WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

Зависимости I(Vg) в области нарастания тока и Vgm(v) перестают следовать соотношениям (1) и (4). Эти факты однозначно указывают на присутствие в слое SiOионных ловушек, не успевающих при больших v опустошаться за времена термоэмиссии свободных ионов через барьер Ug и обусловливающих проявление классического экспоненциального закона релаксации I e-t/t на хвостах кривых деполяризации, t — время жизни ионов на ловушках (см. вставки на рис. 5, 6). При этом необходимо полагать, что в начале опыта (при больших поляризующих напряжениях) практически весь ионный заряд сосредоточен на ловушках, поскольку при самых быстрых развертках (v > 0.2В/с) основной вклад в площадь пика деполяризации дает именно экспоненциальРис. 6. Временные зависимости тока на хвостах кривых депоный хвост кривых релаксации.2 Именно это обстоятельляризации в полулогарифмическом масштабе при v = 0.5В/с:

ство и проявляется (чисто наблюдательно) в увеличении 1 — T = 423 K, 2 — T = 453 K. Прямая 2 лежит ниже с ростомv полуширины спадающей ветви тока. Заполнепрямой 1, поскольку с ростом температуры относительный ние ловушек нельзя считать предельным по крайней мере вклад экспоненциального хвоста в площадь пика деполяризации уменьшается. На вставке — зависимость от скорости Это видно из зависимости от v плотности ионов so = I · t/qS развертки v плотности ионов so, рассчитанной по величине (I — ток в момент времени t, отвечающий переходу к экспоненциальзаряда, перетекшего через диэлектрический промежуток в теному закону релаксации). Данная зависимость испытывает отчетливую чение ”экспоненциальной” релаксации при температуре 423 K тенденцию к насыщению на уровне, близком к исходному значению Nso (вставка на рис. 6).

(Nso 7.4 · 1011 см-2).

= Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № 1472 Е.И. Гольдман, А.Г. Ждан, Г.В. Чучева ющей ветви, в 1.4 раза превышающей полуширину эффектов естественно проводить не в режиме динамиче= спадающей [9]. Поскольку на опыте пики симметричны ской развертки, а на ступенчатых сигналах напряжения, (рис. 1, 2), ловушки следует считать распределенными т. е. при Ug = const, в режимах как изотермической, так по объему в приграничном с Si слое SiO2. Полагая, что и термостимулированной релаксации.

это распределение однородное, объемная концентрация Таким образом, качественная картина кинетики ионловушек равна Nt, свободные и локализованные ионы ной деполяризации в режиме v = const весьма проста. В находятся в равновесии, а набег потенциала на слое диэлектрическом промежутке у поверхности Si ионы лозаполненных ловушек (2q2Ns /Nt) kT,3 имеем кализуются на неглубоких объемных ловушках, причем N0 = · (2q2Ns /kT ), где =N1/2/Nt — коэффициент ширина области локализации меньше максимальной, соприлипания. Следовательно, при достаточно малых Ns и ответствующей набегу потенциала на слое заполненных v или больших Nt (в рассматриваемой ситуации досталовушек, порядка Et/q. При не слишком больших v скоточно Nt 6·1018 см-3), как и в случае чисто свободных рость деполяризации определяется двумя характерными ионов, деполяризация должна протекать в соответствии временами: временем термоэмиссии e через естественс законами (1)–(4), но с перенормированным значением ный барьер, создаваемый поляризующим напряжением подвижности, а полученные ранее величины µ и Eµ долж- (Vg > 0), и временем жизни ионов t на объемных ны быть изменены с учетом реальных значений и энерловушках. Поэтому в зависимости от величины v реалигии активации ловушек, т. е. µ ·µ и Eµ Eµ+Et. Это зуется либо квазистационарный режим транспорта ионов дает истинное значение Eµ 0.6эВ, которое очень близ- = через барьер высотой Ug (малые v), либо классическая ко к энергии активации подвижности ионов Na+, опрекинетика опустошения ловушек (большие v).

деленной методом времен пролета при очень высоких Хорошее согласие полученных экспериментальных Nso( 5 · 1013 см-2), т.е., по-видимому, при предельном данных с результатами независимых опытов свидетельзаполнении ловушек [1,11].4 Данный факт, как и генезис ствует не только о возможностях регистрации по диформы пиков тока деполяризации с ростом v (симменамическим ВАХ МОП-структур факта присутствия в тричных при малых v и обнаруживающих экспоненцидиэлектрике подвижных ионов и оценки их плотности, альный хвост при больших v), подтверждает концепцию но и о возможности определения важнейших параметров объемных ловушек. Максимальная скорость развертки, ионного транспорта с привлечением чрезвычайно пропри которой нарастающую ветвь тока еще можно опистых методических средств.

сывать ”стационарным” соотношением (1), ограничиваАвторы признательны Н.Ф. Кухарской и И.Н. Тулякоется скоростью установления диффузионно-дрейфового равновесия, максвелловское время M qh2/µkT. При вой за многоплановую конструктивную помощь.

423 K (µ = 2.5 · 10-8 см2/В · с) оно составляет 0.3с и оказывается для v > 0.05 В/с порядка характерноСписок литературы го времени нарастания тока деполяризации. На опыте наблюдается именно запаздывание сигнала, отчетливо [1] J.F. Verwey, E.A. Amerasekera, J. Bisschop. Rep. Prog. Phys., проявляющееся на рис. 3 (кривая 1) в виде резкого 53, 1297 (1990).

отхода зависимости lg v-Vgm от линейного закона (4), [2] G.S. Horner, M. Kleefstra, T.G. Miller, M.A. Peters. Sol. St.

экспериментальные значения Vgm при больших v стаTechnol., 79, (June, 1995).

новятся заметно меньше теоретических, причем запаз- [3] M. Kuhn, D.J. Silversmith. J. Electrochem. Soc.: Sol. St.

дывание нарастает с ростом v, т. е. скорость смещения Science, 118, 966 (1971).

[4] A.G. Tangena, J. Middelhock, N.F. de Rooij. J. Appl. Phys., максимума тока в направлении Vg < 0 увеличивается.

49, 2876 (1978).

При v прогрессивно все большая часть ионов [5] A.G. Tangena, N.F. de Rooij, J. Middelhock. J. Appl. Phys., будет перемещаться к ГР SiO2/металл во все более 49, 5576 (1978).

сильном деполяризующем поле при Vg < 0. В таких [6] С. Зи. Физика полупроводниковых приборов. (М., Мир, условиях должны проявляться хорошо известные из 1984).

физики токов, ограниченных пространственным зарядом, [7] М. Щур. Современные приборы на основе арсенида эффекты пролета фронта [8,12], дисперсионного перегаллия (М., Мир, 1991).

носа [13,14] и т. д. Опыты по наблюдению такого рода [8] М. Ламперт, П. Марк. Инжекционные токи в твердых телах (М., Мир, 1973).

Если концентрация Nt объемных ловушек не слишком велика (2q2Ns )/Nt kT, то вследствие их заполнения в примыкающем [9] E.I. Goldman, A.G. Zhdan. Semicond. Sci. Technol., 5, к полупроводнику поверхностном слое диэлектрика может возникать (1990).

встроенный барьер высотой U (кривая 2 на вставке к рис. 4). При [10] Е.И. Гольдман. ФТП, 31, 45 (1997).

этом кинетика деполяризации станет иной, опустошение ловушек [11] R.J. Krieger, T.F. Devenyi. Thin Solid Films, 36, 435 (1976).

будет запаздывать, поскольку делокализация ионов и их смещение [12] К. Као, В. Хуанг. Перенос электронов в твердых телах к ГР SiO2/металл станут возможными только в области z > z (М., Мир, 1984).

(рис. 4). Такое запаздывание должно приводить к неэкспоненциальной [13] E.W. Montroll, G. Weiss, J. Math. Phys., 6, 167 (1965).

временной зависимости тока деполяризации [10].

Определение концентрации ловушек Nt, а следовательно, и ве- [14] И.П. Звягин. Кинетические явления в неупорядоченных личины возможно только при значениях Nso, обеспечивающих как полупроводниках (М., Изд-во москов. ун-та, 1984).

минимум их предельное заполнение [8], которого в настоящих опытах Редактор В.В. Чалдышев достичь не удалось.

Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, № Кинетика ионной деполяризации Si-МОП-структур в режиме линейной развертки по напряжению A kinetics of ion Si–MOS structure depolapization in the regime of linear voltage sweeping A.G. Zhdan, E.I. Goldman, G.V. Chucheva Institute of Radioengineering and Electronics, Russian Academy of Sciences, 141120 Fryasino, Moscow Region, Russia

Abstract

A new approach has been suggested to desribe the isotermical ion depolarization of Si–MOS structures in the regime of linear gate electrode potential Vg changing. The approach is based on the concept of a substantially nonequilibrium character of ion transport, the ions being initially localized at SiO2/Si interface on shallow bulk traps. Dynamic voltage–current characteristics of depolarization are calculated in the framework of the thermoemission mechanism of ion transport through the barrier formed by a polarization voltage (Vg > 0). The results of calculations describe well the experimental data; narrow peaks of current with a semiwidth kT, which are localized near Vg = 0, and their temperature dependences as well as the sweeping rate and initial density of ions at the SiO2/Si interface. Thus the effective ion mobility µ = (2.5-11) · 10-8 cm2/V · s ( is the ratio of the free and total ion concentrations), the activation energy µ (Eµ 0.6eV) and the trap energy in SiO2 (Et = 0.2eV) have = been found in the temperature range 423–453 K. According to literature data, the values Eµ 0.6 eV are characteristic of mobile = ions of Na+.

5 Физика и техника полупроводников, 1997, том 31, №

Pages:     | 1 ||



© 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.