Зи - Физика полупроводниковых приборов том 1 (989591), страница 66
Текст из файла (страница 66)
Отметим, что экспериментальные результаты хорошо соответствуют изложенной модели дырочного захвата в окисле. Рассмотрим также влияние лавинной инжекции в окисел 145), которая может происходить в МОП-структурах при их работе в условиях глубокого обеднения (рис. 7, кривая в)). При быстром изменении напряжения на электроде структуры почти все напряжение оказывается приложенным к нестационарному обедненному слою в полупроводнике, где при достаточно большой величине глава 7 этого напряжения развивается лавинный пооцесс ударной ионизации.
В результате лавинного процесса у границы с окислом возникает довольно большое число электронов и дырок с энергиями, достаточными для преодоления соответствующих энергетических барьеров. Так как величина электронного энергетического барьера на границе Я вЂ” ЯО„равная доз, — дХ; = 4,1— — 0,9 = 3,2 эВ, меньше, чем высота энергетического барьера для дырок Е (ЯО~) — Е~ (Я) — дауд, — щ = 4,7 эВ, электронная инжекция в окисел существенно превышает дырочную. Условия возникновения лавинного пробоя в МОП-структурах исследованы в работе [46] на основе двумерной модели распределения электрического поля (вставка на рис.
31). Электрическое поле у границы раздела полупроводник — диэлектрик неодинаково и достигает максимального значения д' вблизи края затворного электрода. Напряжение пробоя структуры определяется как напряжение на затворе, при котором ионизационный интеграл вдоль оптимальной силовой линии электрического поля достигает значения, равного 1.
Оптимальная силовая линия начинается в той точке границы раздела Я вЂ” 81О~ вблизи края электрода, где д' = Ю„, и кончается на краю обедненной области, где д' = = О. Результаты расчета пробивного напряжения для МОП-структур, различающихся толщиной окисла и уровнем лсгирования подложки, представлены на рис. 31. Как видно из графиков, при каждом определенном значении толщины окисла существует концентрация легирующей примеси, при которой напряжение лавинного пробоя оказывается минимальным. Было установлено, что слева от этих минимумов лавинный пробой действительно происходит у края электрода ® . д'Д, а правой части графиков соответствует пробой, однородный по площади структуры (д'„, = = Р,).
В условиях однородного пробоя величина электрического поля на границе раздела Р, тем больше, чем больше концентрация легирующей примеси (гл. 2). При этом соответственно увеличиваются электрическое поле в окисле и падение напряжения на нем, что приводит к росту пробивного напряжения с увеличением концентрации в правой части графиков (рис. 31). Отметим в заключение, что лавинный пробой происходит однородно по площади электрода, когда отношение й/Ж'„,„., (где И'„,„, — максимальная толшина обедненного слоя при напряжении пробоя) превышает 0,3.
На рис. 32 приведены зависимости емкости и поперечной проводимости кремниевой МОП-структуры с окислом, выращенным во влажной атмосфере, измеренные до и после лавинной инжекцин электронов. Видно, что инжекция горячих электронов в окисел приводит к сдвигу напряжения плоских зон в сторону более положительных напряжений (это свидетельствует об увеличении отрицательного заряда в окисле). При этом увеличивается амплитуда МДП-структуры. Приборы с зарядовой связью 421 йти ж ЛуУ7 и Каиуентраунл примеси а псапсжке,Ф', см -' Рнс.
3!. Зависимость напряжения пробоя МДП-структуры в условиях глубокого обеднения от концентрации примеси в подложке. Параметром кривых является толщина окисла. На вставке показано распределение электрического поля вдоль ~раницы с окислом г46). -УР— ' б .5 !б !', Рнс. 32. Зависимости емкости и проводимости МДП-структуры от напряжения до и после лавинной инжекцни электронов в окисел [71.
,5 ' г5 -56 Г ! лассе лаЬиииаай ~Ь ,и а 'А1Ж/Ой?й Ь ,", ие.5геки ии М1 1( Глава 7 пика поперечной проводимости, что говорит о росте плотности поверхностных состояний (от 1,2-10" до 7,9 10" см ' эВ '). Следует отметить, что лавинная инжекция или инжекция горячих носителей имеет самое непосредственное отношение к выбору рабочих режимов полупроводниковых приборов со структурой металл — диэлектрик — полупроводник.
Так, например, в МОП-транзисторе носители в канале могут ускоряться в продольном электрическом поле от истока к стоку до энергий, достаточных для преодоления энергетического барьера на границе Я вЂ” 810в. Захват этих носителей в окисле приводит к возникновению дополнительного фиксированного заряда и к увеличению плотности поверхностных состояний.
Все это нежелательно, поскольку приводит к изменению рабочих параметров прибора (дрейфу характеристик). С другой стороны, с помощью лавинной инжекции при пробое стокового перехода МОП-транзистора можно, например, заряжать сквозь окисел поликремниевый затвор. Этот метод используется в полупроводниковых элементах памяти некоторых типов. 7.3.4. Явления переноса в пленках изоляторов Проводимость слоя изолятора в идеальной М,ЦП-структуре предполагается равной нулю. Реальные диэлектрики обладают проводимостью, особенно заметной при повышенных температурах и электрических полях.
По закону сохранения электрической индукции поле в диэлектрике Р~ и электрическое поле д', в полупроводнике на границе с диэлектриком связаны соотношением (50) где е, и е~ — соответствуюшие диэлектрические проницаемости. Так, например, в системе 31 — ЯОв, когда поле в кремнии достигает характерной для лавинного пробоя величины 1471 3 Х Х 10' В см ', соответствующее поле в окисле примерно в три раза больше ( 10" В см 1), поскольку е,/ез,о, — — 11,7/3,9. При таких значениях электрического поля электронная и дырочная проводимость УО, все еще пренебрежимо мала даже при повьппенных температурах. Однако уже при этих полях в окисле может происходить заметный дрейф подвижных ионов, таких, как ионы натрия, что приводит к нестабильности характеристик приборов и гистерезисным эффектам.
В ультратонких слоях $1О;, а также при очень больших электрических полях проводимость определяют ' эффекты туннелирования. Отметим, что проводимость других изолирующих слоев, таких, как Я,К, и А1,0,, обычно намного превышает проводимость двуокиси кремния. МДП-структуры. Приборы с зарядовой связью 423 Таблица 4.
Основные механизмы проводимости диэлектриков Зависимость от температуры и напряжения Механизм Выражение — Т'ехр(+а У У/Т— — г/грв/я Т) / = А*Тзехр Х Эмиссия Шоттки 9 (ггв — У дд"/4пе; с Х ьт / — д'ехр Х | — ч (Рв — У дд'~яе, х,т / — д'~ехр Х á 4 1/2та (ЧФв)з/2 Зуава — Уехр (+2а У У/Т— — г/грв/*кТ) Эмиссия Пула — Френ- келя Туннельная или полевая эмиссия У' ехр ( — Ь/У) 8еуУ~ / ! 9дз Ограничение простран- ственным зарядом Омическая проводимость У ехр ( — с/Т) — — ехр ( — а /Т) Ф Т ./ ат ехр ( — аЕ» /ИТ) д' ./ — ехр ( — ЛЕа,//тТ) Ионная проводимость Аз — настоянная Ричардсона; <р — высота барьера; ф' — злектрическое поле; е — динамическая дизлектрическая проницаемость изолятора; та — аффективная мае $ са; и — толщина изолятора; оЕаа ввергни активации электронов; аЕщ — знергия активации ионов; а* 1/ в/зпа;а, у =я'в; ь, с и а — положительные константы, не аа висящие от яапряжения и температуры.
Основные физические процессы, определяющие проводимость изолирующих пленок, представлены в табл. 4. )т1ы не будем подробно останавливаться на эмиссии Шоттки, поскольку этот процесс уже рассматривался в гл. 5 при обсулщении термоионной эмиссии носителей тока на границе раздела металл — изолятор или изолятор — полупроводник. Напомним только, что при реализации этого механизма график завиеимости 1п (//Тз) от величины 1/Т представляет собой прямую линрю, наклон которой зависит от величины диэлектрической проницаемости изолятора е4. Эмиссия Пула — Френкеля 14с), механизм которой проиллюстрирован на рис.
33 (вставка), представляет собой ускоренный электрическим полем процесс термовозбуждения электронов с ловушек„в зону» проводимости диэлектрика. В случае кулоновских ловушек соответствующее выражение для тока фактически совпадает с„выражением для эмиссии Шоттки. При этом, однако, ~рв означает глубину~ловушки, а не высоту энергетического барьера. Кроме того, для механизма Пула — Френкеля слагаемое 424 Глава 7 5, /0во7'сл~ 1а ' П~ ПК~ г ~ ~ К ~7В7 ю'" и Рис.
33. Вольт-амперные характеристики структуры Ан — Яви — Я при комнатной температуре. Вставка иллюстрирует механизм эмиссии Пула — Френкеля ~501. ~/ д/ле;, соответствующее полевому уменьшению энергетического барьера, в два раза больше, чем для эмиссии Шоттки. Туннельному механизму проводимости соответствуют либо чисто полевая ионизация захваченных электронов с ловушек диэлектрика в его зону проводимости, либо непосредственные туннельные переходы электронов из металла в зону проводимости диэлектрика. Характерными свойствами туннельного механизма являются слабая температурная зависимость тока и очень сильная зависимость его величины от приложенного напряжения. Токи, ограниченные пространственным зарядом, наблюдаются при сильной моно- полярной инжекции носителеи тока в диэлектрик и при отсутствии в нем подвижных компенсирующих зарядов противоположного знака.
В этом случае, если пренебречь захватом электронов на ловушки, ток пропорционален квадрату приложенного напрн- МДП-структуры. Приборы с варядовой связью 425 жения. При низких напряжениях и повьш,енных температурах ток в диэлектрике может определять обычное термовозбуждение электронов с ловушек в зону проводимости.
При этом вольтамперная характеристика линейна, а соответствующая проводимость экспоненциально зависит от 1/Т. Ионная проводимость диэлектриков подобна диффузионным процессам. Однако постоянная компонента ионного тока существенно уменьшается с течением времени после приложения напряжения, поскольку инжекция ионов в диэлектрик и их экстракция из него сильно затруднены. Поэтому сравнительно большие начальные ионные токи приводят лишь к перераспределению ионного заряда от одного края диэлектрика к другому.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
