WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 10 О температурной зависимости проводимости электростатически разупорядоченных квазидвумерных полупроводниковых систем в области перколяционного перехода диэлектрик–металл © А.Б. Давыдов¶, Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев РНЦ „Курчатовский институт“, Институт молекулярной физики, 123182 Москва, Россия Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 141120 Фрязино, Россия (Получена 14 января 2002 г. Принята к печати 26 марта 2002 г.) На примере кремниевых транзисторных структур типа металл–нитрид–окисел–полупроводник с инверсионным n-каналом и предельно высокой ( 1013 см-2) концентрацией встроенных зарядов (источников электростатического флуктуационного потенциала) обсуждаются экспериментальные зависимости проводимости мезоскопических квазидвумерных электронных систем от температуры (4.2–300 K) в условиях перколяционного перехода диэлектрик–металл. В рамках формализма Ландауэра–Буттикера анализируются перевальные области флуктуационного потенциала, которые, представляя собой точечные квантовые контакты между ямами хаотического потенциального рельефа, определяют как характер электронного переноса, так и условия перехода диэлектрик–металл. Показано соответствие результатов анализа температурных и полевых (от потенциала затвора) зависимостей проводимости. Восстановлена форма эффективного потенциального барьера для туннельного транспорта электронов через перевальные области.

Интерес к электронным свойствам квази-двумерных ханизма электронного переноса через одиночную пере(2D) электронных систем типа металл–изолятор– вальную область ФП.

полупроводник, например к зависимостям проводимо- Данная ситуация, типичная для современных полевых сти G от потенциала полевого электрода (затвора) Vg транзисторов с субмикронной длиной затвора (см. [3,4]), была экспериментально реализована нами, в частнои температуры, связан с изучением фундаментальных закономерностей перехода диэлектрик–металл, обуслов- сти, на примере модельных объектов — Si-МНОП ленных, в частности, проявлением естественной раз- (металл–нитрид–окисел–полупроводник) транзисторных структур (L = 5, W = 50 мкм [3,4]). Используя предупорядоченности объектов исследований (см. [1]). Соложенный в [5] метод определения величины радиуса временные низкоразмерные объекты на основе легирокорреляции перколяционного кластера, мы установили, ванных полупроводниковых структур преимущественно что для данных структур величина Lc 10 мкм и тем разупорядочены из-за высокого содержания встроенсамым удовлетворяет условию L Lc < W [4]. При ных зарядов (ионизированных примесей с концентрадостаточно высокой ( 1012 см-2) концентрации встроцией 1012-1013 см-2), индуцирующих хаотический поенных зарядов (на электронных ловушках в области тенциальный рельеф плоскости квази-2D электронов — границы SiO2–Si2N4) была обнаружена область квазитак называемый флуктуационный потенциал (ФП) [2].

плато на зависимостях G(Vg) при характерных значеПри этом электронный перенос определяется перехониях G e2/h, наблюдаемая в температурном интервадами носителей заряда между ямами потенциального ле 4.2–300 K (рис. 1). Наблюдаемая особенность свидерельефа, в которых локализованы электроны, путем тельствует о том, что перевальные области ФП по сути туннелирования или активационного переброса через представляют собой точечные квантовые контакты перевальные (седловые) области ФП. Механизм таких между ямами хаотического потенциального рельефа [1].

переходов определяет как полевые (от Vg), так и темпеАнализ данных областей был проведен в [3] в рамратурные зависимости G.

ках модели параболического седлового потенциала [6].

Особый интерес в данной связи представляют мезоВ частности, определены энергетические параметры, скопические объекты, в частности такие, длина которых характеризующие кривизну потенциала в направлении (в направлении тока) L мала по сравнению с радиусом движения электронов ( x ) и в поперечном направлекорреляции перколяционного кластера Lc, а ширина нии ( y 100 мэВ). Обнаружено, что параметр x W > Lc. Перколяционный кластер в этих условиях распри уменьшении энергии Ферми уменьшается от падается на изолированные пути протекания, причем до 10 мэВ. Это означает, что реальная форма перепроводимость по самому низкоомному пути оказывается вальных областей ФП отличается от параболической доминирующей. Соответственно проводимость образца при значениях энергии Ферми, соответствующих слабой в целом определяется наиболее высокоомным участком инверсии, когда уровень Ферми находится в хвосте такого пути, что открывает возможность изучения меплотности состояний. Предполагается, что характер ¶ электронного переноса в области перехода диэлектрик– E-mail: davydov@imp.kiae.ru Fax: 8 (0945) 1941994 металл в широком диапазоне изменения температу1242 А.Б. Давыдов, Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев ры (4.2–300 K) полностью определяется особенностями формы перевальных областей ФП, характерного для структур с двумя масштабами флуктуаций.

В настоящей статье на примере Si-МНОП структур анализируются экспериментальные зависимости проводимости G от температуры T. Рассматриваются условия, в которых транспорт электронов лимитирован перевальными областями ФП [3,4], рассматриваются условия, когда основную роль в переносе электронов через эти области играет туннелирование [1,6]. Анализируется форма эффективного потенциального барьера, контролирующего проводимость структур в условиях перехода диэлектрик–металл.

Как и в [3], исследовались транзисторные Si-МНОП структуры с инверсионным n-каналом на слабо легированном (100) p-Si (L = 5мкм, W = 50 мкм; толщины слоев подзатворного изолятора: SiO2 3нм, Si3N4 35 нм). Эти объекты перспективны для моделирования электростатически разупорядоченных квази-2D систем благодаря возможности контролируемого задания концентрации источников ФП — nt за счет полевой инжекции электронов из полупроводника на ловушки в Рис. 1. Проводимость Si-МНОП структур G в зависимости от области границы SiO2–Si3N4. В условиях экспериментов потенциала затвора Vg при концентрации встроенного заряда:

задание зарядового состояния ловушек осуществлялось 1 — nt 1010, 2 —5 · 1012, 3 —1.3 · 1013 см-2.

при комнатной температуре и напряжении затвора 30 В (сила тока в цепи затвор–исток, сток ограничивалась величиной 3нА), существенно превышающем верхнекогерентной мезоскопики [8]) объектами, т. е. пернюю границу диапазона изменения Vg при измерениях G.

коляционный кластер в этих условиях вырождается в Объекты исследований сохраняли заданное зарядовое систему параллельных изолированных путей протекания состояние ловушек в течение экспериментов — более и основной вклад в проводимость всей структуры дает 10 час при пониженных температурах.

самый низкоомный из них. Проводимость последнего На рис. 1 показаны типичные зависимости статичев свою очередь определяется наиболее высокоомным ской проводимости G от Vg при фиксированных знаучастком пути. Иными словами, несмотря на микрончениях nt в диапазоне 109-1013 см-2 (G = Id/Vd, где ные размеры образца, проводимость в области слабой Id —сила тока, Vd 10 мВ — напряжение исток–сток).

инверсии лимитируется одиночной перевальной облаВ „незаряженном“ состоянии (кривая 1, nt 1010 см-2) стью ФП [3,4]. При этом квантовый (в единицах e2/h) эффект поля демонстрирует классический [7] механизм характер поведения G означает, что данная область предобразования инверсионного канала: при малых Vg проставляет собой точечный квантовый контакт (см. [1]), а водимость G изменяется с Vg по экспоненциальному по сути [9] — область, имеющую ландауэрову проводизакону, типичному для области слабой инверсии, перехомость дящему в линейный с увеличением Vg (область сильной 2e F G(f, T) = d - T(), (1) инверсии). Повышение концентрации встроенного заряh да (кривые 2, 3) сопровождается появлением области где f — энергия Ферми, F — функция распределеквази-плато на зависимости G(Vg) при характерном ния Ферми–Дирака, T() — туннельная прозрачность значении G e2/h. Данная особенность наблюдается в области (см. далее). Следуя [6], т. е. в приближении широком диапазоне изменения температуры (4.2–300 K) перевальной области ФП параболическим седловым пои концентрации встроенного заряда 1011-1013 см-2.

тенциалом При этом увеличение nt и (или) понижение темпераmx x2 my yтуры сопровождаются более отчетливым проявлениU(x, y) =Us - +, (2) 2 ем области квази-плато с асимптотическим значением зависимость фактора T от f в условиях {kT y /2;

G = 2e2/h.

f Us + y/2} имеет вид Как отмечалось выше (см. [3–5]), радиус корреляции перколяционного кластера Lc в рассматриваемых нами -f - Us - y /структурах достигает в области слабой инверсии вели- T(f ) = 1 + exp -2, (3) x чин 10 мкм [3], превышающих длину затворной области объектов исследований, L = 5 мкм. Это означает, где Us — потенциал седловой точки (совпадающий с что структуры являются мезоскопическими (в терминах классическим уровнем протекания), m — эффективная Физика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. О температурной зависимости проводимости электростатически разупорядоченных квазидвумерных... масса носителей (электронов), x и y — параметры, характеризующие кривизну седлового потенциала в направлении электронного переноса (x) и в поперечном направлении (y).

На этой основе в [3] из анализа экспериментальных кривых эффекта поля G(Vg) в области низких (гелиевых) температур при G e2/ были получены оценки параметров кривизны седлового потенциала:

y x 100 мэВ, а также обнаружено изменение параметра x с Vg (в области G < e2/h), указывающее на отличие реальной формы седлового потенциала от параболической [6].

Рассмотрим характер зависимости проводимости рассматриваемых структур от температуры T. При f Us проводимость седловой области, а следовательно, и всей структуры, G изменяется с температурой по активационному закону (вследствие термического возбуждения электронов на классический уровень протекания Us), что подтверждается результатами экспериментов (см. [5,7]).

В настоящей статье мы рассматриваем иной диапазон энергий, а именно — отвечающий условиям перехода диэлектрик–метал, где f - Us > 0. В рамках рассмотрения проводимости седлового потенциала Бюттикером [6] или Каменевым и Кохном [9] в этих условиях Рис. 2. Зависимость G от Vg для Si-МНОП структур при (0 f - Us y /2, G e2/h) при T = 0 провоnt 1.3 · 1013 см-2 и различных температурах.

димость G имеет конечное значение G0, определяемое туннельной прозрачностью T(3). Соответственно, как следует из (1), (3), повышение температуры в области (см. рис. 3, a). Такое поведение G(T ), в принципе харакkT x /2 приводит к возрастанию G по степенному терное для разупорядоченных 2D систем, обычно связы(в отличие от моттовского [7,10]) закону:

вают (см. [7]) с переходом к моттовскому закону прыжковой проводимости с переменной длиной прыжка.

2 kT G G0 1 + 4, (4) Учитывая реальные свойства коррелятора ФП [13], опре3 x деляющего наличие как мелкомасштабных ( 30 нм), что есть следствие разложения (1) в степенной ряд по так и плавных, крупномасштабных компонент флуктумалому параметру kT/ x с учетом зависимости T от аций потенциала, мы будем рассматривать иной меэнергии Ферми (2).

ханизм низкотемпературной зависимости G. ПредполаДальнейшее повышение температуры ( y kT гается, что мелкомасштабные компоненты преимуще x/2) должно сопровождаться переходом к квази- ственно ответственны за формирование перевальных активационной зависимости G(T ) с энергией активации, областей ФП, определяющих характер электронного близкой к величине ( y /2 - f ), и предэкспоненциаль- транспорта, тогда как крупномасштабные обусловливаным фактором порядка e2/h [11], что в отличие от пред- ют пространственное разделение этих областей, превыставлений о минимальной металлической проводимо- шающее длину свободного пробега электронов. Соответсти [7,10] суть проявление ландауэрового [9] характера ственно мы рассматриваем ландауэров [6,9] механизм проводимости перевальных областей ФП [см. (1)].

электронного переноса в перевальных областях ФП как Эти качественные соображения иллюстрируют изо- лимитирующий проводимость объекта в данной области.

термические зависимости G от Vg, измеренные Во второй области (ограниченной сверху пересеченипри фиксированной концентрации встроенного заряда ем изотерм G(Vg) при характерном значении G e2/h) nt 1.3 · 1013 см-2 (рис. 2), а также (см. далее, рис. 3) G слабо уменьшается с T. Наличие этой области, температурные зависимости G. проявляющейся в экспериментах (см., например, [7]), На рис. 2 отчетливо видны три области, различающи- мы связываем (см. далее) с двумя обстоятельствами:

еся характером температурной зависимости проводимо- температурной зависимостью энергии Ферми в объеме сти и обозначаемые пересечением изотерм G(Vg) при полупроводника при фиксированном Vg, а также со спезначениях Vg 8 и 12 В. цификой туннельного транспорта электронов, определяВ первой из них (область слабой инверсии, Vg 8В) емой локальным профилем распределения потенциала в проводимость G резко спадает с понижением T изна- перевальных областях ФП.

чально по активационному закону в интервале 300–40 K, Дальнейшее повышение Vg, сопровождающееся реза затем зависимость G от T становится более слабой ким ослаблением ФП (вследствие нелинейного элекФизика и техника полупроводников, 2002, том 36, вып. 1244 А.Б. Давыдов, Б.А. Аронзон, Д.А. Бакаушин, А.С. Веденеев Рис. 3. Температурная зависимость проводимости G при фиксированных значениях потенциала затвора Vg - Vg0(T ) = const в аррениусовых (a) и G от T (b) координатах (nt 1.3·1013 см-2). Потенциал затвора, Vg, В: a) 1 —6.3, 2 —5.8, 3 —5.5, 4 —5.3;

b) 1 —7.6, 2 —7.4, 3 —7.2, 4 —7.0.

тронного экранирования флуктуаций потенциала от при f = const проводят в условиях Vg = const (см. [7]), 200 мэВ в области слабой инверсии [2]), обусловлива- подразумевая тем самым, что при f = f 0 величина ет переход от исходно-перколяционной квази-1D среды Vg0 не зависит от T. Между тем эта зависимость сущек слабо разупорядоченной 2D электронной системе, о ствует, например, вследствие изменения с температурой чем, в частности, свидетельствует пороговый характер положения уровня Ферми в объеме полупроводника, а эффекта Холла с характерной величиной порога про- также среднего потенциала его поверхности из-за переводимости e2/h [4]. Поведение G в области сильной распределения электронов в области пространственного инверсии в целом соответствует классическим представзаряда [12]. Иными словами, для построения графиков лением [7].

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.