РАДИОТЕХНИКА И ЭЛЕКТРОНИКА, 2004, том 49, № 8, с. 978-983
РАДИОФИЗИЧЕСКИЕ ЯВЛЕНИЯ ^^^^^^^^^^ В ТВЕРДОМ ТЕЛЕ И ПЛАЗМЕ
УДК 631.317.733.011.4
ПРИНЦИПЫ РЕАЛИЗАЦИИ МЕТОДИКИ ВЫДЕЛЕНИЯ КОНВЕКТИВНЫХ ТОКОВ В ДИЭЛЕКТРИКЕ И ТОКОВ ЭМИССИИ НА ГРАНИЦЕ РАЗДЕЛА ПОЛУПРОВОДНИК-ДИЭЛЕКТРИК ИЗ ДИНАМИЧЕСКИХ ВОЛЬТ-АМПЕРНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК
СИСТЕМЫ МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК-ПОЛУПРОВОДНИК.
ВЫБОР ПАРАМЕТРОВ И УСЛОВИЯ ПРИМЕНИМОСТИ © 2004 г. С. Г. Дмитриев, Ю. В. Маркин
Поступила в редакцию 04.01.2004 г.
Рассмотрены принципы реализации методики выделения конвективных токов в диэлектрике и токов эмиссии на границе раздела полупроводник-диэлектрик из динамических вольт-амперных характеристик системы металл-диэлектрик-полупроводник. Описана процедура выбора параметров методики и предложены экспериментальные методы контроля за выполнением условий ее применимости. Отмечено, что наиболее принципиальным этапом является контроль за изменениями "быстрых" поверхностных состояний на границе раздела полупроводник-диэлектрик в процессе эксперимента.
Измерение динамических вольт-амперных характеристик (ДВАХ) структур металл-диэлектрик-полупроводник (МДП) - популярная экспериментальная методика для исследования процессов ионного переноса в диэлектрических пленках этих широко используемых в полупроводниковой электронике тонкопленочных систем. Чаще всего с ее помощью находят приведенную (на единицу площади) концентрацию NS подвижных ионов
[1]. Кроме того, форма ДВАХ содержит важную информацию о механизме транспорта ионов в диэлектрической пленке и ионных ловушках в ней
[2]. Квазистатические вольт-амперные характеристики могут быть использованы для анализа квазиравновесных распределений ионов по толщине пленки [3], а эксперименты с неравновесными ионными токами могут служить эффективным инструментом изучения границы раздела (ГР) полупроводник-диэлектрик и позволяют осуществлять своего рода "ионный зондаж" микроскопических неоднородностей этой границы [4]. Однако корректное извлечение такого рода информации обычно затруднено.
Дело в том, что измерения ДВАХ осуществляются в режиме линейной во времени t развертки напряжения VG(t) на структуре: dVG(t)/dt = в = = const, где в - скорость развертки напряжения. При этом полезным сигналом является конвективный ток, обусловленный транспортом ионов. Однако измеряемый во внешней цепи полный ток "содержит" еще и маскирующую емкостную составляющую, связанную с наличием емкостных элементов в МДП-структуре в частности нелинейной емкости полупроводника. Поэтому одной
из важных задач методики является выделение конвективной ионной составляющей из полного тока.
В работе [5] была развита экспериментальная методика определения Щ, основанная на синхронной регистрации ДВАХ 1(УС) и низкочастотных вольт-фарадных характеристик (НЧ ВФХ) Снч(Уе) исследуемого образца. Было показано, что с помощью таких экспериментальных зависимостей можно корректно выделять пики конвективных ионных токов в случае, когда обе границы (металл-диэлектрик и полупроводник-диэлектрик) блокируют транспорт всех типов носителей заряда в МДП-структуре. Однако электронные процессы в пленке диэлектрика, в частности процессы перезарядки ловушек вблизи ГР, часто приводят к появлению токов "эмиссии" электронов (или дырок) на ГР полупроводник-диэлектрик. Эти токи могут быть сравнимы по величине с самим конвективным ионным током и существенно влиять на ДВАХ. Поэтому другой важной задачей методики ДВАХ является выделение и этой (эмиссионной) компоненты из полного тока.
Такая задача анализировалась в работе [6], где была предложена и реализована экспериментальная методика одновременного определения конвективных токов носителей заряда в пленках диэлектриков МДП-структур и токов эмиссии на ГР полупроводник-диэлектрик. Она также основана на синхронных измерениях ДВАХ и НЧ ВФХ структуры и дополнительной регистрации зависимости релаксации поверхностного потенциала полупроводника от низкочастотной емкости структуры.
В настоящей работе будет проведен более подробный анализ условий реализации методики работы [6] и будут предложены методики по контролю за степенью выполнения этих условий в процессе эксперимента.
Рассмотрим сначала экспериментально-методический алгоритм обсуждаемой методики на формальном уровне. При повышенных температурах Т (обычно Т ~ 200°С) на полевой электрод МДП-структуры подается отрицательное напряжение У0, индуцирующее дрейф положительно заряженных подвижных ионов в диэлектрике к ГР металл-диэлектрик. По окончании процессов релаксации (и перехода образца в равновесное состояние) напряжение на затворе начинает с постоянной во времени скоростью изменяться в сторону положительных (поляризующих) значений. Эти изменения напряжения Ус на образце приводят к инвертированию знака заряда области пространственного заряда (ОПЗ) полупроводника и дрейфом ионов от металла через диэлектрическую пленку к противоположной границе. При этом в течение процесса поляризации структуры измеряется ее НЧ ВФХ СНч(Ус) = сНч (Ус), где верхний индекс "минус" соответствует знаку напряжения деполяризации У0. Для регистрации квазистатической ВФХ МДП-структуры и наблюдения пика тока дрейфа ионов в диэлектрике, а также для контроля за сквозными токами утечек через изолирующую пленку и за отсутствием электрических пробоев в изоляторе, синхронно с Нч ВФХ измеряется также и ДВАХ 1(Ус) = /~(Ус) образца. Процесс развертки напряжения останавливается, когда либо полный ток во внешней цепи станет примерно равным значению РС,, либо значение напряжения на затворе достигнет такой (достаточно большой) положительной величины, при которой ионы уже сильно локализованы у ГР диэлектрик-полупроводник [7]. Здесь С - геометрическая емкость диэлектрической пленки МДП-структуры. При напряжении У1, достигнутом одним из таких способов, структура выдерживается затем в течение некоторого времени, за которое в системе установится равновесное зарядовое состояние, отвечающее этому напряжению У1.
Далее проводятся опыты по деполяризации структуры. Напряжение на полевом электроде уменьшается по линейному во времени закону в сторону деполяризующих значений до тех пор, пока оно не достигнет начальной величины У0. При этом в течение процесса деполяризации синхронно регистрируются ДВАХ 1(Ус) = 1+(Ус) и НЧ
ВФХ СНч(Ус) = сНч (Ус) образца. Здесь верхний индекс "плюс" соответствует знаку напряжения поляризации У1. На этом этап измерений заканчивается.
Этап обработки экспериментальных данных начинается с нахождения параметрически определенной зависимости релаксации поверхностного потенциала полупроводника Аф- от его низкочастотной емкости С5 [6]:
С5( Ус) =
С СНЧ (Ус ) С- - Снч ( Ус)
Аф5( Ус) = ф5(Ус) - фя( У0) =
Ус
Снч (Ус)"
= 1
1 - -
С,
йУс,
(1)
(2)
где ф5 - потенциал поверхности полупроводника относительно его значения в объеме полупроводника. Эта зависимость, Аф5(С5), используется далее в качестве эталонной для определения релаксации Аф+ (Ус), происходящей в процессе деполяризации структуры. А именно Аф+ (Ус) равно значению функции Аф5(С5) при С5 = С+ (Ус), где емкость полупроводника С+ (Ус) вычисляется по формуле
С+( Ус) =
С-СНч (Ус ) С - СНч (Ус)
(3)
В завершение этого этапа проводится расчет конвективного тока 1й в диэлектрике и тока эмиссии 1е на ГР диэлектрик-полупроводник:
Ь (Ус) = 1+( Ус) - в С \ 1-
й [ А ф+( Ус) )
й Ус
(4)
1е( У0) = , + ( У0) - в^М)й[Аф|М!,(5)
С, - СНч(Ус) йУс
Представленный экспериментально-методический алгоритм обсуждаемой методики требует обоснования корректности следующих шагов:
1) использования уравнений (1) и (3) для расчета значений низкочастотной емкости полупроводника;
2) использования уравнения (2) для нахождения релаксации поверхностного потенциала полупроводника Аф- (Ус);
3) применения "эталонной" кривой Аф5 (С5) при восстановлении релаксации потенциала Аф+ (Ус) из
зависимости С+ (Ус).
Анализ и возможные способы решения этих вопросов составляют цель настоящей работы.
о
Ответом на первый вопрос является выбор приемлемой частоты ю тестирующего сигнала при измерении зависимостей Снч [Уе(0] и СНЧ [Ус(0]. С одной стороны, эта частота должна быть достаточно малой, чтобы отвечающее ей малосигнальное изменение напряжения затвора 5Уе относительно его "квазистационарного" уровня Ус(г) сопровождалось квазиравновесным, т.е. зависящим только от потенциала ф5[Уе(0], изменением поверхностного заряда полупроводника. В то же время она должна быть достаточно большой, чтобы изменение зарядового состояния диэлектрика в масштабе времен ю-1 было пренебрежимо мало. Рассмотрим возможность такого выбора.
Каждому значению напряжения на затворе МДП-структуры отвечает при заданной температуре квазиравновесное распределение зарядов в ней. Однако времена релаксации зарядов разного типа при изменении внешних параметров заметно отличаются. Следствием этих различий является, например, разделение на температурной шкале сигналов от различных компонент заряда в спектрах термостимулированных токов в кремниевых структурах металл-окисел-полупроводник (МОП) [8]. Малые времена характерны для релаксации заряда на электронных состояниях, локализованных в ОПЗ полупроводника и на самой ГР 81-8Ю2. Промежуточное положение занимают процессы генерации и рекомбинации электронно-дырочных пар в приповерхностной области кремния. Самые медленные диффузионно-дрейфовые процессы в диэлектрическом слое активируются только при достаточно высоких температурах [8].
Эти представления и использовались в [5] для нахождения требуемого частотного диапазона. Методика этой работы основана на регистрации тер-мостимулированной релаксации емкости МДП-структуры. Измерения при этом проводятся следующим образом. При начальной температуре (например, комнатной или ниже) на образец подается постоянное напряжение, индуцирующее либо состояние глубокой инверсии, либо состояние неравновесного обеднения ОПЗ полупроводника. Задается частота ю = ю0 модуляции напряжения 5Уе. Далее структура нагревается до той температуры Т0, при которой планируются синхронные измерения ДВАХ и НЧ ВФХ. В процессе роста Т измеряется дифференциальная (ма
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.