Физика полупроводниковых приборов Книга 1 - Зи С.
Скачать (прямая ссылка):
обедненного слоя при напряжении пробоя) превышает 0,3.
На рис. 32 приведены зависимости емкости и поперечной про* водимости
кремниевой МОП-структуры с окислом, выращенным во влажной атмосфере,
измеренные до и после лавинной инжекции 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
Концентрация примеси в псд/южке /Vs, см~3
Рис. 31. 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 границы с окислом [46].
6
J
$
V, в
Рис. 32. Зависимости емкости и проводимости МДП-структуры от напряжения
до и после лавинной инжекцииэлектронов в окисел [7].
422
Глава 7
пика поперечной проводимости, что говорит о росте плотности поверхностных
состояний (от 1,2 1011 до 7,9-1011 см-2эВ-1). 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 Si - Si02. 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 МДП-структуре предполагается
равной нулю. Реальные диэлектрики обладают проводимостью, особенно
заметной при повышенных температурах и электрических полях. По закону
сохранения электрической индукции поле в диэлектрике и электрическое поле
в полупроводнике на границе с диэлектриком связаны соотношением
где 8S и &i - соответствующие диэлектрические проницаемости. Так,
например, в системе Si - Si02, когда поле в кремнии достигает характерной
для лавинного пробоя величины [47 ] 3 X X 105 В см-1, соответствующее
поле в окисле примерно в три раза больше (~10в В-см"1), поскольку
8s1/es102 - 11,7/3,9. При таких значениях электрического поля электронная
и дырочная проводимость S?02 все еще пренебрежимо мала даже при
повышенных 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 Si02, а также при очень больших
электрических полях проводимость определяют ""эффекты туннелирования.
Отметим, что проводимость других изолирующих слоев, таких, как Si3N4 и
А1203, обычно намного превышает проводимость двуокиси кремния.
(50)
МДП-структуры. Приборы с зарядовой связью
423
Таблица 4. Основные механизмы проводимости диэлектриков
Механизм Выражение Зависимость от температуры и напряжения
Эмиссия Шоттки J - Л*7'2ехр х ехр (-\-aVvlT-
w 9(Фв - V ?"74jreiJ - q(f>BlkT)
Эмиссия Пула-Френ- &> ехр х ~ V ехр (+ 2а |f V/T -
келя w I - <7(ФВ- Vq&/m\ Х L kT \ - qq>B/kT)
Туннельная или полевая J - сГа ехр х ~ V2 ехр (-b/V)
эмиссия ч,г 4У2т*(<1<Рв)3/2] Х L 3qt& J
Ограничение простран- т 8е*цУ2 " 9 d* - V2
ственным зарядом
Омическая проводимость J - & ехр (- AEaejkT) ~ V ехр (-с/Т)
Ионная проводимость J~ ~ехр (- AEaijkT) ~ ~ ехр (- d'/T)
А* - постоянная Ричардсона; <pg - высота барьера; jg - электрическое
поле; - динамическая диэлектрическая проницаемость изолятора; т* -
эффективная масса; d - толщина изолятора; ДЕае - энергия активации
электронов; Д?а{ - энергия
активации ионов; а= V = <gd\ b, с и d - положительные константы, не
аа>
висящие от напряжения и температуры.
Основные физические процессы, определяющие проводимость изолирующих
пленок, представлены в табл. 4. Мы не будем подробно останавливаться на
эмиссии Шоттки, поскольку этот процесс уже рассматривался в гл. 5 при
обсуждении термоионной эмиссии носителей тока на границе раздела металл -
изолятор или изолятор - полупроводник. Напомним только, что при
реализации этого механизма график завиеимости In (ЛТ2) от величины 1/Г
представляет собой прямую линию, наклон которой зависит от величины
диэлектрической проницаемости изолятора 8/.
Эмиссия Пула - Френкеля [48], механизм которой проиллюстрирован jHa рис.
33 (вставка), представляет собой ускоренный электрическим полем процесс
