WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 12 Эффект Пула–Френкеля с учетом многофононной ионизации глубоких центров в аморфном нитриде кремния © Ю.Н. Новиков Институт физики полупроводников Сибирского отделения Российской академии наук, 630090 Новосибирск, Россия E-mail: nov@isp.nsc.ru (Поступила в Редакцию 25 января 2005 г.) Для описания проводимости аморфного нитрида кремния использовался механизм Пула–Френкеля без учета и с учетом многофононной ионизации глубоких центров. Рассмотрена зависимость частотного фактора от силы электрон-фононного взаимодействия. С учетом слабой электрон-фононной связи в глубоких центрах получена величина частотного фактора 1015 s-1, которая согласуется с оценками в оригинальной работе Френкеля.

Работа поддержана Интеграционным проектом № 116 СО РАН.

Аморфный нитрид кремния (Si3N4) обладает эффек- ментально и теоретически изучить проводимость нитритом памяти — способностью локализовывать инжекти- да кремния, основываясь на эффекте Пула–Френкеля с рованные в него носители в течение 10 лет при 300 K. учетом теории многофононной ионизации.

На этом свойстве Si3N4 основана работа электриче- Вероятность ионизации в единицу времени по Френски перепрограммируемых постоянных запоминающих келю [1] определяется выражением устройств. В настоящее время остается нерешенным W - E вопрос о зарядовом состоянии ловушки, ответственной PPF(E, T ) = exp -, (1) за эффект памяти в Si3N4. В литературе обсуждается kT два типа ловушек: кулоновские (притягивающие, отгде E — напряженность электрического поля, = талкивающие) и нейтральные (центры с потенциалом = e3/0 — постоянная Френкеля, k — постоянная нулевого радиуса). Механизм ионизации притягивающих Больцмана, = 4.0 — высокочастотная диэлектричецентров при высоких температурах и слабых электриская проницаемость Si3N4, 0 — электрическая постоянческих полях определяется эффектом Пула–Френкеля и ная, e — заряд электрона.

многофононными эффектами [1,2]. Механизм ионизации Эффект Френкеля имеет место в относительно сланейтральных центров при тех же условиях определябых электрических полях, когда понижение барьера ется многофононными эффектами [2]. Эффект Пула– Френкеля заключается в понижении термической энер- не превосходит масштаба кулоновских энергий в нит риде кремния. Необходимо, чтобы величина E не гии ионизации кулоновских притягивающих центров в превосходила эффективной энергии электрона в кулоприсутствии внешнего электрического поля.

новском потенциале ловушки [2] (энергии Ридберга), В пользу того, что ловушки являются кулоновскими т. е. E < e4m/2, где m — масса электрона.

и эффект Пула–Френкеля может иметь место в Si3N4, свидетельствуют следующие факты: 1) некоторые ис- Оценка показывает, что таким условиям удовлетворяют электрические поля E < 4 · 106 V/cm. В этом диапазоне следователи наблюдали „спрямление“ вольт-амперных зависимостей в Si3N4 [3–6] в координатах log(J)-1/2 электрических полей были проведены исследования.

В настоящей работе исследовался перенос заря(где J — ток, протекающий в образце, — средняя да в структуре металл–нитрид–оксид–полупроводник напряженность электрического поля); 2) сечение захвата составляет 5 · 10-13 cm2, что указывает на кулонов- (МНОП). Образцы МНОП-структур изготавливались на кремниевой подложке n-типа с сопротивлениское взаимодействие электронов и дырок с глубокими ем 7.5 · cm, выращенной методом Чохральского. Тонцентрами в Si3N4 [7–9].

Однако в ряде работ при попытках описать экспе- кий, туннельно-прозрачный окисел толщиной 1.8 nm риментальные данные механизмом Пула–Френкеля бы- выращивался при температуре 750C. Нитрид кремния ли получены аномально маленький частотный фак- толщиной 53 nm был получен при температуре 760C тор 105-108 s-1 и небольшая энергия ионизации методом осаждения в реакторе пониженного давления.

ловушки W 1.2eV [10–15]. В оригинальной работе Соотношение SiH2Cl2/NH3 составляло 0.1. АлюминиеФренкеля [1] величина частотного фактора оценивалась вые электроды площадью 5 · 10-3 cm2 напылялись через как W / 1015 s-1, где — постоянная Планка. маску.

Кроме того, „мелкая“ ловушка W 1.2 eV без учета Рассматривалась только стационарная проводимость, электрон-фононного взаимодействия не объясняет боль- обусловленная электронами, инжектированными из шие ( 10 лет) времена удержания заряда в локализо- кремниевой подложки при положительном потенциале ванном состоянии. Цель настоящей работы — экспери- на алюминии (рис. 1). Рассмотрение монополярной Эффект Пула–Френкеля с учетом многофононной ионизации глубоких центров... структуре, Eox — электрическое поле в туннельнотонком SiO2 с толщиной Dox, E(DN) — поле на границе Si3N4/Al. Электрическое поле на границе SiO2/Si3N4 в нитриде кремния определяется из равенства E(0) =Eoxox/N = ox(Ug - UFB)/LoxN [12,13], где Lox = Dox + oxDN/N, UFB — напряжение плоских зон.

Падением напряжения на полупроводнике пренебрегалось, так как инжекция электронов происходит из полупроводника n-типа в режиме обогащения (рис. 1).

Экспериментально при заданных напряжении Ug и температуре T на МНОП-структуре измерялись ток J и напряжение плоских зон UFB (рис. 2). Таким образом, из Рис. 1. Энергетическая диаграмма для монополярной модели эксперимента определялись Ug, J и E(0). В уравнениях проводимости МНОП-структуры при положительном потенци(4), (6) остаются неизвестными W, и E(DN). Задавая але на алюминиевом электроде.

величину W, можно найти E(DN) и [17], что и было проделано в данной работе. Было выполнено численное интегрирование уравнений (4), (5) (методом трапеций) проводимости (электронов) в данном случае уместно, для точек, приведенных на рис. 2, и построены зависипоскольку туннельный оксид усиливает инжекцию элекмости (W ) (рис. 3).

тронов из кремниевой подложки, в то же время инжекПолученные ция дырок из алюминия мала [6] из-за большого барьера зависимости качественно описываются выражением ln (W ) = ln P(E, T)- E/kT +W /kT, для дырок на границе Al/Si3N4, равного 2.5 eV [16].

которое следует из уравнения (1). Для разных темПеренос заряда описывается с помощью одномерного ператур зависимости (W ) имеют различный наоднозонного уравнения Шокли–Рида–Холла клон. Отношение между 1(Wk) и 2(Wk) составило nt(x, t) J 1(Wk)/2(Wk) 1.04 (где Wk — фиксированная точка = Nt - nt(x, t) - nt(x, t)PPF(x, t) (2) t e на рис. 3), т. е. близко к единице. Поэтому зависимости и уравнения Пуассона [10–13,17], учитывающего неод- (W ) на рис. 3 для разных электрических полей при нородное распределение электрического поля в нитриде T = const практически совпадали. Отметим, что подстакремния, новка найденных значений W,, E(DN) и полученных E(x, t) ent(x, t) из эксперимента значений J, Ug, E(0) для каждой точки = -, (3) x Nрис. 2 в нелинейные уравнения, приведенные в работе [17], давала тождество (с относительной погрешногде — сечение захвата ( = 5 · 10-13 cm2 [7–14]), стью < 0.1%).

Nt — концентрация ловушек (Nt = 3 · 1019 cm-3 [8–10]), nt — концентрация заполненных ловушек, N = 7.5 — низкочастотная диэлектрическая проницаемость Si3N4, J — плотность тока (далее просто ток).

Для описания проводимости нитрида кремния в ряде работ [10–14] уравнения (2), (3) решаются самосогласованным методом. При этом на границе рассчитывается инжекционный ток — как правило, по механизму Фаулера–Нордгейма. Для этого необходимо знание некоторых параметров: туннельной массы, высоты барьера.

Здесь использован другой способ, предложенный в [17]. В стационарном режиме производная по времени в уравнении (2) обращается в нуль. Тогда -e nt(E, T ) =Nt 1 + PPF(E, T). Из уравнения ПуасJ сона (3) можно получить два выражения [17] E(DN) dE DNe =, (4) nt(E, T ) NE(0) E(DN) Ug e EdE =, (5) nt(E, T ) NРис. 2. Экспериментальные вольт-амперные характеристики E(0) в стационарном режиме, измеренные при 423 (1), 380 (2) где DN — толщина Si3N4, Ug = Ug - EoxDox —падение и 327 K (3). Для всех точек приведены также напряжения напряжения на Si3N4, Ug — напряжение на МНОП- плоских зон UFB.

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. 2144 Ю.Н. Новиков удовлетворяет точка (W = 1.15 eV, = 2 · 105 s-1). Найденные W и близки к значениям, полученным в работах [10–15].

В работах [2,18] было показано, что учет теории многофононной ионизации для кулоновских центров должен приводить к замене в формуле (1) 1/kT на 1 1 21 = ± =, (6) kT kT где T — эффективная температура; 1, 2 определяют [2,18] в конфигурационном пространстве времена туннелирования дефекта под соответствующими адиабатическими потенциалами (вставка на рис. 4). Знак плюс соответствует случаю слабой электрон-фононной связи, а минус — сильной.

Расчеты с использованием эффективной температу ры T вместо T показали, что усиление электронфононной связи соответствует уменьшению частотного фактора, а ослабление электрон-фононной связи — его увеличению (рис. 4). При этом энергия ловушки Рис. 3. Зависимости частотного фактора от энергии иониостается неизменной: W 1.15 eV. Качественно этот зации ловушки, рассчитанные для экспериментальных точек же результат можно получить, исследовав наклон зарис. 2. T, K: 1 — 423, 2 — 380, 3 — 327.

висимостей ln (W ), описываемых выражением (1).

Для 21/ 50 eV-1 получается 1 = 1.6 · 10-14 s, соответствующий частотный фактор 1015 s-1. Отметим, что полученное время туннелирования 1 по порядку величины согласуется с 1 для глубоких примесей со слабой электрон-фононной связью в германии Ge:Au и Ge:Hg, где 1 = 4.1 · 10-14 s [2].

Оценка времени хранения заряда tret в МНОПструктуре с учетом слабой электрон-фононной связи по формуле tret = -1 exp (W - E )/nT из [11] в электрическом поле E = 2 · 106 V/cm при T = 300 K, 21/ 50 eV-1, 1015 s-1 и W = 1.15 eV дает tret 4 · 108 s 10 лет.

Отсюда можно сделать вывод, что ловушка в Si3Nс захваченным электроном должна быть слабо связана с колебаниями решетки. При этом возможно, что за эффект памяти (хранение заряда в локализованном состоянии 10 лет при 300 K) в Si3N4 может быть ответственна достаточно мелкая ловушка W 1eV.

Таким образом, проводимость аморфного нитрида кремния в области высоких температур и слабых электрических полей описывается механизмом Пула– Рис. 4. Зависимость частотного фактора от силы электронФренкеля. С учетом теории многофононной ионизации фононного взаимодействия в эффекте Пула–Френкеля. На и слабого электрон-фононного взаимодействия получевставке показана конфигурационная диаграмма для случая слана энергия ионизации глубокого центра в Si3N4, равбой электрон-фононной связи (U1, U2, U2 — адиабатические потенциалы для дефекта с захваченным электроном, без элек- ная 1.15 eV, и частотный фактор 1015 s-1.

трона и без электрона в электрическом поле соответственно, Автор выражает благодарность В.А. Гриценко и a1, a2 —точки поворота, xc — точка встречи термов).

С.С. Шаймееву за предоставленные экспериментальные результаты и полезное обсуждение.

Как видно из рис. 3, все полученные зависимости (W ) Список литературы в выбранном масштабе пересекаются в одной точке.

Если предположить, что при изменении температуры и [1] Я.И. Френкель. ЖЭТФ 8, 12, 1292 (1938).

напряженности локального электрического поля в Si3N4 [2] В.Н. Абакумов, В.И. Перель, И.Н. Яссиевич. Безызлучаэнергия ионизации и частотный фактор ловушки не тельная рекомбинация в полупроводниках. Изд-во ПИЯФ меняются, то из рис. 3 видно, что этому условию РАН, СПб. (1997). 375 с.

Физика твердого тела, 2005, том 47, вып. Эффект Пула–Френкеля с учетом многофононной ионизации глубоких центров... [3] S.M. Sze. J. Appl. Phys. 38, 7, 2951 (1967).

[4] B.M. Tao, D. Park, S.N. Mohammad et al. Phil. Mag. 73, 4, 723 (1996).

[5] А.С. Гиновкер, В.А. Гриценко, С.П. Синица. Микроэлектроника 2, 4, 283 (1973).

[6] В.А. Гриценко, Е.Е. Меерсон. Микроэлектроника 17, 6, 532 (1988).

[7] P.C. Arnett, B.H. Yun. Appl. Phys. Lett. 26, 3, 94 (1974).

[8] C.M. Svensson. J. Appl. Phys. 48, 1, 329 (1977).

[9] В.М. Масловский, А.П. Нагин, Ю.Р. Чернышев. Микроэлектроника 14, 3, 239 (1985).

[10] K.A. Nasyrov, V.A. Gritsenko, M.K. Kim et al. IEEE Electron.

Dev. Lett. 23, 336 (2002).

[11] В.А. Гриценко, Е.Е. Меерсон, И.В. Травков и др. Микроэлектроника 16, 1, 42 (1987).

[12] H. Bachhofer, H. Reisinger, E. Bertagnolli et al. J. Appl. Phys.

89, 5, 2791 (2001).

[13] S. Manzini. J. Appl. Phys. 62, 3278 (1987).

[14] Ross A. Williams, Moiz M.E. Beguwala. IEEE Trans. Electron.

Dev. ED-25, 1019 (1978).

[15] В.А. Гуртов, А.И. Назаров, П.А. Райкерус. Микроэлектроника 16, 3, 269 (1987).

[16] V.A. Gritsenko, E.E. Meerson, Yu.N. Morokov. Phys.

Rev. B 57, R 2081 (1998).

[17] P.C. Arnett. J. Appl. Phys. 46, 12, 5236 (1975).

[18] В.Н. Абакумов, В. Карпус, В.И. Перель, И.Н. Яссиевич.

ФТП 22, 2, 262 (1988).

3 Физика твердого тела, 2005, том 47, вып.




© 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.