WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 |
Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 12 Кинетика ионной деполяризации Si-МОП-структур в режиме линейной развертки по напряжению © Е.И. Гольдман, А.Г. Ждан, Г.В. Чучева Институт радиотехники и электроники Российской академии наук, 141120 Фрязино, Россия (Получена 17 февраля 1997 г. Принята к печати 15 мая 1997 г.) Развивается новый подход к описанию изотермической ионной деполяризации Si-МОП-структур в режиме линейного изменения потенциала полевого электрода Vg, основанный на представлениях о существенно неравновесном характере транспорта ионов, изначально локализованных у границы раздела (ГР) SiO2/Si на мелких объемных ловушках. В рамках термоэмиссионного механизма переноса ионов через барьер, сформированный поляризующим напряжением (Vg > 0), рассчитаны динамические вольт-амперные характеристики деполяризации. Результаты расчетов находятся в хорошем согласии с экспериментальными данными — узкие с полушириной kT пики тока, проявляющиеся вблизи Vg = 0, и их зависимости от температуры, скорости развертки и начальной плотности ионов у ГР SiO2/Si. На этом основании в области температур 423-453 K определены эффективная подвижность ионов µ =(2.5-11) · 10-8 см2/В · с ( — коэффициент прилипания), энергия активации µ (Eµ 0.6эВ) и глубина объемных ловушек в SiO2 (Et 0.2эВ).

= = Согласно литературным данным, значения Eµ 0.6 эВ характерны для подвижных ионов Na+.

= Изотермические исследования процессов переноса по- на состояниях, энергетически более глубоких, чем в объдвижных ионов в диэлектрике структур металл–окисел– еме SiO2 или у его контакта с Si. Поэтому при анализе полупроводник (МОП) на основе Si в динамическом ре- кинетики деполяризации присутствием свободных ионов жиме при адекватном подходе должны давать обширную у металлического электрода можно пренебрегать.

и ценную информацию о кинетике ионного транспорта, В этой связи в настоящей работе на основании резульсущественно влияющего на стабильность и срок службы татов детальных экспериментов по динамической ионМОП приборов и интегральных схем [1,2]. Поляризация ной деполяризации Si-МОП-структур развиваются новые (деполяризация) диэлектрика при изменении потенци- представления о ее механизме, базирующиеся на сущеала полевого электрода Vg с постоянной скоростью ственно неравновесном характере ионного транспорта.

v = dVg/dt = const (t — время) проявляется на динамиИзмерения проводились в атмосферных условических вольт-амперных характеристиках (ВАХ) в весьма ях на структурах Al (полевой электрод площадью удобной для идентификации форме — в виде узких пиков S = 2.4 · 10-2 см2), SiO2 (термический окисел толщиной тока, локализованных вблизи Vg = 0 [3]. Малая ( kT, h = 1700, сформированный в сухом кислороде при k — постоянная Больцмана, T — абсолютная температу1100C), (100)Si (концентрация свободных электронов ра) полуширина пиков ранее интерпретировалась исклюn = 1 · 1013 см-3 при T = 300 K). Специально почительно в рамках представлений о квазиравновесном движные ионы в слой SiO2 не вводились, для иссле(больцмановском) распределении ионов в диэлектридований отбирались образцы с положительными значеке [4,5]. Однако такая интерпретация противоречит из- ниями напряжения плоских зон (VFB 1В). Образец вестным экспериментальным фактам. Во-вторых, при не размещался в герметичной камере на массивной (диаслишком высоких температурах (T 500 K) узкие пики метр 110 мм, толщина 6 мм) медной шайбе с отшливозникают только на ВАХ деполяризации, а в режиме по- фованной хромированной поверхностью, закрепленной в ляризации при таких же v ток описывает относительно кольцевом изоляторе из алундовой керамики на корпусе невысокие пологие максимумы, несколько смещенные в измерительной ячейки. Нагрев шайбы осуществлялся направлении поляризующих напряжений [3–5] (рис. 1).

излучением расположенной под ней галогенной лампы Это не согласуется с предположением о квазиравнове- в 500 Вт, снабженной тиристорным регулятором мощсии, требующем примерного равенства ионных потоков ности питания. Температура образца контролировалась от границы раздела (ГР) Si/SiO2 к полевому электроду и медь-константановой термопарой с точностью ±0.2C.

в противоположном направлении. Во-вторых, в условиях С полевым электродом контактировал пружинящий зонд квазиравновесия плотность ионов у ГР Si/SiO2 зависит из электролитически заостренной позолоченной вольфтолько от величины Vg, и поэтому ток (производная рамовой проволоки диаметром 0.5 мм, обеспечивающий поверхностного заряда по времени) должен быть прямо также электрический контакт металлизированной тылопропорционален величине v, что не наблюдается на вой грани кремниевой пластины с поверхностью шайопыте (рис. 1). Различия в форме ВАХ поляризации и бы, покрытой тонким слоем сплава In–Ga. Генератор деполяризации свидетельствуют не только об отсутствии треугольных импульсов напряжения позволял задавать квазиравновесия в ионной подсистеме диэлектрика, но и в широких пределах значения v. Камера герметизиявно указывают на локализацию ионов у ГР с металлом ровалась металлическим колпаком, выполнявшим также Кинетика ионной деполяризации Si-МОП-структур в режиме линейной развертки по напряжению функцию электростатического экрана. Внутри него располагались радиационные отражатели, обеспечивающие температурную однородность рабочей зоны. Образец нагревался до заданной температуры T0 150C при небольшом деполяризующем напряжении Vg 1В с = целью исключения эффектов остаточной или случайной поляризации. Начальная плотность ионов Nso у ГР Si/SiO2 варьировалась изменением времени (t 5мин) и напряжения (Vg +5V) поляризации, проводившейся при T0 = const. Значения Nso определялись по площади пиков тока деполяризации. Квазипостоянная составляющая тока I = CSiO2 ·v (CSiO2 — емкость диэлектрического промежутка МОП структуры), отчетливо проявлявшаяся на начальной стадии изменения Vg, вычиталась из суммарного тока.

На рис. 1, 2 представлены типичные семейства ВАХ Рис. 2. Зависимости тока деполяризации I при v = 0.02 В/с деполяризации при T = 423 K и различных значениях от начальной плотности ионов Nso у границы раздела Si/SiOпри температуре T = 423 K, Nso возрастает с номером кривой v и Nso. Видно, что при малых < 0.06 В/с пики в последовательности (2.8, 4.0, 6.2, 7.0, 8.0) 1011 см-2.

практически симметричны; области начального нарастания тока всех кривых совпадают; с увеличением v амплитуда максимума тока возрастает, а его положение смещается в сторону деполяризующих напряжений высотой U = qVg (q — элементарный заряд),1 в рамках (Vg < 0). С увеличением Nso (рис. 2) форма пиков термоэмиссионного механизма переноса имеем практически не изменяется, их полуширина несколько возрастает, а точка максимума тока сдвигается в сторону I = qSµN0he-qVg /kT, (1) Vg > 0.

Пренебрегая на указанном выше основании обратным где I — ионный ток, S — площадь структуры, µ — потоком ионов от полевого электрода к полупроводнику подвижность ионов, N0 — трехмерная концентрация и учитывая, что в области достаточно больших поляризусвободных ионов у ГР Si/SiO2, h — электрическое ющих полей ионной деполяризации препятствует барьер поле у полевого электрода. Выражение (1) остается справедливым и при наличии в диэлектрике или на его ГР с полупроводником ионных ловушек, находящихся в равновесии со свободными носителями заряда. Изменение плотности ионов Ns у ГР Si/SiO2 со временем определяется уравнением кинетики dNs I = -. (2) dt qS Будем считать, что ловушки для ионов отсутствуют.

Тогда при не слишком высоких электрических полях h в окисле у его ГР с металлом (h 2qNs/, где — диэлектрическая проницаемость окисла) N0 2q2NS /kT, а из (1) и (2) следует = q2Sv 2qµhNso 1/2 qVg 2kT I = Nso ekT v Рис. 1. Зависимость тока деполяризации I от скорости 2qµhNso -1/2 qVg -развертки v при температуре T = 423 K и Nso 1 · 1012 см-2;

= 2kT + e. (3) v v возрастает от кривой 1 к кривой 6 в последовательности 0.02, 0.03, 0.04, 0.06, 0.1, 0.2 В/с. Кривая 7 — ток поляризации Здесь и далее под величиной Vg следует понимать [I · (-1 · 1010), A] при v = 0.02 В/с и T = 423 K. Значения сумму поданного на образец напряжения Vg и VK — I отсчитаны от уровня квазипостоянного емкостного тока.

контактной разности потенциалов Al–Si. Согласно [6], Вставка иллюстрирует существенные качественные различия в qVK 0.38 + {kT ln[Nc(T )/n]} - {[kT ln Nc/1014]T =300 K} эВ, = ходе процессов деполяризации (верхняя кривая) и поляризации где Nc — эффективная плотность состояний в зоне проводимости (нижняя кривая), v 0.02 В/с, T = 423 K (сравни с = Si при температуре T, n = 1013 см-3. Для данных, приведенных на экспериментальными данными [3]).

рис. 1, 2, VK = 0.64 В.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1470 Е.И. Гольдман, А.Г. Ждан, Г.В. Чучева лютной величине) kT /0.43q. Реальные значения этих коэффициентов практически одинаковы, но приблизительно вдвое меньше расчетных (в 2.2 раза — для кривой и в 2.1 раза —для прямой 2 (рис. 3)). Соответственно зависимости lg I-Vg в области начального нарастания тока, Vg-Vgm kT /q, являются прямыми, тангенс угла наклона которых меньше теоретического (см. (1)), в = 2.05 (423 K) и = 1.82 (453 K) раз (рис. 4).

Проявления фактора неидеальности > 1, уменьшающегося с ростом T, характерны для термоэмиссионных явлений на контактах [7]. Важно подчеркнуть близость значений, найденных путем независимых измерений при одинаковых температурах.

Хорошее согласие теории и эксперимента позволяет оценить подвижность ионов и ее энергию активации Eµ. Вводя коэффициент в показатель экспоненты соотношения (4), получаем qVgm vh kT µ µ0e-Eµ/kT = e.

2qVgmNso Рис. 3. Зависимости положений максимумов динамических ВАХ Vgm = VK + Vgm от скорости развертки v (В/с) при Подставляя в это выражение экспериментальные значеNso 1 · 1012 см-2 (1) и от начала плотности ионов Nso (см-2) = ния v = 0.02 В/с, h = 1.7 · 10-5 см, Nso = 1 · 1012 см-2, при v = 0.02 В/с (2), T = 423 K. Для кривой 1 ось Vgm справа, VK = 0.64 В, Vgm = 0.7В (423 K); Nso = 0.8 · 1012 см-2, а для кривой 2 — слева.

Очевидно, что соотношение (3) описывает узкий симметричный пик I(Vg) с полушириной 1/2 =(4kT /q) ln(1 + 2).

Выражение (3) с точностью до переобозначения констант совпадает с полученным в [4,5] в равновесном приближении. По-видимому, это обстоятельство и послужило основанием для ошибочной интерпретации кинетики деполяризации в рамках квазиравновесных представлений.

В точке максимума тока (I = Im, Vg = Vgm) имеем qVgm 2qµhmNso q2SvNso kT e =, Im =, (4) v 4kT hm — электрическое поле при Vg = Vgm; hm Vgm/h.

= Как и при квазиравновесии [4,5], ток в максимуме возрастает с увеличением v и Nso, однако в рассматриваемой ситуации положение пика Vgm становится зависящим от скорости развертки v и уровня начальной поляризации Nso: с ростом v величина Vgm сдвигается в сторону деполяризующих напряжений, а с увеличением Nso — в противоположном направлении. В области начального Рис. 4. Динамические ВАХ lg I-Vg в области начального нарастания тока деполяризации при температурах 423 (1) нарастания Vg -Vgm kT /q ток описывается (1) с 2 и 453 K (2), v = 0.02 В/с, Nso 1 · 1012 см-2. На = N0 = 3q2Nso/kT и не зависит от v.

вставке — качественный ход потенциальной энергии ионов U в Как видно из рис. 1–3, все указанные следствия отчедиэлектрическом промежутке при отсутствие (1) и наличии (2) тливо проявляются в эксперименте. На рис. 3 приведены встроенного барьера, обусловленного заполнением объемных наблюдающиеся зависимости Vgm от v и от Nso, которые ионных ловушек в приповерхностном слое SiO2 у его ГР с в соответствии с выражением (4) оказываются линейныSi. Диэлектрический слой занимает область 0 z h, ми в масштабах Vgm- lg v и Vgm- lg Nso. Их угловые коz = 0 соответствует ГР Si/SiO2, а z =h — границе полевого эффициенты, согласно (4), должны быть равны (по абсо- электрода.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Кинетика ионной деполяризации Si-МОП-структур в режиме линейной развертки по напряжению на уровне достигаемых значений Nso 2 · 1012 см-2, в противном случае при больших v на нарастающей ветви тока должен был бы выполняться термоэмиссионный закон кинетики деполяризации свободных ионов (1) со значениями N0, отвечающими начальному состоянию поляризации, что противоречит опыту (рис. 5). Таким образом, при больших Ug пока характерное время термоэмиссии e exp(-Ug/kT ) превышает t ловушки успевают приходить в равновесие со свободными ионами и деполяризация SiO2 определяется ионным переносом через барьер высотой Ug (вставка на рис. 4). По мере уменьшения Ug соотношение между e и t инвертируется, деполяризация перестает лимитироваться барьером и Рис. 5. Динамические ВАХ деполяризации при больших ско- с ростомv все меньшая часть поляризационного заряда ростях развертки I(Vg) при T = 423 K и Nso 7.4 · 1011 см-2, стекает по термоэмиссионному механизму.

= v возрастает с номером кривой в последовательности 0.06, 0.2, Линейность графиков lg I-t (рис. 6) свидетельствует 0.5, 1.0 и 2.0 В/с. На вставке — временн зависимость тока на ая о моноэнергичности ионных ловушек — это позволяет хвостах кривых деполяризации при v = 0.5 (a), 1.0 (b) и найти значения t 0eEt/kT и по их зависимости от 2.0 (c) В/с.

температуры определить энергию активации ловушек Et.

На основании данных (рис. 6) имеем: t 2с(423 K), = 1.4 с (453 K) и Et 0.2эВ.

= Возникают два существенных вопроса: где расположеVK = 0.67 В, Vgm = 0.765 В (453 K), а также наибоны эти ловушки (на поверхности раздела SiO2 или в лее надежные величины, определенные по наклонам объеме SiO2) и как факт их существования повлияет на ВАХ (рис. 4) = 2.05 (423 K), = 1.82 (453 K), результаты, полученные выше в рамках представлений находим при SiO2 = 3.9: µ (423 K) 2.5 · 10-8, = о чисто свободном состоянии ионов у ГР SiO2/Si. По µ (453 K) 1.1 · 10-7 см2/В · с и Eµ 0.8эВ.

= = аналогии с равновесными электронными явлениями в Рассмотренная ситуация реализуется только при маполуизоляторах [8] для поверхностных ловушек с конлых v (v < 0.06 В/с, T = 423 K (рис. 1–4)). С ростом центрацией Nst имеем N0 = N1/2(Ns/Nst), где N1/2 —хаv характер пиков резко изменяется: они становятся все рактерная концентрация свободных ионов, при которой более асимметричными, и после максимумов, сильно ловушки заполенены наполовину. Поэтому (1) и (2) при смещенных в направлении Vg < 0, на кривых появлямалых v опишут асимметричный пик, характерный для ются ”хвосты” медленно затухающего тока; в конце релаксационной спектроскопии, с полушириной нарастаконцов ток на хвостах вообще перестает зависеть от Vg, становясь лишь функцией реального времени t (рис. 5).

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.