2, приведенная к единому значению NS = 4.5 · 1010 см-2 при разµ0 = 3.2см2/В · с [6], h = 1.7 · 105 см). Подставляя личных значениях деполяризующего напряжения в диапазоне 0.6 |Vgd| 11.2В.

последнее в левую часть (1), находим (при SiO2 = 3.9) Физика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. О природе термополевой асимметрии процессов ионной поляризации / деполяризации окисла... обусловлены термоактивацией времени пролета свобод- деполяризации. Это обстоятельство проявляется ных ионов. количественно в величине 1. После пролета Сопоставление полученных здесь данных по ТСП с фронта свободных ионов темп ТСП лимитируется более результатами исследований термостимулированной де- медленными туннельными процессами ионизации поляризации [6] позволяет прояснить природу наблю- НА и нейтрализации ионов, последовательно даемой асимметрии. С этой целью на рис. 3 приведе- все далее отстоящих от поверхности металла, а на взятая из работы [6] универсальная прямая 2 — также распадом НА, диффундирующих от затвора -lg(I/|gd|) = f (T ), где (gd Vgd +Vk), характеризую- к полупроводнику в объеме диэлектрика. Это, естественно, сопровождается резким замедлением щая начальные области нарастания тока деполяризации при различных значениях Vgd [6]. Прямые 1 и 2 прак- темпа роста тока, появлением его максимума и области медленного спада (см. рис. 1, 2), в которой, как и при тически параллельны в согласии с приведенными выше энергиями активации соответствующих процессов. По- термостимулированной деполяризации [6], практически этому разница значений ”поляризационной” I/gp и ”де- исчезают зависимости тока от поляризующего поля, температуры и скорости нагрева T, т. е. ток становится поляризационной” I/|gd| проводимостей, отвечающих однозначной функцией реального времени t. В рамках одной и той же температуре, может быть обусловлена лишь различием предэкспонент выражения, описываю- модели [6,12] количественному описанию поддаются лишь спадающие ветви термостимулированного тока, щего области начального нарастания токов поляризации но, к сожалению, детально их исследовать не удается и деполяризации (см. сноску 1), или при равенстве всех из-за потери воспроизводимости данных измерений при прочих параметров (один и тот же образец):

нагреве образцов до температуры более 460 K.

(I/|gd|)/(I/gp)|T =const ==Nss/Nsg, Обратимся теперь к результатам исследований изотермической поляризации, столь же широко используемых где Nss, Nsg — плотности свободных (не при изучении явлений ионного переноса в диэлектриках нейтрализованных) ионов у контактов окисел / кремний МДП структур [1–3,5,12]. Данные наблюдений при и окисел / затвор соответственно. Согласно [6], T = const, как правило, легче поддаются интерпретации, Nss = 4.5 · 1010 см-2. Определяя величину при не требующей учета обычно плохо известных темперанекоторой произвольно заданной температуре (на рис. турных зависимостей предэкспоненциальных факторов.

отмечена стрелкой; = 132), имеем Nsg = Nss/ Из теории [23] явствует, что начальные стадии поляри= 3.4 · 108 см-2, что очень близко к значению, найден- зации на динамических ВАХ определяются транспортом -ному ранее экстраполяцией прямой lg(I/gp) = f (T ), свободных ионов через барьер, образованный внешним Nsg = 3.3 · 108 см-2 (рис. 3, прямая 1). Неравенство напряжением Vg, и протекают в условиях квазиравновеNsg Nss легко объяснить, следуя [6,12], различной сия процессов ионизации–нейтрализации. Соответствустепенью нейтрализации ионов, присутствующих ющая задача для деполяризации решена в работе [5], и, в окисле у его границ с металлом (затвором) и согласно развитой там и экспериментально подтвержденс кремнием. При деполяризации из-за обеднения ной модели, ток на этих стадиях при невысоких скороповерхности полупроводника одновременно с пролетом стях полевой развертки V = dVg/dt = const < 0.05 В/с фронта ионного заряда происходит накопление ионов пропорционален NS exp(Vg/kT ) и не зависит от V.

вследствие туннельного распада нейтральных ассоциатов Максимумы и ”хвосты” тока на ВАХ поляризации (НА) ион + электрон; эти ионы в дальнейшем также (рис. 1), как и в случае ТСП, отражают переход от ”втягиваются” во время-пролетный пакет [12]. На квазистационарного режима дрейфа свободных ионов контакте диэлектрик-металл положение уровня Ферми к нестационарным режимам туннельной ионизации НА фиксировано, так что электрическое поле при любом (с характерным временем i), их диффузии от поверхего реальном значении не может нарушить равновесие ности металла и распада (с характерным временем ) в туннельных процессов ионизации НА и нейтрализации объеме диэлектрического слоя. Величина i должна возионов. Поэтому заряжение ионов, образующихся при растать со временем наблюдения вследствие широкого распаде НА, замедляет процесс накопления подвижного пространственного распределения длин туннелирования.

заряда в изоляторе, так что при поляризации этот Это обусловливает гиперболический спад тока и его процесс протекает существенно медленнее, чем при независимость от электрического поля в диэлектрике:

деполяризации. Кроме того, в принципе состояние (в том I t-, где 1 [12]. Диффузия НА описывается числе и виртуальное) электрона, локализованного на НА степенными зависимостями с = 1.5 [23], распад НАв у границы с металлом, может оказаться более глубоким, объеме диэлектрика — классическим экспоненциальным чем у границы с полупроводником, из-за различий в законом [12] I exp(-t/ ). Эти закономерности легко характере его гибридизации с волновыми функциями различимы, если i или i. В частности, электронов в металле и в полупроводнике. Поэтому гиперболическую кинетику изотермической релаксации начальные стадии ТСП будут определяться транспортом независящего от поля тока деполяризации при Vg = const свободных (не нейтрализованных) ионов с плотностью, отчетливо демонстрирует эксперимент [12], тогда как гораздо более низкой, чем при термостимулированной экспоненциальная область кинетики деполяризации, отФизика и техника полупроводников, 2000, том 34, вып. 680 Е.И. Гольдман, А.Г. Ждан, Г.В. Чучева вечающая распаду НА в объеме изолятора в реальном диапазоне времени, оказалась ненаблюдаемой.2 Таким образом, резкое замедление темпа роста тока поляризации за стартовой областью динамической ВАХ, сопровождающееся появлением на кривой I[Vg(t)] полного пика и медленно затухающего хвоста (ср. кривые 1 и на рис. 1), следует трактовать как переход от квазистационарного термоэмиссионного механизма транспорта свободных ионов [5] к процессу релаксации, лимитируемой туннельной ионизацией, диффузией и объемным распадом НА. Поскольку ток поляризации на хвосте релаксации оказывается сравнимым с током смещения I CiV (рис. 1), где Ci — геометрическая емкость диэлектрического промежутка, конкретизировать природу затухания тока на динамических ВАХ сложно, тем более, Рис. 4. Динамические вольт-амперные характеристики почто и процесс туннельной ионизации НА, и процесс их ляризации при T = 423 K, демонстрирующие независимость поляризационного тока на начальных стадиях его нарастания диффузии с термическим распадом в объеме диэлектрика от величины V, В/с: 1 — 0.02, 2 — 0.03, 3 — 0.04, практически независимы от электрического поля.

4 — 0.05, 5 — 0.06. На вставке — динамические вольтС этой точки зрения естественным дополнением к меамперные характеристики поляризации при 423 (1) и 453 K (2), тоду динамических ВАХ являются наблюдения кинетики V = 0.02 В/с.

Pages:     || 2 |



© 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.