WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 6 Метод определения заряда ловушек на интерфейсах тонкопленочной структуры металл/сегнетоэлектрик/металл © Л. Делимова, И. Грехов, Д. Машовец, С. Шин, Ю.-М. Коо, С.-П. Ким, Я. Парк Физико-технический институт им. А.Ф. Иоффе Российской академии наук, 194021 Санкт-Петербург, Россия Институт передовых технологий Самсунга, Суон 440-600, Корея E-mail: ladel@mail.ioffe.ru Разработан метод определения плотности ловушек на интерфейсах металл/сегнетоэлектрик полностью истощенной сегнетоэлектрической пленки с двумя барьерами Шоттки. Метод основан на перезарядке ловушек, индуцированной импульсом внешнего смещения. Определен диапазон смещений и параметров структуры металл/сегнетоэлектрик/металл, для которого возможно аналитическое решение уравнения Пуассона. С помощью этого метода из измерений переходного тока определена плотность заряда ловушек на верхнем и нижнем интерфейсах Pt(Ir)/PZT/Ir(Ti/SiO2/Si) конденсаторов. Величина интерфейсного заряда, оцененная из плотности ловушек, оказалась значительно меньше остаточной поляризации PZT пленки.

Наблюдаемое соответствие между симметрией интерфейсных зарядов ловушек и симметрией гистерезисных петель и токов переключения указывает на объективность оценки плотности ловушек, определяемой с помощью развитого метода.

Работа была поддержана Samsung Advanced Institute of Technology, программами Фундаментальных исследований Президиума РАН „Незкоразмерные квантовые структуры“, РАН „Физика конденсированных сред“ и грантом РФФИ-НШ № 758.2003.2.

PACS: 77.22.-d, 77.55.+f, 77.84.Dy, 73.20.At Ловушки, расположенные на интерфейсах металл/сег- терфейсными ловушками и переходным током в М/С/М, нетоэлектрик (М/С), в значительной степени опреде- мы развили модель [11], описывающую координатную ляют свойства тонкопленочного сегнетоэлектрическо- зависимость электрического поля E(x), потенциала (x) и поляризации P(x) от смещения и предыстории тонкой го (СЭ) конденсатора. Интерфейсный заряд, связанный СЭ пленки с двумя БШ с зарядкой и перезарядкой этих ловушек, компенсирует или маскирует действительную величину поляризации E СЭ пленки. Поэтому способность оценивать величину =, (1) P x 0 + заряда ловушек на интерфейсах изготовленной структу- E ры металл/сегнетоэлектрик/металл (М/С/М) чрезвычай но важна. Наиболее широко в М/С/М структурах приме- = -E(x), (2) x няется PbZrxTi1-xO3 (PZT). Исследование ловушек как в P f - 1 P -объемном [1–3], так и в тонкопленочном [4–10] PZT про=, f = 1 + 0. (3) x f E водилось разными методами, но все они применялись к достаточно толстым СЭ пленкам. Повышение плотности Здесь — плотность пространственного заряда, f — записи памяти стимулирует понижение толщины СЭ диэлектрическая постоянная СЭ, 0 — проницаемость пленки до величин, меньших области истощения, индувакуума. Уравнения (1)–(3) можно решить самосогласоцированной барьером Шоттки (БШ). Иными словами, ванно. Граничные условия на интерфейсах М/С, x = М/С/М представляет собой истощенную СЭ пленку и x = d, где d — толщина СЭ пленки, задаются через между встречно-включенными БШ, поэтому возникает поверхностный потенциал. Выбираем P(E) в виде вверх протребность в коррекции используемых методов.

(P+) и вниз (P-) идущих ветвей петли гистерезиса [12] Мы разработали метод оценки плотности ловушек на ±E - EC интерфейсах истощенной СЭ пленки с двумя БШ.

P±(E) =±PS tg h, Метод основан на перезарядке интерфейсных ловушек под действием импульса внешнего смещения, приложен- PS + PR -ного к структуре М/С/М. Смещение сдвигает поверх = EC ln. (4) PS - PR ностный потенциал СЭ пленки относительно уровня Ферми. В результате часть ловушек оказывается ниже Здесь PS — поляризация насыщения, PR — остаточная уровня Ферми, так что дырки с этих ловушек эмитиру- поляризация, EC — коэрцитивное поле. Для вычислений ются в валентную зону и выносятся из области исто- полагаем PS = 36 µC/cm2, PR = 20 µC/cm2, EC = щения электрическим полем, вызывая переходный ток = 105 V/cm, d = 100 nm, потенциал БШ = = 1V, B1 Bво внешней цепи. Чтобы найти взаимосвязь между ин- = qN, где q — элементарный заряд и N = 1018 cm-3.

1112 Л. Делимова, И. Грехов, Д. Машовец, С. Шин, Ю.-М. Коо, С.-П. Ким, Я. Парк - = V1 - (-V2) =V. Результаты интегрирования 1 (рис. 1, c) показывают, что хотя E зависит от V, но меняется вдоль СЭ пленки очень слабо. Пренебрегая зависимостью E(x) вдоль пленки, уравнения (1)–(2) можно решить аналитически · d V E(x, V ) =- x + +, 0f 20f d V · d (x, V ) = x2 + x - x +. (5) 20f d 20f Действительно, зависимостью E(x) можно пренебречь, · dесли V. Это условие определяет диапазон 20f смещений и параметров СЭ пленки, для которого возможно аналитическое решение уравнения Пуассона.

Для рассматриваемых конденсаторов это условие имеет вид V > 0.25 V. Из рис. 1, b видно, что смещение фактически задает изменение поверхностного потенциала обратно-смещенного интерфейса, т. е.

s контролирует число ловушек на нем, участвующих в перезарядке. Исследуемый энергетический зазор Рис. 1. Струкутра М/PZT/М при положительном смещении, = qV1 не должен превышать половину запрещенной приложенном к контакту 1 относительно контакта 2. a — зоны, т. е. для PZT max 1.75 eV [16].

зонная диаграмма; распределения: b — потенциала (x) и c — электрического поля E(x) вдоль СЭ пленки при изменении Ток, протекающий через структуру М/С/М при подаче Vbias через 0.5 V.

ступеньки смещения, включает компоненты переходного тока Jtc и утечки. Переходный ток представляет собой скорость изменения полного заряда структуры, который включает заряды верхнего top и нижнего bot электроИзвестно, что PZT, изготовленный с избытком дов, заряд ионизированных акцепторов в СЭ пленке кислорода, можно рассматривать как p-полупроводник, Qsch, заряд ловушек на верхнем (x = 0) t1 и нижнем у которого подвижность дырок очень мала, (x = d) t2 интерфейсах µ(600C) 10-3 cm2/V · s и транспорт осуществляется посредством механизма полярона малого радиуса [1] Jtc = top + bot + Qsch + t1 + t2. (6) через мелкие центры Pb3+ [2], расположенные прямо над валентной зоной. Обмен дырок происходит между В полностью истощенной пленке ширина области объуровнями интерфейсных ловушек и поляронной емного заряда не меняется со смещением, поэтому зоной с плотностью локализованных состояний Qsch = 0. Как показано выше, при любой полярности N 1022 cm-3 [1]. Поскольку плотность дырок в смещения Jtc содержит информацию о перезарядке лоPZT-пленках N 1017-1018 cm-3 [13], поляронную вушек только на обратно-смещенном интерфейсе. Иззону можно рассматривать как слабо заселенную и менение заряда на электродах создает ток перезарядки считать, что носители в ней подчиняются статистике емкости Ic. Поэтому ток Jtc имеет две компоненты Больцмана [14]. Вычисления при нулевом смещении перезарядки емкости и перезарядки ловушек t показали, что электрические поля, индуцированные в СЭ пленке встречно-включенными БШ, компенсируют друг P P 1 V друга в большой степени. В результате потенциал вдоль Jtc = - + t, (7) E E d t пленки фактически не меняется (рис. 1, b и c, V = 0).

x=0 x=d Смещение V = V1 + V2, приложенное к контакту которые могут быть разделены, поскольку имеют разные относительно контакта 2, сдвигает потенциал первого времена спада. Для используемых параметров цепи и БШ на V1 в обратном направлении и второго БШ на V2 в прямом направлении (рис. 1, a). Соотношение между V1 исследуемых образцов время спада Ic равно 10 ms, так что за 0.2 s Ic падает до величины технического нуля и V2 контролируется током утечки через структуру [15], (10-13 A). Для времен t > 0.2 s переходной ток можно который одновременно является обратно-смещенным приписать перезарядке ловушек, которая длится десятки током Jrev1 одного и прямо-смещенным током J f другого перехода. Равенство Jrev1 = J возможно, секунд. Аналогичный процесс рассматривался в [17] для f только если V1 V2. Смещение задает изменения по- структуры металл/окисел/полупроводник с одним БШ.

верхностного потенциала: = V1 и = V2, при этом Было показано, что скорость изменения заряда ловушек 1 Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. Метод определения заряда ловушек на интерфейсах тонкопленочной структуры... центра в электрическом поле [18], так что для центра с зарядом Z = 1 и f = 20 имеем p = v + kT · ln( · t) +PF = v + kT · ln( · t) + 0.19 Vbias. (9) Фактически является параметром подгонки, поэтому для корректирования энергетического спектра ловушек нужны дополнительные сведения. Следуя уравнениям (8)–(9), из измерений переходного тока в тонкой структуре М/С/М можно определить плотность ловушек на обратно-смещенном интерфейсе.

Плотность ловушек на интерфейсах Рис. 2. Распределение плотности ловушек на интерфейPt(Ir)/PZT(100 nm)/Ir(Ti/SiO2/Si) конденсаторов опресе Pt/PZT, предварительная поляризация структуры: +2.5V, делялась из спада переходного тока, вызванного = 108 s-1. Точки — экспериментальные данные, кривая — импульсом смещения Vbias в 200 s, приложенным к предпрофиль плотности ловушек (стрелки указывают диапазон варительно поляризованной структуре, Vpoling Vbias.

точности, 2kT, с которым определяется p).

Для вычислений Nt(p) по формулам (8)–(9) из измеренного тока вычитался ток утечки, определяемый как ток насыщения на конце зондирующего импульса.

На рис. 2 показано распределение Nt(p) на верхнем Pt/PZT интерфейсе. Наблюдающийся рост Nt со смещением нельзя объяснить профилем распределения ловушек по координате пленки, так как ширина области истощения не меняется с величиной Vbias. Мы не можем однозначно приписать этот рост действительно энергетическому профилю Nt(p) или неучтенному в модели туннелированию носителей из металла.

Полагаем, что модель дает завышенное значение плотности ловушек, поэтому оценку N надо брать из измерений, сделанных при малых величинах Vbias.

Полный заряд ловушек, найденный для 1.75 eV, составляет Qtop 1.4 µC/cm-2 на верхнем Pt/PZT и Qbot 2.0 µC/cm-2 на нижнем PZT/Ir интерфейсах, что Рис. 3. Распределение плотности ловушек на интерфейсах много меньше PR 20 µC/cm-2 для PZT. Такая маIr/PZT и PZT/Ir, = 108 s-1.

лая разница в значениях Qtop и Qbot не приводит к заметному встроенному полю, что согласуется с симметричными вольт-фарадными C-V - и вольт-амперными равна скорости эмиссии дырок с ловушек, которая наI-V -зависимостями для данного образца. На рис. ходится интегрированием по свободным поверхностным приведены распределения Nt(p) для верхнего и нижнесостояниям в запрещенной зоне. Используя этот подход, го интерфейсов Ir/PZT/Ir-конденсатора. Разница заряда можно записать для переходного тока в нашем случае ловушек на верхнем и нижнем интерфейсах составqkTA ляет Qtrap 1 µC/cm-2. В C-V - и I-V -зависимостях Itc = t · A = Nt(p), (8) t структуры Ir/PZT/Ir отчетливо определяется асимметрия напряжения в 0.1 V, что свидетельствует о наличии где A — площадь интерфейса, k — постоянная Больцвстроенного поля Ebuilt 104 V/cm. Заряд, соответствуюмана, T — температура, Nt(p) — плотность ловушек щий такому значению Ebuilt, согласуется с направлением на уровне p = v + kT ln( · t), который соответствует и величиной Qtrap, найденными из данных рис. 3. Таким энергии наиболее заполненного состояния ловушки в образом, наблюдаемое соответствие между симметрией момент времени t и определяется с точностью 2 kT [17].

интерфейсных зарядов ловушек и симметрией гистереОтсчет p идет от края запрещенной зоны v, —верозисных петель и токов переключения указывает на объятность ионизации центра ловушки, в полупроводниках 108-1011 s-1. С учетом эффекта Пула–Френкеля ективность оценки плотности ловушек, определяемой с возрастает за счет понижения на PF энергии ионизации помощью развитого метода.

Физика твердого тела, 2006, том 48, вып. 1114 Л. Делимова, И. Грехов, Д. Машовец, С. Шин, Ю.-М. Коо, С.-П. Ким, Я. Парк Список литературы [1] V.V. Prisedsky, V.I. Shishkovsky, V.V. Klimov. Ferroelectrics 17, 465 (1978).

[2] J. Robertson, William L. Warren, Bruce A. Tuttle, Duane Dimos, Donald M. Smyth. Appl. Phys. Lett. 63, 11, 1519 (1993).

[3] M.V. Raymond, D.M. Smyth. Integrated Ferroelectrics 4, (1994).

[4] Z. Wu, M. Sayer. IEEE Proc. of the Eighth Inter. Sym. on the Application of Ferroelectrics. Greenville, SC (1992). P. 244.

[5] P.F. Baude, C. Ye, D.L. Polla. Appl. Phys. Lett. 64, 20, (1994).

[6] T. Mihara, H. Watanabe. Jpn. J. Appl. Phys. 34, Part I, 10, 5664 (1995).

[7] H.-M. Chen, J.-M. Lan, J.-L. Chen, J.Y.-M. Lee. Appl. Phys.

Lett. 69, 12, 1743 (1996).

[8] T. Nishida, M. Matsuoka, S. Okamura, T. Shiosaki.

Jpn. J. Appl. Phys. 42, Part I, 9B, 5947 (2003).

[9] L. Delimova, I. Liniichuk, D. Mashovets, I. Titkov, I. Grekhov.

Proc. 10th EMF. Cambridge, U.K. J. Conf. Abs. 8, 113 (2003).

[10] Л.С. Берман, И.Е. Титков. ФТП 38, 6, 710 (2004).

[11] L. Delimova, I. Grekhov, D. Mashovets, S. Shin, J.-M. Koo, S.-P. Kim, Y. Park. Proc of MRS2004 Fall Meeting. Boston 830, 183 (2004).

[12] S.L. Miller, R.D. Nasby, J.R. Schwank, M.S. Rodgers, P.V. Dressendorfer. J. Appl. Phys. 68, 12, 6463 (1990).

[13] Yukio Watanabe. Phys. Rev. B 57, R5563 (1998-II).

[14] И.Г. Ланг, Ю.А. Фирсов. ФТТ 5, 10, 2799 (1963).

[15] S.M. Sze, D.J. Coleman, jr, A. Loya. Sol. Stat. Electron. 14, 12-C, 1209 (1971).

[16] J.F. Scott. Jpn. J. Appl. Phys. 38, Part 1, 4B, 2272 (1999).

[17] J.G. Simmons, L.S. Wei. Sol. Stat. Electron. 17, 13, (1974).

[18] С.Д. Ганичев, И.Н. Яссиевич, В. Преттл. ФТТ 39, 11, (1997).




© 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.