Электронно-ионное взаимодействие и туннельный эффект в кремниевых структурах металл–окисел–полупроводник тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

На правах рукописи

Чучева Галина Викторовна

0034645ЬЬ

ЭЛЕКТРОННО-ИОННОЕ ВЗАИМО ДЕЙСТВИЕ И ТУННЕЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ В КРЕМНИЕВЫХ СТРУКТУРАХ МЕТАЛЛ-ОКИСЕЛ-ПОЛУПРОВОДНИК

01.04.10 - физика полупроводников

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

МОСКВА 2009

003464568

Работа выполнена во Фрязинском филиале Учреждения Российской академии наук Института радиотехники и электроники им. В.А.Котельникова РАН

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор

Васильев Андрей Георгиевич

Ведущая организация: Учреждение Российской академии наук

Физико-технологический Институт РАН

Защита состоится 14 апреля 2009 г. в_час. на заседании диссертационного совета Д212.134.01 при государственном образовательном учреждении высшего профессионального образования «Московском государственном институте электронной техники (техническом университете)» по адресу: 124498, Москва, г. Зеленоград, проезд 4806, д.5.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института.

Автореферат разослан 3 <Л^СЬ^РУИ^и 2009 г.

доктор физико-математических наук, профессор Гергель Виктор Александрович

доктор физико-математических наук, профессор Романов Валерий Павлович

Ученый секретарь диссертационного совета

доктор технических наук, доцент Т.Ю.Крупкина

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Актуальность темы. Наномасштабирование электронных приборов на основе структур металл-окисел-полупроводник (МОП) требует согласованного с сокращением латеральных размеров элементов уменьшения толщины подзатворного изолятора до =2нм (традиционный окисел кремния) и до 5-20нм (изолирующие слои с высокой диэлектрической проницаемостью £¡>5). Сверхтонкие диэлектрические слои используются в полевых транзисторах с изолированным затвором, СВЧ-туннельных диодах, системах динамической и «флэш» памяти, приборах с зарядовой связью, сверхрешетках 8Ю2/81 и пр. Сверхтонкие изоляторы в такого рода системах оказываются в ранее нереализовавшихся экстремальных условиях, подвергаясь воздействию сильных электрических полей, высоких токовых нагрузок и терморазогрева. Становятся существенными туннельная инжекция и инжекция горячих носителей заряда в изолятор, транспорт подвижных заряженных частиц в изолирующих слоях, а также электронно-ионное взаимодействие на геге-рогранице полупроводник/диэлектрик. Эти явления сопровождаются процессами генерации, аннигиляции и перераспределения объемного заряда в изоляторах, что проявляется в радикальном изменении, как правило . в худшую сторону, электронных свойств гетерограниц. Несмотря на интенсивные исследования инжекционно-туннельного воздействия на характеристики подобных систем наблюдаются лишь его «приборные» последствия, тогда как фундаментальные механизмы такого воздействия и его проявления .электронных свойствах гетерограниц остаются невыясненными, в частности, из-за неадекватности используемого при этом экспериментально-методического аппарата. Это относится как к классическим БьМОП-системам, так и к некремниевым структурам на основе широкозонных полупроводников (СаЫ, Б ¡С, ваАз и т.д.), а также к МОП-элементам, использующим изоляторы с высокой диэлектрической проницаемостью (АЬОз, ZЮ2, Н®2, вс^Оз, У20з и пр.). Таким образом, исследования механизмов электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем гетерограниц кремний/окисел, стимулированной инжекционно-туннельным воздействием, имеет фундаментальное значение для физики гетерограниц полупроводник/диэлектрик. С другой стороны, развитие адекватного такого рода исследованиям экспериментально-методического аппарата существенно для физической диагностики материалов и структур, перспективных при разработках новой элементной базы электроники. Следовательно, решение данных проблем является актуальной

и практически значимой научной задачей.

Цель настоящей работы - экспериментальные исследования механизмов стимулированной туннельным эффектом электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем классических п-БьМОП-структур и безмодельная идентификация туннельных вольтамперных характеристик сверхтонкого окисла в координатах ток-падение напряжения на окисле.

В данной связи поставлены и решены следующие задачи:

- развита универсальная методика наблюдения в широком диапазоне условий эксперимента процессов проводимости и релаксации Б ¡-МОП-структур, выведенных из состояния термодинамического равновесия, либо посредством изменения зарядового состояния окисла, либо путем переключения МОП-структуры в состояние сильного неравновесного обеднения;

- построен алгоритм выделения из динамических вольтамперных характеристик (ВАХ) МОП-структур активной и емкостной компонент проводимости; разработана методика прецизионного анализа емкостной компоненты тока - вольтфарадной характеристики (ВФХ) - позволяющая рассчитать с высокой точностью зависимость поверхностного потенциала полупроводника \|/5 от потенциала полевого электрода Уг, а также расширить возможности вольтемкостной спектроскопии пограничных состояний (ПС);

- проведены многоплановые экспериментальные исследования ионного транспорта в окисле;

- развиты новые представления о механизме динамической ионной деполяризации окисла, основанные на ее существенно неравновесном характере; в рамках этих представлений определены дрейфовая подвижность ионов и ее энергия активации;

- исследованы проявления в проводимости диэлектрика эффектов туннельной нейтрализации ионов в окисле электронами слоя обогащения кремния; построена и экспериментально обоснована модель проводимости окисла, обусловленной диффузией по окислу нейтральных ассоциатов (ион+электрон), сопровождающейся их термическим распадом в его объеме;

- сопоставлены результаты экспериментов по кинетике ионной деполяризации окисла в изотермическом и термостимулированном режимах; на этой основе введены новые представления о механизмах начальной и конечной стадий деполяризации;

- исследовано влияние ионной поляризации окисла в принудительном и спонтанном режимах на характеристики п-канальных кремниевых по-

левых транзисторов с изолированным затвором; показано, что локализация положительных ионов в окисле у его границы с кремнием приводит к более чем трехкратному возрастанию эффективной подвижности электронов в инверсионном канале транзисторов;

- проанализированы возможности формирования у поверхности полупроводника двумерного наномасштабного размерно-квантующего потенциального рельефа за счет ионной или электронно-инжекционной поляризации окисла МОП-структур;

- на ступенчатых сигналах напряжения исследована кинетика генерации неосновных носителей заряда (ННЗ) в п-8 ¡-МОП-структурах с пла-нарно-неоднородным диэлектриком;

- изучены особенности кинетики рождения электронно-дырочных пар при отсутствии туннельной проводимости тонкого (=100А) окисла, связанные с наличием периферической генерации ННЗ по периметру полевого электрода и в мелкой потенциальной яме, расположенной под толстым (3200А) окислом, имитирующей краевой эффект;

- в рамках представлений о туннельной проводимости тонкого окисла и об ударной генерации электронно-дырочных пар в области пространственного заряда кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами интерпретирована природа пиков тока на кривых кинетики генерации ННЗ, и развит алгоритм количественного описания экспериментальных данных, позволяющий выделить из суммарного тока компоненты, обусловленные термической и ударной генерацией, а также туннелированием; на этих основаниях идентифицирована туннельная ВАХ, и найдены коэффициент ударной ионизации и энергия горячих электронов;

- разработан безмодельный подход к экспериментальному определению зависимости туннельного тока от падения напряжения на сверхтонком (<50А) окисле п-Б1-МОП-структур, как в режиме обогащения поверхности

так и в режиме ее инверсии.

Научная новизна. Развит многофункциональный аппарат экспериментальных исследований механизмов электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем классических гетерограниц кремний/окисел. Разработаны методы измерений и анализа ВФХ, позволяющие рассчитать с высокой точностью зависимость \|75(л/ё), а также расширить возможности вольтемкостной спектроскопии ПС.

На основе представлений о неравновесном характере процессов объемно-зарядовой поляризации и деполяризации окисла БЬМОП-структур

описаны динамические ВАХ ионного транспорта в окисле. Это позволило извлечь из результатов единого эксперимента основные сведения о характеристиках ионной проводимости окисла и лимитирующих ее факторах.

Впервые получены экспериментальные доказательства эффектов диффузии нейтрализованных электронами положительных ионов, сосредоточенных у границы раздела (ГР) БЮг/Бь Реализованы подходы к определению степени нейтрализации ионов, локализованных в окисле у поверхности кремния, базирующиеся на наблюдениях времен пролета и термостимулиро-ванной деполяризации.

Предсказан и обнаружен неполевой механизм релаксации зарядового состояния диэлектрика, обусловленный диффузией и распадом электронно-ионных ассоциатов, возникающих вследствие нейтрализации ионного заряда у ГР БЮгЖ электронами слоя обогащения.

Обнаружено существенное (более чем трехкратное) увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале БьМОП-транзистора при ионной поляризации подзатворного окисла, в том числе в режиме спонтанного разогрева прибора током канала.

Проанализированы новые возможности создания стабильных, перестраиваемых и самоорганизующихся электронных систем пониженной размерности путем формирования в изоляторе, прилегающем к полупроводнику наномаспггабного распределения локализованного ионного (электронного) заряда, индуцирующего в поверхностном слое полупроводника квантующий потенциальный рельеф.

Экспериментально продемонстрировано, что поверхностная генерация ННЗ в 81-МОП-структурах эффективна лишь на начальной (безрекомбина-ционной) стадии продолжительностью ~10~5с; при отсутствии иных каналов генерации равновесное состояние инверсии устанавливается в течение многих лет.

Генерация ННЗ в БьМОП-структуре с планарно-неоднородным окислом обнаруживает необычную кинетику рождения электронно-дырочных пар: зависимости тока генерации от времени ВД описывают дискретные ступеньки, длительность и высота которых - функции С увеличением У8 в структурах проявляется новый канал рождения электронно-дырочных пар, обусловленный ударной генерацией ННЗ в области пространственного заряда (ОПЗ) кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами. Количественное описание экспериментальных данных, позволяет выделить из суммарного тока 1(1) его компоненты, связанные с термической и ударной

генерацией, а также с туннелированием.

Разработан алгоритм определения с точностью ~0,1% базовых феноменологических характеристик МОП-структур: уровня легирования полупроводника, напряжения «плоских зон» и эффективной «емкости окисла».

Впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состоянии электронного газа у поверхности кремния экс-периментальйо идентифицированы туннельные ВАХ п-Б ¡-МОП-структур со сверхтонким (<50А) окислом в координатах туннельный ток-падение напряжения на окисле, как в режиме обогащения, так и в режиме инверсии поверхности 81.

Практическая значимость работы.

Реализованная многофункциональная измерительная система позволяет с цифровой точностью:

— исследовать в идентичных условиях ионную проводимость диэлектрика, граничащего с полупроводником, определять по данным физически независимых опытов ее основные характеристики, изучать источники проникновения ионов в изолятор, связывать результаты наблюдений с технологией электронных приборов;

- наблюдать квазистатические и динамические ВАХ и ВФХ, а также кинетику изотермической и термостимулированной релаксации различных полупроводниковых структур в широком диапазоне экспериментальных условий.

Тем самым возникают широкие возможности эффективного контроля и физической диагностики весьма разнообразных элементов полупроводниковой электроники не только на основе кремния, но и на основе таких перспективных материалов как СаТЧ, СаАэ, 1пБЬ и т.д. Универсальность, простота и экспрессность экспериментального аппарата позволяют рекомендовать его для использования, как при научных исследованиях, так и в электронной промышленности, в частности, при разработках субмикронных приборов и контроля их технологии и надежности.

Факт длительного сохранения характеристик полевых транзисторов, модифицированных принудительной или спонтанной ионной поляризацией окисла, открывает перспективы для создания «элионных» запоминающих устройств, тем более что время «записи» существенно сокращается при увеличении интенсивности джоулева разогрева канала. Возможность автокоррекции характеристик готовых приборов представляется полезной для целей прецизионной симметризации параметров входных каскадов дифференци-

альных усилителей. Наконец, простота варьирования режима саморазогрева транзисторов за счет варьирования значений У8, потенциала стока У^ и продолжительности токовой нагрузки позволяет изменять в существенных пределах их базовые характеристики, что создает основы для самоорганизации параметров подобных приборов и электронных схем на их основе.

Предложен новый подход к технологии создания размерно-квантованных элементов полупроводниковой наноэлектроники. Обнаруженные особенности периферической и ударной генерации НТО могут быть использованы в новом классе полупроводниковых датчиков («динамических сенсоров»), обладающих интегрирующими и пороговыми свойствами, чувствительных к воздействию освещения, радиации и к изменению состава внешней среды.

Развитый подход к анализу туннельных ВАХ Б ¡-МОП-структур с тонким и сверхтонким окислом - основа эффективного метода контроля качества изолятора и его гетерограницы с полупроводником на различных этапах их жизненного цикла, применимый не только к системе 81/8Ю2, но и к структурам с изоляторами с высокой На основе данного подхода идентифицируются базовые электрофизические характеристики структур металл-вырожденный полупроводник-диэлектрик-полупроводник: уровень легирования полупроводниковой базы и вырожденной полупроводниковой прослойки, напряжение «плоских зон», «емкость» и толщина диэлектрика, знак и плотность фиксированного в диэлектрике заряда. Этим обеспечиваются более широкие возможности изучения механизмов инжекционного повреждения изоляторов, в особенности, на его ранних стадиях.

Основные положения, выносимые на защиту:

1 При ионной поляризации окисла п-81-МОП-структур нейтральные ассоциаты (ион+электрон), образованные за счет туннельного захвата электронов из слоя обогащения полупроводника, распадаются в процессе диффузии к полевому электроду; свободные положительные ионы возвращаются к границе раздела 8Ю2/81, где вновь нейтрализуются. В результате у поверхности 8Ю2 возникает незатухающая циркуляция ионов, проявляющаяся в своеобразном типе стационарной ионно-электронной проводимости окисла с сублинейной вольтамперной характеристикой.

2 В кинетике ионной деполяризации окисла отчетливо проявляются два этапа. На первом из них деполяризация происходит во время-пролетном режиме, в котором доминируют свободные ионы; на втором - ток деполяризации I определяется темпом туннельного распада нейтральных ассоциатов,

не зависит от электрического поля и изменяется со временем t по квазигиперболическому закону (I ос t"(1+°', а = const«1).

3 Ионная поляризация окисла Si-МОП-транзисторов приводит при слоевой плотности ионов 6-1013см~2 к более чем трехкратному увеличению эффективной подвижности электронов в инверсионном канале; максимальные значения подвижности при Т=293К достигают 2645см2/В-с.

4 Наблюдения кинетики генерации неосновных носителей заряда в п-Si-МОП-структурах позволяют установить неэффективность классического канала рождения электронно-дырочных пар через пограничные центры генерации.

5 Имитация эффекта периферической генерации неосновных носителей заряда в Si-МОП-структурах с планарно-неоднородным окислом позволяет установить, что переход образца в равновесное состояние инверсии лимитируется затухающим со временем темпом рождения электронно-дырочных пар по периферии полевого электрода.

6 В n-Si-МОП-структурах с туннельно проницаемым окислом на зависимостях тока генерации неосновных носителей заряда от времени I(t) проявляются резкие пики, обусловленные туннельным эффектом и ударной генерацией электронно-дырочных пар протуннелировавшими в Si горячими электронами. Разность интегралов от кривой I(t) и тока термической генерации дырок позволяет выделить вклад в полный ток I(t) ударной генерации дырок, идентифицировать туннельную вольтамперную характеристику, найти коэффициент ударной ионизации (1,2±0,2) и энергию горячих электронов (4,23эВ).

7 Равновесные емкости МОП-структуры С и области пространственного заряда полупроводника Cs связаны фундаментальным соотношением dCT2/dVg=dCs~2/ch|/s, обусловливающим эквидистантность прямых Шоттки CT2(Vg) и СЛчО ПРИ обедняющих потенциалах полевого электрода Vg и соответствующих им поверхностных потенциалах полупроводника По этим характеристикам определяются напряжение «плоских зон», «емкость окисла» и находятся зависимости *j/s(V„) и падения напряжения на окисле Vi(Vg). В результате, впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состояниях электронного газа при сильном обогащении и глубокой инверсии наблюдаемый сквозь окисел туннельный ток It(Vg) представляется в терминах физически адекватной переменной Vj.

Достоверность полученных данных подтверждается их воспроизводимостью на большом количестве объектов исследования и признанием ре-

зультатов работ научной общественностью. О надежности результатов исследований свидетельствуют также:

- высокий класс точности цифровых измерительных приборов;

- достаточно низкие случайные погрешности определения базовых электрофизических параметров исследованных структур;

- качественное и количественное согласие данных наблюдений с теоретическими представлениями, вытекающими из оригинальных и общепринятых физических моделей;

- согласие полученных данных с данными независимых работ в областях перекрытия условий экспериментов.

Личный вклад автора.

Все представленные в работе результаты, выводы, рекомендации и научные положения принадлежат лично автору. Эксперименты и обработка их результатов выполнены либо самим автором, либо при его непосредственном участии. Соавторы участвовали в обсуждении результатов экспериментов и в развитии интерпретации некоторых механизмов изучавшихся физических процессов.

Апробация работы.

Основные результаты диссертационной работы докладывались на Международной конференции «Диэлектрики-97» (г.Санкт-Петербург, 1997г.), 3-й Международной конференции «Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение» (г.Александров, 1997г.), Международной конференции «Полупроводники 97» (г.Москва, 1997г.), 4-й Международной конференции «Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение» (г.Александров, 1999г.), 9-й Международной конференции «Диэлектрики-2000» (г.Санкт-Петербург, 2000г.), International Conference «Micro- and nanoelectronics - 2003» (Moscow-Zvenigorod, 2003), 10-й Международной конференции «Диэлектрики-2004» (г.Санкт-Петербург, 2004г.), III Научно-практической конференции «Нанотехнологии - производству 2006» (г.Фрязино, 2006г.), International conference «Micro- and nanoelectronics -2007» (Moscow-Zvenigorod, 2007), 1-ой Международной научной конференции «НАНО-2008» «Наноструктурные материалы-2008: Беларусь-Россия-Украина» (г.Минск, 2008г.), 11-й международной конференции «Диэлектри-ки-2008» (г.Санкт-Петербург, 2008г.), 16-th International Symposium «Nanos-tructures: physics and technology» (г.Владивосток, 2008г.), 8-ой Международной конференции «Химия твёрдого тела и современные микро и нанотехнологии» (г.Кисловодск, 2008г.) и научных семинарах

и

ИРЭ им. В.А.Котельникова РАН, ИОФАН, МИЭТ, ФТИАН.

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 34 печатные работы, в том числе 25 статей в журналах, рекомендованных перечнем ВАК, и 9 публикаций в трудах международных конференций.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из Введения, шести глав, Заключения и списка цитируемой литературы из 224 наименований. Она содержит 172 страницы текста, 54 рисунка и 4 таблицы. Ее общий объем 228 страниц.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, указаны ее цели, задачи, охарактеризованы научная новизна и практическая значимость полученных результатов, сформулированы основные положения, выносимые на защиту.

В первой главе описываются универсальный экспериментально-методический аппарат исследований, его применения для наблюдений и обработки в режиме реального времени квазиравновесных и динамических ВАХ и ВФХ МОП-структур, кривых изотермической релаксации и температурных зависимостей проводимости, термостимулированной ионной поляризации и деполяризации подзатворного диэлектрика, а также время-пролетных эффектов. Компьютеризированный измерительный комплекс (§1.1) обеспечивает управление экспериментом, сбор, обработку и представление экспериментальных данных. Объект исследования монтируется на медном основании электрически экранированной, полностью затемненной герметизированной воздушной измерительной камеры. Измеряемые величины -ток (5-10"м-1А), напряжение (0-±40В), емкость (>0,01пФ) и э.д.с. микротермопары, контролирующая температуру объекта, вводятся в цифровой форме через универсальный интерфейс в персональный компьютер. Область рабочих температур 203-573К. В §1.2 излагается методика исследований в широком диапазоне экспериментальных условий кинетики изотермической и термостимулированной ионной поляризации/деполяризации окисла 8¡-МОП-структур.

§1.3, §1.4 посвящены разработке методики определения абсолютной величины поверхностного потенциала полупроводника % по квазиравновесным ВФХ МОП-структур С(У§). С одной стороны, максимально точное определение зависимости \|/5 от потенциала полевого электрода МОП-структуры необходимо как для анализа ВАХ структур с туннельно проницаемым окислом, так и для спектроскопии ПС. С другой стороны, данная

методика позволяет выяснить предельные возможности разработанной измерительной системы. Отклик МОП-структуры 1(Уг) при линейно изменяющемся со временем I потенциале У8=Уго+ру1 (У8о=Уг 1мь Ру=сош1 - скорость полевой развертки) содержит помимо емкостной компоненты тока 1с(У8)=Ср¥ активные компоненты 1а(У8)> обусловленные релаксационной поляризацией диэлектрика и его утечкой. Неучет активных компонент сигнала приводит к неконтролируемым погрешностям определения ВФХ. В МОП-структуре при изменении знака р, ток 1с изменяет знак, тогда как величина и направление тока утечки определяются лишь величиной и знаком УЁ. Как известно, усреднение отклика 1(Уг) при ¡Зу>0 и ру<0 позволяет выделить из наблюдаемого сигнала чисто реактивную и активную составляющие. Эффективность данного подхода демонстрируется на примере конкретной тестовой Э'г-МОП-структуры. Его следует считать ключевым моментом обработки результатов динамических измерений ВФХ и ВАХ. Далее анализируется вклад случайных и систематических ошибок определения квазиравновесных ВФХ в зависимость *|/5(У6). Наиболее существенны систематические ошибки определения «емкости окисла» С;, постоянной интегрирования в уравнении, связывающем с ВФХ, и численного интегрирования этого уравнения при ограниченном числе точек, регистрируемых на ВФХ. Предложены алгоритмы минимизации такого рода ошибок, позволяющие существенно повысить точность определения функции \(/5(Ув) и расширить энергетический интервал ЛЕ наблюдения плотности ПС. В частности, минимизация погрешности определения «емкости окисла» достигается за счет последовательного варьирования исходной оценки С;, рассчитываемой по формуле «плоского конденсатора». Наивысшая (=10_,%) точность определения С; имеет место при эквидистантности экспериментальной и идеальной ВФХ. Повышение точности определения зависимости \(/5(У8) обеспечивается новым методом анализа ВФХ, названным методом «^'¡Д^-диаграмм» 0|/5=сК(/3/(1Уг). Он основан на сопоставлении зависимостей у'3(1|/5), одна из которых измерена экспериментально, а вторая рассчитана по ВФХ идеальной МОП-структуры. Такое сопоставление позволяет найти постоянные интегрирования в областях обогащения »¡/50а(У60а) и инверсии ^отСУ^я) поверхности полупроводника в уравнении, связывающем с С(УЕ):

\1/,(У8)^1/5о(УЕо)+ {[ 1 - С(Уе )/С, ]с1У8, ч/50(УЕО)^8Оа(УЕОа), ^¡„(У^п). (1) Метод «г|/5Л|/5-диаграмм» эффективно реализуется в областях эквидистант-

ности экспериментальной и идеальной ВФХ, т.е. при значениях Уг, отвечающих отсутствию или очень низкой плотности ПС (С55«С5, где С5 - емкость слоя объемного заряда полупроводника, С55 - «емкость ПС»), Приводятся результаты компьютерного моделирования и экспериментальные данные для конкретной Б1-МОП-структуры, иллюстрирующие эффективность развитых подходов. В итоге минимизации систематических и случайных погрешностей определения С(УВ), С* и \|/5о чувствительность к изменению 1)/5 повышена до =0,1мВ, а интервал АЕ в пределах запрещенной зоны расширен до =0,9эВ, что позволяет фиксировать весьма малые (=5-107см~2) изменения интегральной плотности ПС. Наблюдавшиеся на ГР Б^БЮг ПС, энергетически локализованные у дна зоны проводимости Б1, не являются Рь-центрами; их происхождение связано, скорее всего, с присутствием в окисле вблизи его границы с положительных ионов - электронных ловушек, тун-нельно обменивающихся электронами с зоной проводимости кремния.

Методика наблюдения кинетики генерации неосновных носителей заряда (ННЗ) и туннельной проводимости окисла в 81-МОП-структурах представлена в §1.5. При заданной температуре Т=293К к полевому электроду п-БI-МОП-структуры прикладывается «ступенька» инвертирующего напряжения Уя<0 и измеряются зависимости тока 1(1), протекающего во внешней цепи, от I и У8. Семейство кривых релаксации 1(1,У„), определяемой темпом генерации ННЗ, в цифровой форме заносится в компьютер. Далее излагаются методы измерения туннельных токов сквозь тонкий и сверхтонкий окисел. В динамическом режиме при Т=293К измеряются прямые (У^О) и обратные (Уй<0) ВАХ. В первом случае (У^О) на полевой электрод подаются треугольные импульсы напряжения. Скорости нарастания и спада Уг составляют ру<0,02В/с. Токи регистрируются как в процессе нарастания УЕ, так и в процессе его спада. Это позволяет выделить как чисто туннельный ток - полусумма токов при нарастании и спаде так и квазиравновесную ВФХ (полуразность токов при нарастании и спаде Уг). Последняя необходима для точного расчета истинного падения напряжения на окисле. Измерения проводятся в широком диапазоне токов (5-1(Г'4-1СГ2А). В области 5- 1(Г14-1СГ8А используется вольтметр-электрометр В7-30. В диапазоне 1>1(Г10А ток измеряется ЭЦВ Щ-300. Во втором случае (Уг<0) наблюдения туннельных ВАХ на пилообразных сигналах напряжения невозможно вследствие крайне медленной генерации ННЗ. Поэтому измерения проводятся на «ступеньках» напряжения с последовательно возрастающей амплитудой. В начальный момент времени приложенное к полевому электроду обедняющее напряжение

Vв<0 практически полностью падает на полупроводнике. По мере генерации ННЗ (дырок) происходит перераспределение напряжения и все большая его часть падает на окисле. При определенной высоте «ступеньки» УЁ в соответствующий момент времени падение напряжения на окисле оказывается достаточным для появления туннельной проводимости, непрерывно нарастающей из-за продолжающегося перераспределения напряжения между полупроводником и окислом. Регистрация семейства характеристик 1(1) с параметром Уе позволяет найти по кинетике нарастания туннельного тока динамическую туннельную ВАХ. Процесс релаксации завершается установлением стационарного туннельного тока, отвечающего амплитуде данной «ступеньки» напряжения.

Во второй главе исследуется ионный транспорт в окисле ЗЬМОП-структур. В §2.1 резюмируется современное состояние исследований ионного транспорта в слоях вЮг на 81. Рассматриваются механизмы появления в окисле подвижных и связанных ионов и их природа. Аргументируется научная и прикладная значимость наблюдений воздействия подвижных ионов в окисле МОП-структур на электронную подсистему полупроводника и, наоборот, электронов полупроводника на ионную подсистему диэлектрика.

Изучение ионной проводимости диэлектриков приобретает особое значение в связи с разработками полевых транзисторов с изолированным затвором на основе широкозонных полупроводников (Са!Ч, ОаАБ, БЮ, алмаз и пр.) и новых изолирующих материалов с высокой диэлектрической проницаемостью £¡>5. В тоже время, формирование регулярного пространственного распределения ионов в изоляторе, индуцирующих в приповерхностной области полупроводника квантующий потенциальный рельеф, открывает перспективы нового подхода к реализации всевозможных низкоразмерных структур. Эти обстоятельства продолжают стимулировать интерес к изучению механизмов генерации и миграции ионов в изолирующих слоях на поверхности полупроводников тем более, что влияние электронов полупроводника на миграцию ионов по изолятору изучено слабо. Для разрешения упомянутых проблем необходимы комплексные исследования ионного транспорта с привлечением совокупности различных методов, обеспечивающих непосредственные наблюдения особенностей электропроводности изолятора, обусловленных эффектом нейтрализации ионов. В этой связи в §2.2, §2.3 представлены результаты измерений переходных токов ионной поляризации/деполяризации слоев БЮг в изотермическом и термостимулированном режимах. Здесь же приводятся данные наблюдений динамических ВАХ ион-

ной проводимости в условиях линейной развертки по напряжению. Аргументирован и развит новый неравновесный подход к описанию динамических ВАХ деполяризации. Считается, что в поляризованном диэлектрике у его границы с полупроводником сосредотачиваются свободные положительные ионы с плотностью N50- При этом ионной деполяризации препятствует естественный потенциальный барьер цУв (ц - элементарный заряд, V =У1;+Ук>0, - напряжение поляризации, Ук - контактная разность потенциалов затвор-полупроводник). В рамках диффузионно-дрейфового механизма переноса ионов имеем:

1=Ч8^01Ле^кТ. (2)

Здесь I - ионный ток, Б - площадь полевого электрода, д - дрейфовая подвижность свободных ионов, N0 - их трехмерная концентрация у ГР 8Ю2/81, Ё,, = ^/Ь, И - толщина окисла, к - постоянная Больцмана, Т - температура, у>1 - фактор неидеальности ВАХ.

При линейном уменьшении поляризующего напряжения изменение со временем поверхностной плотности поляризационного заряда N.. в изоляторе у его ГР с полупроводником определяется уравнением кинетики;

с!МЛк=-1/я8. (3)

При ^«N0 (Н, - трехмерная концентрация ионов у ГР 8Ю2/затвор) связь между N0 и Н дается соотношением М<эд2М32/2еов)кТ (е0- диэлектрическая проницаемость вакуума). Из (2) и (3) следует динамическая ВАХ:

V г> кт

эО

50

т

» 2укт .

2е0в,Ру

• 1/2 дУ, „2укт

(4)

Выражение (4) описывает узкий симметричный пик с полушириной Д1/2=(4укТ/сО-1п(1+72).

В точке максимума тока (1=1га, V, = У^) получаем:

чУ,„,/«кТ —

ЧЦЕ„тНо/2£оЕ;РУ

=УкТ1п

1т=Я28руЫ50/4кТ,Еы=У!?1,Л1 (5) 2цкТУет1т

(6)

Я^е^р2 '

Из выражений (2), (4) - (6) явствует: на начальной стадии деполяризации (V — V »кТ/ф ток не зависит от скорости изменения У8 - ру; график — прямая линия с наклоном - q/vkT; 1т возрастает с ростом (Зу, а положение максимума тока У^ сдвигается в сторону деполяризующих напряже-

ний, а с увеличением N50 - в противоположном направлении. При Т=сот£, независимо от ру и N50, значение V является линейной функцией логарифма комбинации 1т и У^: Уеп1ос[п(У8т1т/ру2).

Соответствующие расчету эксперименты проводились на структурах А1-5Ю2 (термический окисел, Ь=1700А)-п-81(100); 8=2,4- 1(Г2см2, концентрация доноров в 81 М(!=М013см~3. Образец поляризовался при То=сопз1<473К постоянным положительным напряжением УгР в течение-заданного времени ^ Величина N50 варьировалась изменением У8Р или 1Р и определялась численным интегрированием тока деполяризации по времени. В АХ ДУ^ (рис.1) регистрировались в функции от ру, N50 и Т.

Все рассмотренные выше следствия расчетов отчетливо проявляются на эксперименте: при малых Уё ток не зависит от ру; 1тссру; с ростом ру или с уменьшением N50 точка V сдвигается к меньшим Уг; зависимости 1п1—Ув следуют закону Аррениуса; У8т°с1п[У51111т/ру2]. Эти факты позволяют использовать результаты расчетов для определения по экспериментальным данным коэффициентов ионного транспорта - подвижности ионов ц и ее энергии активации Е„: |1(423К)г2,5-1(Г8, ц(453К)=1,1-1(Г7см2/В-с и Ец=0,80±0,05эВ. Величины ц. и Ец близки к наиболее надежно установленным для подвижных ионов в 8Ю2.

§2.3 посвящен изучению последствий электронно-ионного взаимодействия у ГР диэлектрик/полупроводник. Предлагается качественная физическая модель такого взаимодействия. Считается, что в изолирующем слое п-БьМОП-структуры присутствуют подвижные ионы с элементарным положительным зарядом, которые способны перемещаться только в пределах изолятора. Каждый ион и окружающая его матрица изолятора порождают локализованное электронное состояние. При заполнении последнего электроном образуется нейтральный ассоциат (НА) (ион+электрон). Учет нейтрализации ионов, диффузии НА, а также их распада приводит к новым представлениям о механизме ионного транспорта по изолятору. В поляризованной МОП-структуре ионы концентрируются у ГР 8Юг/81 и частично нейтрализуются за счет туннельных переходов электронов из слоя обогащения 81 на локализованные состояния. НА диффундируют вглубь изолятора, где термически распадаются. Электроны уходят на соответствующий электрод, а ионы под действием электрического поля в зависимости от его направления

__будут либо возвращаться к ГР Бх/вЮг (поляризующие поля), либо уходить к

контакту с полевым электродом (деполяризующие поля).

V,, В

Рис. 1. Динамические ВАХ.

№ ^о-КГ11, МО2,

кривой см"2 В/с

1 4,0 2

2 6,2 2

3 10 2

4 10 3

5 10 5

б 10 20

7 10 50

8 10 100

-10 12 3

т, к

Рис. 2. Кинетика изотермической ионной деполяризации 1(0.

Рис. 3. Термостимулированная ионная деполяризация.

В первом случае в слое окисла толщиной порядка X (длина диффузии НА) у поверхности Si возникнет незатухающая циркуляция частиц (ионов и НА), обусловливающая стационарный сублинейно зависящий от поля ток через диэлектрик. Во втором случае к переходному ионному току добавится компонента, определяемая диффузией и распадом НА, независящая от электрического поля.

Доказательства факта нейтрализации ионов электронами следуют из данных наблюдений проводимости окисла в термомодуляционном режиме. После поляризации образца при Т=Т0<473К его температура вначале понижалась до температуры, при которой ток оказывался нерегистрируемым, а затем увеличивалась до Т0. Закон изменения Т - произвольный. В стационарных условиях значения токов при одинаковых температурах, включая То, должны совпадать при сколь угодно большом числе циклов охлаждение -нагрев, а энергии активации проводимости Ео - быть больше Ей. Эти положения прекрасно воспроизводит опыт: уровни тока при всех фиксированных Т совпадают, а значения Eq, определенные по девяти последовательным измерительным циклам, составляют 1,19±0,03эВ. Сублинейность полевой зависимости стационарного тока при поляризующих напряжениях исключает возможность его интерпретации как электронного тока утечки, для которого типичны резко суперлинейные ВАХ.

Данная модель позволяет описать и закономерности изотермической ионной деполяризации. На ее начальном этапе (рис.2) наблюдается классический время-пролетный эффект (время пролета TnpCcVg-1). Значения ц и ее энергия активации, найденные по зависимостям tnp(Vg, Т), хорошо согласуются с полученными ранее - ji(423K)=2,5-10"8, ц(453К)= 1,1 • 1 (Г7см2/В• с, Е„=0,80±0,05эВ. При t>xnp возникает характерная область - все кривые релаксации I(t) сливаются в единую линию: ток перестает зависеть от поля. Это обусловлено тем, что при t>tnp ток определяется исключительно распадом НА, а на этот процесс электрическое поле не влияет. Распад НА происходит в узком прилегающем к полупроводнику слое изолятора за счет переходов электронов в зону проводимости полупроводника; диффузия НА при этом несущественна. Ток спадает со временем по квазигиперболическому закону: Icct41+8/X), где 5 - эффективная туннельная длина, Я - длина диффузии НА [1]. Неэкспоненциальная зависимость переходного тока от времени обусловлена дисперсией времен ионизации НА, связанной с пространственным распределением длин туннелирования. После того, как НА, расположенные в приповерхностном слое изолятора, распадутся, ток будет лимитироваться

диффузией по диэлектрику не распавшихся НА и их термоионизацией в его объеме с характерным временем т. В результате при От ток деполяризации будет спадать по экспоненциальному закону: 1осехр(-4/т) [1]. На эксперименте второй участок не проявляется, поскольку при температуре опыта т составляет З,6-103с, но уже по прошествии Ы03с ток становится неизмерим. Интегрированием кривых изотермической и термостимулированной релаксации поляризованной МОП-структуры оценены значения N50, плотности нейтрализованных М5П и свободных ионов и коэффициент нейтрализации 7=Нп/Н0=0,83.

Представленные экспериментальные данные и их интерпретация приводят к новым представлениям о механизме ионной термостимулированной деполяризации (ТСД), трактовавшейся ранее исключительно с позиций опустошения ионных ловушек. Кривые ТСД обнаруживают единственный максимум; нарастающие ветви тока значительно круче спадающих и следуют закону Аррениуса с энергией активации, не зависящей от деполяризующего напряжения Уес1<0; точка максимума тока Тт с ростом |\у сдвигается в сторону низких температур; зависимость 1(Т) в области спада тока с ростом все более выполаживается.

Ток ТСД хорошо описывается в рамках классического время-пролетного эффекта в режиме дрейфа малого заряда посредством соотношения 1=^8М5о|1оVй/Ь2)ехр(-Е,УкТ), где V,, =У8а+Ук. Определенная по этому соотношению величина Еи=0,87±0,05эВ, т.е. согласуется в пределах погрешности экспериментов со значениями найденными ранее. Это свидетельствует о доминирующей роли процесса термоактивации времени пролета свободных ионов на начальных стадиях нарастания тока ТСД.

Учет электронно-ионного взаимодействия, сопровождающегося образованием, диффузией и распадом НА, позволяет также интерпретировать области экстремума и спада тока ТСД. По мере истощения пограничного резервуара свободных ионов ток ТСД, достигнув максимума, должен был бы резко упасть до нуля. Этого, однако, не происходит вследствие связывания значительной части ионов на ГР БЮг/^ в НА. Максимум тока достигается после пролета к полевому электроду подавляющей части не нейтрализованных ионов. Далее переходной процесс определяется туннельной ионизацией «замороженных» НА: ток ТСД не зависит ни от величины деполяризующего напряжения, ни от скорости нагрева (Зт, являясь лишь функцией времени отсчитанного от момента 1:т достижения максимума тока. Ток ТСД при этом

определяется дисперсией времен туннельной ионизации НА: Ioc(t-tm)"<1+8a). Кривые ТСД приобретают нетрадиционную форму - спад тока происходит гораздо медленнее, чем его нарастание (рис.3).

В главе 3 исследуется влияние ионной поляризации окисла на характеристики n-канальных кремниевых полевых транзисторов с изолированным затвором. В §3.1 наблюдалось воздействие поляризации окисла на эффективную подвижность электронов (Je в инверсионном канале транзистора. Поляризация осуществлялась по обычной методике (§1.2). До и после поляризации регистрировались зависимости тока стока Id от потенциала затвора Vg при напряжении на стоке Vd=0,lB. Поляризация окисла сопровождается незначительным сдвигом порогового напряжения, а после поляризации возрастает более чем в три раза и оказывается большей цс в массивном кремнии с эквивалентным уровнем легирования (р.е=1400см2/В-с, Т=293К) (|ic определялось по стандартной методике эффекта поля — по производным dId/dVg). Значения це в неполяризованном транзисторе (=820см2/В-с) типичны для подвижности эффекта поля. Максимальное значение при Т=293К в поляризованном образце =2645см2/В-с. С понижением Т це растет пропорционалньно Т0'82, достигая при Т=203К 3596см2/В-с. По существующим теоретическим представлениям увеличение |Хе может быть связано с сильными структурными напряжениями в поверхностном слое Si, обусловленными локализацией у ГР Si02/Si высокой (~6-1013см-2) плотности ионов.

В §3.2 исследуется воздействие на ионной поляризации подзатворного окисла в режиме саморазогрева транзистора током канала. При заданном потенциале затвора Vg=20B последовательно увеличивалось напряжение на стоке до уровня Vd>5B, при котором начинался саморазогрев транзистора. На рис.4 приведена типичная динамика зависимости Id от t (Vd=6,73B). Точкам на кривой Id(t) 0+10 отвечает последовательность температур, указанных на рисунке. Начальный спад Id обусловлен уменьшением с повышением Т, его последующий рост - с увеличением |ie, вследствие поляризации окисла, сопровождающейся локализацией положительных ионов в SÍO2 у поверхности Si. После завершения поляризации (Id перестает зависеть от t) напряжения питания транзистора отключаются, прибор охлаждается до Т=293К и измеряются зависимости Id(Vg) при Vd=0,lB. Затем по производным dId/dVg определяется jie. Оказывается, что как и в §3.1, спонтанная поляризация окисла сопровождается увеличением це (от 808 до 1856см2/В-с), Id и крутизны, а также небольшим уменьшением порогового напряжения.

5 - 420К

6 -429К

7 - 432К

8 - 435К

9 -436К 10 -437К

200

Рис. 4. Зависимость тока стока от времени {в режиме джоулева разогрева полевого транзистора.

240

Рис. 5. Кинетика тока генерации неосновных носителей заряда.

Исходные свойства спонтанно поляризованного транзистора полностью восстанавливаются после деполяризации окисла. Таким образом, эти данные очень хорошо согласуются с полученными в §3.1.

Характеристики транзисторов, модифицированные ионной поляризацией окисла, как в принудительном, так и в спонтанном режимах сохраняются при комнатной температуре в течение многих месяцев. Этот факт можно использовать для записи информации, т.е. для создания «элионных» запоминающих устройств.

Четвертая глава посвящена анализу новых возможностей создания стабильных, перестраиваемых и самоорганизующихся наномасштабных электронных систем пониженной размерности путем формирования в диэлектрике у его границы с полупроводником специального профиля распределения локализованного ионного (электронного) заряда, индуцирующего в поверхностном слое полупроводника квантующий потенциальный рельеф. Эти возможности базируются на способности Б ¡-МОП-структур (в частности, МНОП-структур и Б ¡-МОП-транзисторов с «плавающим» затвором) длительно (~108с) сохранять поляризационный ионный (электронный) заряд в окисле у поверхности кремния. Рассматриваются перспективные методы профилирования распределения плотности заряда, основанные на локальной инжекции в тонкий диэлектрик электронов или ионов остросфокусирован-ными пучками, на локальной электронной или ионной поляризации диэлектрика в сканирующем туннельном микроскопе, а также на принципах самоорганизации наноскопических образований, вытекающих из известного свойства ионных зарядов спонтанно формировать в диэлектрике области субмикронных размеров. При характерном масштабе размерного квантования 5=100А необходимая амплитуда потенциального рельефа ДШ1эВ требует вариации плотности локализованного поверхностного заряда ДМ5г5-1013см~2 (Ди~я2Д1Ч55/е,, где е, =8 - средняя диэлектрическая проницаемость области контакта БЮ?/^). Значения Н такого порядка легко достигаются при туннельной, лавинной или фотоинжекции электронов (дырок) в слой окисла в неразрушающих электрических полях <5-106В/см. Близкие к требуемым для размерного квантования плотности встроенного поверхностного заряда N¡=3- 10,3см'2 несложно получить за счет ионной поляризации окисла. Как явствует из §2.1, имеются широкие возможности выбора природы подвижных ионов и диэлектрика, методов введения подвижных ионов в диэлектрик, а также режимов миграции ионов в диэлектрике. Таким образом, ионный транспорт в диэлектрике, воспринимавшийся до сих пор, как

негативное явление, сопровождающееся деградацией характеристик МОП-приборов и интегральных схем и снижением их надежности, приобретает реальную научную и практическую значимость. Общее преимущество рассматриваемой методологии формирования низкоразмерных систем - возможность перестройки их конфигурации путем стирания (за счет термического, полевого или термополевого стресса) и перезаписи зарядовых «изображений». Перспективы реализации такого рода систем рассмотрены на примере структуры кремний/окисел, сочетающей уникальные физико-химические свойства с развитой технологией.

В §5.1 (глава 5) рассматриваются базовые каналы генерации неосновных носителей заряда (НТО) в Si-МОП-структурах. При одновременной активности пяти известных каналов генерации — рождение электронно-дырочных пар через поверхностные центры генерации (ПЦГ), объемные уровни в полупроводнике и по периферии полевого электрода, а также генерация ННЗ в краевых полях, обусловленных локальной неоднородностью ГР Si02/Si и, наконец, термодиффузия ННЗ из электронейтрального объема полупроводника - общий темп термогенерации ННЗ (для определенности -дырок) - сумма темпов генерации отдельных каналов.

В современных Si-МОП-структурах объемные каналы генерации, как и канал генерации, связанный с рождением дырок в краевых полях локальных неоднородностей гетерограницы, практически не проявляются. Следовательно, накопление дырок у неравновесно обедненной поверхности Si при комнатной температуре должно определяться темпами их генерацией через ПЦГ как под полевым электродом (Gss), так и по его периферии (Gsp). Особенности генерации ННЗ через ПЦГ анализируются в §5.3 на основе теории [2], построенной в рамках статистики Шокли-Рида-Холла. Величина Gss без учета рекомбинации дырок описывается выражением

С55=|с1ЕМи(Е)/(тс+ту), (7)

Ее

где Ес=0 - дно зоны проводимости, Ev - потолок валентной зоны, Ev-Ec=Eg -ширина запрещенной зоны Si, NSS(E) - спектральная плотность ПЦГ, тс=тс0ехр(Е/кТ), tv=xvoexp[(Eg-E)/kT] - времена жизни электронов и дырок на ПЦГ с энергией Е, EC<E<EV, предэкспоненциальные факторы тс0, ту0 считаются слабо зависящими от энергии Е. Из (7) следует, что темп генерации Gss не должен зависеть ни от t, ни от Vg. Реально (7) описывает лишь начальную стадию рождения электронно-дырочных пар, т.е. стадию далекую от равновесия при p(t)<p*«pK, где p(t) и рот - трехмерные концентрации дырок, нако-

пившихся у поверхности полупроводника к моменту времени равновесии соответственно, р'=^(тУО/^со)'/2ехр(-Ег/2кТ) - характерная объемная концентрация дырок у поверхности полупроводника, - эффективная плотность состояний в валентной зоне. При р(0>р* 055 резко падает вследствие установления квазиравновесия между электронами, захваченными на ПЦГ, и свободными дырками. Величина р* достаточно мала: для при Т=293К р*=П1=8,34-109см_3, ей соответствует поверхностная концентрация р*5=р*8ое5кТ/(я2Ы^)£104см~2 (щ -собственная концентрация носителей заряда в 81, Ы^Ю^см-3 - концентрация доноров, хсо=Туо, \\М0"4см - ширина неравновесного слоя обеднения в Бг, е0 и е5 - диэлектрические проницаемости вакуума и полупроводника). Следовательно, на основной стадии генерация дырок должна протекать в условиях квазиравновесия. На этой стадии после накопления у ГР концентрации дырок р»р* темп их генерации через ПЦГ падает в 2ехр(Е6/2кТ)>109 раз. Поэтому равновесная концентрация дырок у ГР БЮг/Бх при их генерации через ПЦГ установится более, чем за 104 лет. Наблюдения конечных времен релаксации неравновесного состояния Бь МОП-структур свидетельствуют о доминирующей роли генерации дырок через ПЦГ, локализованные по периферии полевого электрода.

В §5.4 приводятся результаты исследований генерации дырок на ступенчатых сигналах напряжения в п-Б ¡-МОП-структурах с планарно-неоднородным диэлектриком (рис.5 вставка) (111=100А, 1^=3200А - толщины тонкого и толстого окисла, 81«82«8=4-10^ см2 - площади полевых электродов над тонким и толстым окислами), позволяющим имитировать эффект периферического рождения электронно-дырочных пар. Кинетика генерации дырок в такой системе должна стать необычной. При приложении к полевому электроду обедняющего напряжения Уе<0 в начальный момент времени 1=0 зоны в полупроводнике изогнутся вверх и возникнут слои неравновесного обеднения различной ширины Wl(hl)>W2(h2). У поверхности полупроводника появятся две потенциальные ямы для дырок с различной глубиной, более глубокая возникнет под слоем тонкого изолятора. Генерация дырок через ПЦГ будет протекать в обеих ямах, но на начальной стадии в мелкой яме накопление дырок окажется невозможным: они будут стекать в глубокую яму. Мелкие ямы возникнут также в областях склона потенциала, созданного краевыми полями затвора по его периферии. Рождающиеся в этих областях дырки, «втягиваясь» под полевой электрод, будут вносить дополнительный вклад в заряд инверсионного слоя глубокой ямы.

Как только в глубокой яме установится квазиравновесие дырок и элек-

тронов на ПЦГ (1=11), темп генерации 0Б5 резко упадет, но не до такого уровня, до которого он упал бы в случае однородного по толщине диэлектрика; взз останется достаточно высоким, поскольку он будет определяться темпом генерации дырок в мелкой яме, где квазиравновесие еще не наступило. Эта ситуация будет сохраняться до гомогенизации поверхности полупроводника под общим полевым электродом, ^(Ь^^О^). После этого (^г), в обеих ямах установится квазиравновесие дырок и электронов на ПЦГ, и 035 должен резко снизиться до уровня, характерного для структуры с однородным диэлектриком. Этого, однако, не произойдет, поскольку краевой эффект будет поддерживать 055 на достаточно высоком уровне.

Ток генерации, протекающий во внешней цепи, должен описать три «ступеньки»: первую - до момента прихода к квазиравновесию в глубокой яме между электронами, захваченными на ПЦГ, и свободными дырками у ГР (0<Ш1), вторую - до момента гомогенизации (^<^2) и третью - от момента До момента достижения полного равновесия (1=^). Третья ступенька будет обусловлена генерацией дырок по периферии полевого электрода. В этой, самой мелкой, яме, всегда возникающей вследствие краевого эффекта, квазиравновесие между электронами на ПЦГ и свободными дырками из-за их постоянного стекания в более глубокие ямы под полевым электродом может быть достигнуто только после образования равновесного слоя инверсии на

Результаты соответствующих экспериментов представлены на рис.5 и в таблице. Табличные данные, характеризующие начальные (t=0, индекс 0) и конечные, равновесные [t=trj, I(tx>)=0,1(t) - ток генерации НЮ, индекс оо] состояния МОП-структуры под тонким (индекс 1) и толстым (индекс 2) окислами, рассчитаны на основе соотношений, связывающих I(t) и Vg с W(t),

ГР.

Vs(t), ps(t),Vi(t),VFB,h:

ps(t, Vg)+NdW(t, Vg)=(qS)~' jl(t,Vs)dt,

(8)

0

he,

(9)

1/2

Ps=o(Vg)+NdWm(Vg)=

.-ЧЧ^'кТ v ФУ;

kT

Ps(t)+NdW(t)=-(soSi/qh)Vi(t)=-(eoSi/qh)[Vg-vi/s(t)+VFB] Vs(t, Vg)=-qNdW2(t, Vg)/2eoSs-

(П) (12)

Здесь Ьп=(Ео£5кТЛ121^1)1/2, - падение напряжения на окисле, \|/3, выраженный в вольтах, отсчитывается от дна зоны проводимости в электронейтральном объеме 31; у5<0 в состояниях обеднения и инверсии, УРВ - напряжение «плоских зон».

Таблица

\ Тонкий окисел, Ь1=100А Толстый окисел, Ьг=3200А

я о _ § 5? 8" ё О о! 4—1 >° со 1 о "Г Е э!и w„1•lo^ см о % 3 г +_ "I £ э? ® "о ■Г Е £ Э? Я 1 см о Чё ? О, ¡та >ГИ

1 6,19 5,8783 5,9914 1,9647 1,9835 0,9315 0,9326 0,7821 0,7826 1,1041 1,1285 2,7002 2,8132 1,3316 1,3592 0,7600 0,7621 0,7064 0,7074 3,9488 4,0979 0,441 0,6648

2 4,63 4,3439 1,6890 0,9140 0,7748 0,7720 1,7932 1,0851 0,7406 0,6974 2,8763 0,387

3 3,05 2,7950 1,3548 0,8859 0,7627 0,4379 1,0274 0,8214 0,7069 0,6813 1,8605 0,423

4 2,65 2,4041 1,2565 0,8761 0,7585 0,3542 0,8148 0,7315 0,6873 0,6718 1,5838 0,392

5 1,60 1,3824 0,9528 0,8251 0,7361 0,1390

Величина УРВ1 рассчитывается интегрированием кривой 1 (рис.5) с использованием выражений (10) - (12). Найдено Унв1=0,129В. Эта величина Урв1 считается одинаковой для всего семейства кривых 1(0- С данным Урв1 из (9), (11) и (12) определяются значения ЧУ01, у5(н (р5=0) и ^У,,]^), »|/5„1(Ув) (рд—р^до). Значение УРВ2 рассчитывается по (11). При этом учитывается, что для каждой из кривых 1(0 в точке гомогенизации образца ^ уз1(У8, 12)=\^о2(Уе) - времена окончания первых широких ступенек на кривых 1-4]; у^г) - находится интегрированием зависимости 1(0 в пределах на основании (8) и (11). По Ч^огО^Н^Ог) согласно (12) определяем ^^огОз). Поскольку в точке гомогенизации дырки в мелкой яме еще отсутствуют [рйОг^О] уравнение (11) позволяет найти УРВ2- После подстановки УРВ2 в трансцендентное уравнение, получающееся в результате приравнивания правых частей (10) и (11), рассчитываются у5оо2(Ув) и р5т2(У8)+Н11\Уа02(Уг), а затем, в соответствии с (12) - Wíю2(Vg)•

Результаты опытов хорошо согласуются с рассмотренными выше за-

кономерностями. При напряжениях |Vg|>2,65B ток I(t) описывает две ступеньки, причем первая из них положе, чем вторая. С понижением |Vg| высота обеих ступенек понижается, а их продолжительность сокращается.

Зависимость тока от Vg и пологость ступенек, нехарактерные для генерации ННЗ через ПЦГ в однородных МОП-структурах, непосредственно свидетельствуют об активности периферического- краевого- канала генерации: по мере накопления дырок под полевым электродом сокращается ширина периферической, самой мелкой, ямы и скорость генерации ННЗ падает; наоборот, с ростом |Vg| ширина этой ямы увеличивается, зона генерации расширяется и ток возрастает.

В области |Vg|<2,65B с уменьшением |Vg| уровень тока генерации последовательно снижается, и зависимости I(t) описывают единственную ступеньку (рис.5, кривая 5). Ее следует связывать с рождением дырок только по периферии затвора под тонким окислом, т.е. исключительно с краевым эффектом. Этот вывод подтверждается аналогичными кривой 5 зависимостями I(t), характерными для n-Si-МОП-структур с однородным по толщине диэлектриком.

При больших |Vg| (кривые мелкая яма фактически имитирует периферию структуры, но в иных условиях: геометрические размеры мелкой ямы не изменяются, и вплоть до момента гомогенизации обеих частей объекта (tst2) темп рождения электронно-дырочных пар Gss через ПЦГ на ГР Si с толстым окислом остается постоянным, т. е. дырки в мелкой яме рождаются в безрекомбинационном режиме, описываемом соотношением (7). Соответствующий ток генерации, очевидно, равен разности высот первой и второй ступенек, наблюдаемых на кривых I(t): AI=I2—1з=3-10~12А (рис. 5, кривая 1). Следуя (7), имеем: AI=qS2Gss=(^/2)qS2[exp(-Eg/2kT)]Nss,kT/Teff, Nss*=Nss(Eg/2), что позволяет достаточно строго рассчитать величину отношения Nss*/tc£r: Nss*/Teff=4,7-1021 см~2эВ~' с"1, Gss=AI/qS2=4,25-1010cm~v1 (Т=293К, Е£=1,12эВ, S2=4,405-10^cm2). Плотность ПЦГ у середины щели Si -Nss - достаточно точно определяется посредством квазиравновесной воль-темкостной спектроскопии (см. §1.3): найдено Nss*=6,4-1010cm~23B_1 и "Ceff=[vTCfefi(NcNv)1/2]",=l,5-10~11c (vT - тепловая скорость ННЗ, creff- эффективное сечение захвата ПЦГ); при vt=107cm/c, (NcNv)1/2= 1,72-1019см~3 (Т=293К) получаем аей=4-10-1бсм2. Приведенные значения Nss\ Tefr, cjefr и Gss очень хорошо согласуются с литературными данными.

Выше отмечалось, что при переходе к квазиравновесному режиму генерации Gss падает в exp(Eg/2kT) раз. Следовательно, в отсутствие

периферического канала рождения дырок после гомогенизации структуры величина 055=4,25- 1010см~2с~' должна была бы упасть до уровня 0,5 =4,25-10|0/ехр(Е8/2кТ)=9,9см'2с_1, а равновесный инверсионный слой даже в мелкой яме при У8=-6,19В образовался бы за (р5«2+Н)\УЮ2)/Ои=1280 лет; р5оо2+К^л2=4-10"см-2.

Таким образом, наблюдения генерации ННЗ в МОП-структурах с пла-нарно-неоднородным диэлектриком, с одной стороны, демонстрируют .необычную, дискретизированную кинетику тока, а с другой - позволяют на базе простых и экспрессных измерений точно и детально охарактеризовать приповерхностные области полупроводника под толстым и тонким изолятором в состояниях неравновесного обеднения и инверсии, найти напряжения «плоских зон», а также оценить параметры центров и темпы реальной и «виртуальной» поверхностной генерации.

В начале шестой главы рассматриваются основные представления о туннельном переносе электронов в МОП-структурах с тонким и сверхтонким подзатворным диэлектриком в режимах прямого туннелирования и туннели-рования по Фаулеру-Нордгейму. Показано, что определения туннельных ВАХ в таких структурах требует развитие строгого подхода к нахождению зависимости падения напряжения на окисле У1(У8). §6.1 посвящен измерениям и анализу кинетики генерации ННЗ в условиях проявления туннельного эффекта. При высоких обедняющих напряжениях Уг электроны, туннели-рующие из затвора в слой обеднения п-81, оказываются в нем сильно разогретыми (рис.6), что должно проявляться в возрастании темпа генерации дырок вследствие ударной ионизации в этом слое. Кинетика развивающегося при этом переходного процесса, завершающегося образованием равновесного слоя инверсии, должна приобрести необычный вид: на зависимостях тока I от времени г должны проявляться резкие пики. Начальное состояние структуры (1=0) и его эволюция во времени - функции высоты ступеньки обедняющего напряжения УЕ<0 и темпов поверхностной и/или объемной генерации дырок. Описание в этой ситуации кинетики тока 1(1) требует установления зависимостей У^), туннельного тока 1^), и коэффициента ударной ионизации а. По теореме Гаусса поле в диэлектрике

р1(0=у,а)/ь=[УЕ-Ч/5(0]/ь=-{я[(рза)+ы^(1))]+д5з} /808, (13) Поверхностный потенциал 1|/5 и ширина ОПЗ связаны соотношением (12). Здесь О^е^Урв/Ь. Измеряемый во внешней цепи ток:

п'-БкР БЮ, п-8!:Р

Рис. 6. Зонная диаграмма структуры в состоянии неравновесной инверсии.

Рис. 7. Кинетика тока генерации неосновных носителей заряда в п-БьМОП структуре при наличии туннельного тока.

I(t)=qS^(ps+NdW)+Sj^=qS^(l+hss/siWr1+Sjt=S[ag+ajt)(l+hEs/EiWr1+jt])(14) ш ш

Б - площадь МОП-структуры, qdps/dt=jg+ajt, ]8 и ^ - плотности тока термической генерации дырок и туннельного тока Ток ударной генерации дырок ¡¡ДО считается равным а1ь где а=соп$1. Это физически оправдано, поскольку протуннелировавшие сквозь окисел электроны оказываются в слабом поле ОПЗ Р=у5ЛУ=яН)\У/2е085~1 04В/см (]Чй=2-10|5см~3, щ=0,9В, W~lмкм), в котором развитие лавинной ионизации невозможно. В несильно легированном (Н1<101бсм~3) даже минимальная ширина обедненного слоя в равновесии при глубокой инверсии Wm=[4E0sskTln(Nd/n¡)/q2Nd]1/2»hss/s¡. Поэтому Ье/е^«!, (14) упрощается, 1(1)-18№=Л1№=( 1+01)1^), и

1,(1)=Д1(1)/(1+а), 1!т(1)=аДВД/(1+а). (15)

Плотность туннельного тока -

][=^У;2ехр(-БФг:3/2ЬА^,)( (16)

Лгсопэ!, В=4(2т1*)'/20(и)/^Ь, 9(и) - функция Нордгейма, и=[2ч3Р](^-ц)/ /(^-^)^Ф82]|/2, Ф8 - высота барьера на контакте затвор/окисел, т,* - эффективная масса электрона в окисле, Ь - постоянная Планка, Ц и ^ - высокочастотные диэлектрические проницаемости окисла и полупроводника.

Из (9) и (12) вытекает: для типичной Б ¡-МОП-структуры (е3=^=11,9, £¡=3,9, £¡=2,13, Ма=2-1015см_3) с толщиной окисла Ь=100А при обедняющем напряжении УЁ равном, например, - 7В (при этой оценке полагаем Урв=0) поле в окисле в начальный момент времени (1=0, Рз=0) Р|0=У,о/Ь= =^8-1(/5о|/11=2-105В/см (Рю=Р;|1=0, Ую=У;| ,.0, у50=у5| ,ш0). В таких электрических полях туннельный эффект несущественен. Между тем по мере термической генерации дырок начнется перераспределение напряжения У8 между окислом и слоем обеднения 81: согласно (9), (12), (13) с увеличением р5 напряжение У[ будет расти. В равновесном состоянии инверсии (1=100, р3=р5Я) потолок валентной зоны окажется вблизи уровня Ферми 81, и ^даМ^в! ,„м =(Е8-Ер)/я= =0,88В, где Ег=1,12эВ - ширина запрещенной зоны 81, а ЕРаО,24эВ - энергия Ферми (Ка=2-10|5см"3, Т=293К). Тогда Р|м=Р;| =|У8-\|/ет|/Ь=6,12-10бВ/см, и туннельная проводимость окисла должна стать значительной. Туннелирова-ние, разумеется, начинается при меньших Б;, стимулируя генерацию ННЗ, повышение темпа которой вследствие ударной ионизации приведет к ускорению роста VI и Бь что, в свою очередь, увеличит туннельный ток и т.д.

Процесс нарастания тока завершится либо электрическим пробоем структуры, либо резким спадом тока (вследствие «включения» рекомбинации дырок) и переходом к квазиравновесному состоянию инверсии со стационарным туннельным током.

Отсюда явствует специфическая кинетика переходного процесса: начиная с некоторого критического значения Vg на зависимостях I(t) следует ожидать появления резких пиков тока с крутонарастающими и спадающими ветвями, в которые вплоть до прихода ОПЗ к равновесию, а туннельного тока к стационарному уровню, будут вносить вклад как туннельный ток, так и ударная генерация ННЗ. До начала резкого подъема тока на зависимости I(t) должен существовать латентный период, длительность которого лимитируется темпом термической генерации ННЗ.

На рис.7 представлены в функции от Vg типичные зависимости 1(1), измеренные на n-Si-МОП-структуре с планарно-неоднородным окислом при 293К. Эволюция кривых I(t) с ростом |Vg[ полностью согласуется с рассмотренными представлениями. При относительно небольших |Vg| ток описывает две ступеньки (см. главу 5). С увеличением |Vg| вначале возникает третья ступенька - стационарный ток (1мз=3,080-10~13А, кривая 3), а затем в области второй ступеньки появляется минимум тока, переходящего в резкий пик, завершающийся выходом на новый стационарный уровень I=Itco4=7,787-10"'2A (кривая 4). Далее будет показано, что It0o3,1юо4 - суть стационарные туннельные токи сквозь тонкий окисел. Идентификация по кривой 4 (Vg4=-7,4B, рис.7) вкладов в ток I4(t) туннелирования - It(t) и ударной генерации - Iim(t) [см.(15)], а также восстановление туннельной ВАХ - It(Vj4) требует определения значений VFb и а. Наиболее близкая к кривой 4 кривая 3 - I3(t), Vg3=-6,4B - не содержит особенностей, связанных с ударной генерацией дырок. Численное интегрирование этой кривой по времени до момента установления равновесного состояния инверсии [t=tx,, 1з(и)=Г1шз] определяет равновесную плотность поверхностного заряда Qs„](Vg3) в инверсионном слое под тонким окислом:

to

Qs.o3(Vg3)=q[Psoo3(Vg3)+NdW003(Vg3)]=Sr1 / I3(t, Vg3)dt; (17)

Si=4-10~4cm2 - площадь полевого электрода над тонким окислом. Строго говоря, в уравнение (17) следовало бы ввести поправки, обусловленные сокращением в процессе релаксации ширины ОПЗ Si под тонким и толстым окислом и ответвлением части общего тока I(t) в область структуры под толстым окислом. Однако эти поправки имеют противоположные знаки и

практически компенсируют друг друга. Интегрирование в (17) дает: С>»з(У£з)=1,745-1 О^Кл/см2, (р^з+Н^з)! ^ =_мв=1,089-1013см"2.

С другой стороны, Озооз^зУя^Рз^^зЭ+К^оозС^з)] определяется выражением (9). Из этого условия получаем трансцендентное уравнение, определяющее равновесный поверхностный потенциал \|/5оо3(У8з)=-0,931В. Подставляя в (13) значения р 5Жз (Угз^^ "\Уоз(У6з) и у^зО^), находим при У8з=-6,4В величину УРВ=0,408В. Следуя (13), имеем: У|ооз=Уез-^з»з(Угз)= =-5,469В, Р|Жз=Удаз/111=5,469-10бВ/см. Выражая для кривой 4 из уравнения (13) величину 05*4(У84Уя:=[рОТ4(У84)+МС|\\'х4(У84)]= =(е0Е1/Ь1я)[-У84+Ч/5=о4(У84^рв] и приравнивая правую часть этого равенства к правой части (9), получаем уравнение для определения у^У^) при У84=-7,4В, Урв=0,408В. Его решение у5оо4(У84)=-0,940В; тогда У|ос4= =У84-^«о4(У84)=^6,46В, (Рзоо4^^„о4)=1 ,303- 1013см~2 и 0^=2,0874 О^Кл/см2. В итоге регистрируем две точки на стационарной ВАХ туннельного тока: ^(УиозХ

Перейдем к оценке а. Учитывая плавность вторых ступенек на кривых 1-3 (рис.7) и наличие на них областей эквидистантности, будем полагать, что при отсутствии туннельной проводимости окисла кривая 4 имела бы характер, подобный характеру кривой 3. Аппроксимируем зависимость 1(1:) в области плато второй ступеньки на кривой 3 полиномом вида I ёз(0= = I оз(1оз)—ае(1—1оз)—у(1—1оз)2. Его коэффициенты Т оз(^з), ае и у находятся методом наименьших квадратов. Результаты аппроксимации изображены на кривой 3 точками. Этим же полиномом I 84(0 с заменой I озОоз)-* 1(мС^и) при 1:04=62,5с область плато второй ступеньки кривой 4 - 1г4(1:) - экстраполируется вплоть до 1=гт (штриховая линия). Функция I г4(1) хорошо описывает зависимость 1г4(0 в диапазоне 62,5<1<68с, а штриховая линия эквидистантна кривой 3 на интервале 62<к85с. Разность значений токов между нарастающей ветвью кривой 4 и штриховой линией, являющейся приближением тока термогенерации в отсутствие туннельного эффекта, при Шт - ДВД - содержит лишь компоненты, обусловленные туннелированием и ударной генерацией НЮ [см. (15)]. На кривой 4 должна существовать точка 1=-Тх такая, что У,4ах)=Ум, где Ум=У8з-У5соз=-5,469В, а 1,(1Х, Ум)=11оо3(Ум)=3,08-1(Г13А -стационарный туннельный ток на кривой 3. Уравнение для определения точки 1Х следует из (13) при У4(1х)=Ут3:

-еое&ЬГ'О^ + УРВ) - Я8,[р54(0 + ,)] = )14 (1)Л . (18)

о

Интегрируя кривую 4 до получения заряда Б1 <Зет3(Угз)= - 1Ь(У^ УРВ)= =6,98ЫО~10Кл, находим ^=84,8с, Д1(1х0)=( 1+а0)1,*3=6,406-1 (Г12А и (1+ао)=2,08, а0=1,08. Нулевое приближение а=ао- заведомо занижено, поскольку интеграл в (18) завышен на величину вклада от туннельного тока. Учитывая это обстоятельство и используя (18) получаем следующую итерацию а]=1,19. При дальнейших итерациях величина а практически не изменяется: а=1,2±0,2.

Возможен и независимый подход к определению а. Замечая, что полный заряд от протекшего до наступления равновесия во внешней цепи тока УЁ4) отличается от равновесного заряда инверсионного слоя 31СЬсо4(У84)=8>35-1(Г|0Кл на величину интеграла от туннельного тока, имеем:

|14(1, Ув4)Л+][140, У£4)]с11-81д,Л4(У84)=]1[(0<11+']11(1)(11. (19)

о Ь О Ь

Первый член в левой части (19) - 8,Зб-10_10Кл - много больше второго (0,25-Ю~10Кл), поэтому вкладом последнего в интеграл от туннельного тока

[второй член в правой части (19)] можно пренебречь, и тогда

о

<т

=0,26-1 (Г1 °Кл=( 1 +а)-1 /АВДЛ=(1+а)"1-0,59-10"1°Кл, (1+а)=2,27, а=1,27, что

а

очень хорошо согласуется с найденным выше коэффициентом ионизации.

Как явствует из зонной диаграммы (рис.6), максимальная энергия Е;т, которую может приобрести электрон, попадающий в ОПЗ Б! со дна зоны проводимости окисла, равна Ф^|\|/500|=4,2эВ (Ф5=3,23эВ, я|\|/5<Х)|=0,94эВ). Эта величина Е™ близка к средним энергиям рождения электронно-дырочных пар при облучении Б! быстрыми электронами - 3,6±0,4эВ и 4,5±1,5эВ [3]. Данный факт можно рассматривать как свидетельство адекватности механизма проявления туннельного эффекта в генерации ННЗ.

Соотношения (13) и (15) позволяют выразить в параметрической форме динамическую ВАХ туннельного тока:

Ув4)=ДВД/(1+а), (15)

ь 'т

-ум(1, Уг4)=Д- } [14(1, У64)- (1+а)-1 ДЩЛ+Урв. (20)

Соответствующая (15) и (20) ВАХ представлена на рис.8 в координатах

Фаулера-Нордгейма сплошной тонкой линией. Полые точки отвечают уровням стационарных туннельных токов. Штриховая линия - приближение экспериментальной ВАХ методом наименьших квадратов. Стационарные туннельные токи практически накладываются на динамическую ВАХ. Это указывает на применимость использованного подхода к анализу генерации НТО в МОП-структурах при наличии туннельной проводимости окисла и ударной ионизации.

Длительность латентного периода и положение точки 1га (рис.7) определяются темпом термогенерации ННЗ, зависящим от технологии формирования и геометрии МОП-структуры, от Уг, температуры, состава окружающей атмосферы и от других факторов. Например, время достижения равновесного состояния инверсии в БьМОП-структуре с однородным по толщине окислом и с подавленным эффектом краевой генерации ННЗ может составлять многие годы. Поэтому время «включения» туннельной проводимости окисла и положение точки 1:т могут быть необозримо велики. Аналогичная ситуация возникает при понижении температуры, а также в МДП-структурах на основе широкозонных полупроводников (БЮ, ваМ и пр.). При таких условиях время становится однозначной функцией внешних воздействий, стимулирующих рождение электронно-дырочных пар (освещения, радиации, изменения состава внешней среды и т.д.). Возможность изменения ^ в очень широких пределах целесообразно использовать для реализации различного рода интегрирующих и пороговых сенсоров.

В §6.2 приводятся результаты измерений туннельных ВАХ п-БьМОП-структур со сверхтонким (Ь<50А) окислом. Измерения зависимости тока I от потенциала полевого электрода У8 проводятся на треугольных импульсах напряжения как при его нарастании (скорость развертки ру>0), так и при его спаде (Ру<0) (см. §1.3). ВАХ 1(Уг) помимо туннельной компоненты ЦУг) содержит емкостную составляющую 1с(Уг). Следовательно, для преобразования ВАХ 1(У8) в ВАХ 1,(У8) и далее в ВАХ ЦУ) необходимо располагать квазиравновесной ВФХ исследуемой структуры А1-п+-81-8Ю2- (100)п-8г.Р (1Ч<1=2-1015см~3}-А1. Искомая ВФХ определяется по алгоритму, изложенному в §§1.3, 1.4. Для трансформации ВАХ 1(У8) в ВАХ 1((У) следует найти зависимость У;^):

у(у8)=у8-урв-уз(у8). (21)

Методика расчета функции у5(У8) описана в §§1.3, 1.4. Она основана на теории ОПЗ полупроводника Гарретта-Браттейна [4]. Однако в случае сверхтонкого окисла емкость МОП-структуры С—>С\ при плотностях

- V."', В''

Рис. 8. ВАХ туннельного тока в координатах Фаулера-Нордгейма.

Рис. 10. ВАХ туннельного тока.

4 2

0 Я

I

-2

Рис. 9. Электронные характеристики области границы раздела 51/8102

поверхностного заряда, отвечающих вырождению и размерному квантованию электронного газа, где теория [4] некорректна. Для этого случая аналитического выражения для идеальной ВФХ не существует, численные же расчеты не обеспечивают необходимой точности. Поэтому реализация подхода к определению зависимости ч^С^), сформулированного в §§1.3, 1.4, возможна только для области ВФХ, в которой отсутствуют вырождение и квантовые эффекты, т.е. для области обеднения. При очень низкой плотности ПС на ГР Б^БЮг (С55«С5), учитывая производную по УЁ от соотношения (Г) и выражение С'^С^+С,"1, легко получить:

¿V, «1ч/,

Отсюда явствует, что линейность зависимости С"2(Уё) в области обеднения поверхности полупроводника должна свидетельствовать как о низкой плотности ПС, так и об отсутствии градиента концентрации легирующей примеси. Угловой коэффициент этой зависимости определяет концентрацию доноров N(1 в п-81. Линейная зависимость С_2(У8) реализуется на опыте. По наклону данной зависимости уточняем значение N4 (N<1= =1,449-1015 см"3). С этим значением N<1 по теории [4] рассчитывается функция С<Г2(\|/5) для области обеднения. Сопоставление прямых С-2(Уг) и Су2(\|/5) позволяет отыскать значения С|, Ь и УРв- В результате найдено: С;=(8,70±0,09)-10~7Ф/см2, Ь=39,6±0,4А и УРВ=-0,193±0,003В. Теперь на основании (1) с учетом условия \|/5о=0 при У8о=Урв и (21) рассчитываем зависимость \|/5(УЕ) — кривая 1; 05(Уг), У(У8) - кривая 2 (рис.9) и туннельные В АХ ЦУО- На рис.10 представлены туннельные В АХ 1,(У8) - кривые 1 и Ъ(У0 -кривые 2 как для режима обогащения (справа), так и для режима инверсии (слева). Видно, что замена Уг—>У( сопровождается существенной коррекцией ВАХ. Представленные более чем на десяти порядках величины изменения тока характеристики 1((У) чрезвычайно сложны и в полном масштабе не описываются ни одной из известных теорий туннельного эффекта. Интересно, что эти ВАХ весьма (вплоть до деталей) качественно аналогичны ВАХ туннельных МДП-диодов, измеренных в координатах 1((УВ), однако последние так и не получили до сих пор всеобъемлющей количественной интерпретации. Главные причины, обусловливающие сложившуюся в данном отношении ситуацию, суть: отсутствие точных сведений о высоте и форме туннельного барьера, неопределенность значения эффективной массы тун-нелирующего электрона и ее зависимости от толщины окисла, некорректность учета падения напряжения в п+-8ьпрослойки, пренебрежение модифи-

кацией классического туннельного барьера, обусловленной присутствием в окисле фиксированного заряда и заряда, генерируемого в нем вследствие взаимодействия туннелирующих электронов с локализованными состояниями окисного слоя. Впервые полученные без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состоянии электронного газа в слоях сильного обогащения и глубокой инверсии экспериментальные зависимости ЦУО, и 05(Уг) являются хорошим «тестом» для развития теории туннельного эффекта, учитывающей как вырождение и размерное квантование электронного газа в полупроводниковых элементах структуры, так и неклассическую форму потенциального барьера для туннелирующих электронов, обусловленную присутствием в окисле встроенного заряда, знак и плотность которого, в принципе, функции величины У8.

Следует подчеркнуть, что в механизмах проводимости подзатворных диэлектриков вне зависимости от их природы и толщины, доминируют эффекты сильного поля, промотирующие резкую суперлинейность ВАХ. Поэтому в любом случае необходима идентификации ВАХ в адекватных координатах ЦУО- Общий подход к решению подобных задач развит в настоящем разделе.

Отметим также, что описанные алгоритмы наблюдения и анализа квазиравновесных ВФХ позволяют достаточно точно и подробно охарактеризовать основные электронные свойства МОП-структур со сверхтонким изолятором, значимые для их физики, технологии и приложений, т.е. найти уровень легирования полупроводника, «емкость» и толщину диэлектрика, напряжение «плоских зон», знак и плотность фиксированного в окисле заряда.

В заключении сформулированы основные результаты диссертационной работы, намечены пути и перспективы ее развития.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ.

1 Разработан многофункциональный экспериментально-методический аппарат для исследований в широком диапазоне условий эксперимента статических и динамических ВАХ, а также процессов релаксации БьМОП-структур, выведенных из состояния термодинамического равновесия, либо посредством изменения зарядового состояния окисла, либо путем переключения МОП-структуры в состояние сильного неравновесного обеднения.

2 Развита прецизионная методика измерений и обработки квазиравновесных ВФХ МОП-структур, позволяющая находить зависимость поверх-

постного потенциала полупроводника 1|/8 от потенциала полевого электрода У6с точностью до «0,1 мВ; методика обеспечивает возможность достаточно точного определения туннельных ВАХ МОП-структур с тонким и сверхтонким окислом, а также повышение чувствительности спектроскопии ПС и расширение ее энергетического диапазона.

3 Развита модель для описания неравновесных динамических ВАХ ионной деполяризации окисла ЗьМОП-структур, подтвержденная данными опытов. На этих основаниях впервые в рамках единого эксперимента определены базовые характеристики ионной проводимости в слоях БЮ2 на Б!: плотность ионов, их подвижность и ее энергия активации.

4 Обнаружены проявления туннельной нейтрализации ионов электронами слоя обогащения полупроводника в неизвестном ранее типе стационарной проводимости и кинетике деполяризации диэлектрика. Развита качественная физическая модель проявлений нейтрализации ионов у ГР диэлектрик/полупроводник, базирующаяся на представлениях о диффузии и распаде нейтральных электронно-ионных ассоциатов. Ключевые следствия развитой модели подтверждены экспериментальными исследованиями стационарных токов, переходных процессов и ТСД.

5 Показано, что для изотермической ионной деполяризации окисла характерны две отчетливо наблюдаемые стадии - начальная, «время-пролетная», и следующая за ней, обусловленная ионизацией нейтральных ассоциатов за счет туннельных переходов электронов в полупроводник. Определены коэффициент нейтрализации ионов, коэффициент их диффузии и время жизни в Б Юг нейтральных ассоциатов.

6 Развит и аргументирован новый взгляд на природу формирования пиков тока ионной ТСД: нарастающие ветви тока связываются с термоактивацией времени пролета свободных ионов, а спадающие — с проявлениями туннельной (термотуннельной) ионизации нейтральных ассоциатов.

7 Впервые наблюдалось существенное увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале транзистора с изолированным затвором при ионной поляризации окисла как в принудительном режиме нагрева, так и в режиме джоулевого разогрева транзистора током канала.

8 Проанализированы возможности формирования у поверхности полупроводника двумерного наномасштабного размерно-квантующего потенциального рельефа за счет ионной или электронно-инжекционной поляризации окисла МОП-структур. Результаты анализа указывают на возможность реализации нового подхода к созданию электронных систем пониженной

размерности.

9 Продемонстрирована и интерпретирована необычная (дискретная) кинетика изотермической генерации ННЗ в Si-МОП-структурах с планарно-неоднородным диэлектриком. Наблюдение зависимостей тока генерации ННЗ от времени позволяет выяснить проявления и значимость периферического канала рождения электронно-дырочных пар.

10 На зависимостях тока генерации ННЗ от времени I(t) в Si-МОП-структурах с туннельно проницаемым окислом наблюдались резкие пики, спадающие ветви которых выходят на стационарный уровень тока, крутона-растающий с ростом обедняющего напряжения. Показано, что пики обусловлены туннельной проводимостью окисла и ударной генерацией электронно-дырочных пар в области пространственного заряда кремния протун-нелировавшими в нее горячими электронами.

11 Разработана процедура определения по ВФХ с точностью -0,1% базовых феноменологических параметров МОП-структур: уровня легирования полупроводника, напряжения «плоских зон» и «емкости» окисла.

12 Впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состояниях электронного газа в слоях сильного обогащения и глубокой инверсии экспериментально определены вольтамперная характеристика туннельного тока в Si-МОП-структурах со сверхтонким (<50А) окислом - зависимость туннельного тока от падения напряжения на окисле It(V[), а также поверхностный потенциал полупроводника в функции от напряжения на полевом электроде *|/s(Vg).

Таким образом, комплексные исследования кинетики релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем гетерогра-ниц кремний/окисел и ряд развитых модельных представлений позволили установить новые фундаментальные особенности проявления эффектов миграции ионов по окислу, их влияния на электронную систему полупроводника, выяснить основные закономерности изотермической генерации неосновных носителей заряда, в том числе, в условиях проявления краевого и туннельного эффектов, а также построить на основе анализа квазиравновесных ВФХ алгоритм обработки экспериментальных данных по туннельной проводимости сверхтонкого окисла.

Результаты наблюдений кинетики генерации ННЗ указывают на перспективы практического использования Si-МОП-структур, функционирующих в нестационарных режимах, для создания различного рода сенсорных устройств. Темп краевой генерации ННЗ подвержен сильному воздействию

внешних факторов: света, состава окружающей среды, радиационного фона и др. Данные обстоятельства можно использовать для создания различных сенсорных устройств, в частности, газовых сенсоров, основанных на принципе контроля скорости краевой генерации ННЗ. В высококачественных МОП-структурах с подавленным каналом периферической генерации ННЗ состояние неравновесного обеднения может быть весьма долгоживущим, т.е. подобные структуры представляются перспективными элементами систем хранения информации. Настоящие разработки перспективны в отношении создания многоплановых эффективных и экспрессных средств физической диагностики МОП-приборов. Наконец, факт длительного сохранения характеристик полевых транзисторов, модифицированных принудительной или спонтанной ионной поляризацией окисла, открывает перспективы для создания «анионных» запоминающих устройств.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ.

1 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Определение коэффициентов ионного переноса в диэлектрических слоях на поверхности полупроводников по динамическим вольтамперным характеристикам деполяризации // ПТЭ. - 1997. -№6. - С. 110-115.

2 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Медовой А.И., Чучева Г.В. Динамика ионной объемно-зарядовой деполяризации слоев БЮг на поверхности кремния // Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение: тр. 3-й Междунар. конф., Александров, 20-24 октября 1997г. / ВНИИСИМС. -Александров, 1997.-Т.2. - С.88-101.

3 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Кинетика ионной деполяризации Б ¡-МОП-структур в режиме линейной развертки по напряжению // ФТП. - 1997. - Т.31, №12. - С.1468-1473.

4 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Незатухающая циркуляция ионов в изолирующем слое у поверхности полупроводника, стимулируемая электронно-ионным взаимодействием на межфазной границе // Микроэлектроника. - 1998. -№5. - С.335-341.

5 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Проявление время-пролетного эффекта и электронно-ионных реакций на контакте диэлектрик-полупроводник при термостимулированной ионной деполяризации в характеристиках 81-МОП-структур //Микроэлектроника. - 1999. - №6. - С.457-462.

6 Ждан А.Г., Чучева Г.В. Термомодуляционная идентификация стационарного уровня сигналов в условиях возможных проявлений их сверх-

медленной релаксации // Известия ВУЗов. Электроника. -1999. - №5. - С.91-93.

7 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Электропроводность изолирующего слоя на поверхности полупроводника, обусловленная электронно-ионным взаимодействием у межфазной границы. // ФТП. - 1999. - №8. -С.933-939.

8 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Транспорт свободных ионов по слою изолятора и эффекты электронно-ионного обмена у межфазной границы полупроводник-диэлектрик при термостимулированной ионной деполяризации Si-МОП-структур // ФТП. - 1999. - №8. - С.962-968.

9 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Медовой А.И., Чучева Г.В. Проявление ионных ловушек и нейтрализации ионов у границы раздела диэлектрик-полупроводник в характеристиках термостимулированной деполяризации изолятора и термогенерации неосновных носителей заряда в МДП-структурах // Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение: тр. 4-й Междунар. конф., Александров, 18-22 октября 1999г. / ВНИИ-СИМС. - Александров, 1999. - Т.2. - С.402-417.

10 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Генерация неосновных носителей заряда у поверхности полупроводника при ионной термодеполяризации МДП-структур // ФТП. - 2000. - №3. - С.283-289.

11 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. О природе термополевой асимметрии процессов ионной поляризации/деполяризации окисла Si-МОП-структур // ФТП. - 2000. - №6. - С.677-681.

12 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Об асимметрии процессов ионной поляризации и деполяризации окисла Si-МОП-структур // Физика диэлектриков (Диэлектрики-2000): тр. 9-й Междунар. конф., Санкт-Петербург, 17-22 сентября 2000г. / С-Пб, 2000. - Т.1. - С.201-202.

13 Goldman E.I., Zhdan A.G., Chucheva G.V. Ion transport phenomena in oxide layer on the silicon surface and electron-ion exchange effects at the SÍO2/SÍ interface//J. Appl. Phys. -2001. - V.89, №1. -P.204-218.

14 Гольдман Е.И., Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Организация наномасштабных и размерно-квантованных полупроводниковых структур путем генерации в прилегающем к полупроводнику слое изолятора регулярного распределения локализованного заряда, формирующего у поверхности полупроводника специальный потенциальный рельеф // Микроэлектроника. - 2001. - Т.30, №5. - С.364-368.

15 Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Медовой А.И., Чучева Г.В. Формирова-

ние в диэлектрике у межфазной границы с полупроводником наномаспггаб-ных ионных и электронных сгустков, генерирующих в полупроводнике квантующий потенциальный рельеф // Кристаллы: рост, свойства, реальная структура, применение: тр. 5-й Междунар. конф., Александров, 10-14 сентября 2001г. / ВНИИСИМС. - Александров, 2001. - Т.2. - С.450-457.

16 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Исключение систематических ошибок измерений при вольт-емкостной спектроскопии границы полупроводник-диэлектрик // ПТЭ. - 2002. - №2. - С. 120-125.

17 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Определение поверхностного электростатического потенциала vj/s полупроводника, граничащего с диэлектриком, методом у/Л^-диаграмм // ПТЭ. - 2003. - №2. - С.96-100.

18 Ждан А.Г., Чучева Г.В. Определение по кинетике тока поверхностной генерации неосновных носителей заряда генерационно-рекомбинационных характеристик гетерограницы полупроводник/диэлектрик // ПТЭ. - 2003, №3. - С.116-119.

19 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Определение абсолютной величины поверхностного потенциала полупроводника по квазистатическим вольт-фарадным характеристикам МДП-структуры // ФТП. - 2003. - Т.37,

' №6. - С.686-691.

20 Chucheva G.V., Kukharskaya N.F., Zhdan A.G. Determining the surface electrostatic potential of a dielectric bordering semiconductor using the method of i|/'s(v|/s)-diagrams // International Conference Micro- and nanoelectronics — 2003: материалы конф., october 6-10 2003. / Moscow-Zvenigorod, 2003. - P. 170.

21 Goldman E.I., Kukharskaya N.F., Chucheva G.V. and Zhdan A.G. The effect of imaging forces in ultra thin gate insulator on the tunneling current and its oscillations at the region of transition from the direct tunneling to the Fowler-Nordheim tunneling // International Conference Micro- and nanoelectronics -2003: материалы конф., october 6-10 2003./Moscow - Zvenigorod, 2003. -P.l-9.

22 Гуляев И.Б, Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Тихонов Р.Д., Чучева Г.В. Расширение информативности равновесной вольт-емкостной спектроскопии локализованных электронных состояний у гетерограниц полупроводник-диэлектрик (Si/Si02) // Микроэлектроника. - 2004. - Т.ЗЗ, №4. - С.277-289.

23 Чучева Г.В., Гольдман Е.И., Ждан А.Г. Переходные характеристики тока генерации неосновных носителей заряда у границы раздела полупро-водник-туннельно тонкий окисел // Физика диэлектриков (Диэлектрики-2004): тр. 10-й Междунар. конф., Санкт-Петербург, 23-27 мая 2004г. / С-Пб,

2004. - Т. 1. - С.222-225.

24 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Чучева Г.В. Повышение точности определения «емкости изолятора» в структурах металл-диэлектрик-полупроводник // ПТЭ. - 2004. -№6. - С.1-8.

25 Chucheva G.V., Dudnikov A.S., Goldman E.I., Zaitsev N.A., Zhdan A.G. Initiated tunnel current through thin gate oxide generation of minority carriers in Si-MIS-structures // Proceeding of SPIE. - 2004. - V.5401. - P.629-633.

26 Gulyaev Yu.V., Zhdan A.G., Goldman E.I., Chucheva G.V. The discretization of minority carrier generation kinetics at the semiconductor surface bordering inhomogeneous insulator // Proceeding of SPIE. - 2004. - V.5401. - P.426-431.

27Гольдман Е.И., Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Повышение темпа и дискретизация кинетики изотермической поверхностной генерации неосновных носителей заряда в структурах металл-диэлектрик-полупроводник с планарно-неоднородным диэлектриком // ФТП. - 2005. -Т.39, №6. - С.697-704.

28 Чучева Г.В., Ждан А.Г., Ахмедов Г.А., Кухарская Н.Ф. Определение темпа поверхностной термогенерации неосновных носителей заряда в структурах металл-окисел-полупроводник // ПТЭ. — 2005. - №4. - С.84-88.

29 Ждан А.Г., Чучева Г.В., Гольдман Е.И. Проявление туннельной проводимости тонкого подзатворного изолятора в кинетике генерации неосновных носителей заряда в структурах металл-диэлектрик-полупроводник // ФТП. - 2006. - Т.40, №2. - С. 195-201.

30 Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Чучева Г.В. Увеличение подвижности электронов в инверсионном канале Si-МОП-транзистора при ионной поляризации подзатворного окисла // ФТП. - 2007. - Т.41, №3. - С.357-360.

31 Ждан А.Г., Чучева Г.В., Нарышкина В.Г. Идентификация и анализ вольтфарадных и вольтамперных характеристик Si-МОП-структур со сверхтонким окислом // Микроэлектроника. -2007. -Т.36, №3. - С.163-171.

32 Ждан А.Г., Кухарская Н.Ф., Нарышкина В.Г., Чучева Г.В. Реконструкция зависимостей туннельного тока от падения напряжения на окисле по динамическим вольтамперным характеристикам гетероструктур n+-Si-Si02-n-Si // ФТП. - 2007. - Т.41, №9. - С.1135-1142.

33 Чучева Г.В. Безмодельное определение зависимостей плотности заряда в слоях обогащения и инверсии полупроводника от его поверхностного потенциала по вольтфарадным характеристикам структур металл-диэлектрик-полупроводник //Радиотехника и электроника. - 2008. -Т.53,

№7. - С.874-877.

34 Чучева Г.В., Тихонов Р.Д., Ждан А.Г., Нарышкина В.Г. Определение фундаментальных электрофизических характеристик структур металл-окисел-полупроводник по данным вольт-емкостного анализа области обеднения поверхности полупроводника// ПТЭ. - 2008. - №4. - С. 108-112.

Список цитируемой литературы.

[1] Гольдман Е.И. Электронно-ионный обмен на межфазных границах диэлектрик-полупроводник и его влияние на транспорт ионов в изолирующем слое // ФТП. - 2000. - Т.34, №8. - С.984-992.

[2] Гольдман Е.И., Ждан А.Г. Генерация неосновных носителей заряда у реальных границ раздела полупроводник-диэлектрик // Микроэлектроника. - 1994. - Т 23, №2. - С.3-20.

[3] Вавилов B.C. Действие излучений на полупроводники / М.: Физмат-гиз, 1963. - 264с.

[4] Garrett C.G.B., Brattain W.H. Physical theory of semiconductor surface. // Phys. Rev. - 1955. - V.9, №2. - P.376-397.

Заказ №25

Подписано в печать: 16.02.2009. Тираж 100 экз. Усл. печ. л. 2,56. Формат 60x84 1/16.

Отпечатано в типографии МИЭТ (ТУ). 103498, Москва, МИЭТ (ТУ).

ВВЕДЕНИЕ.

Глава 1. ТЕХНИКА И МЕТОДИКА ЭКСПЕРИМЕНТОВ.

1.1 Компьютеризированная измерительная установка.

1.2 Исследования кинетики ионной поляризации и деполяризации подзатворного окисла.

1.3 Прецизионное определение нормированной квазиравновесной вольтфарадной характеристики МОП-структуры.

1.4 Определение абсолютной величины поверхностного потенциала полупроводника по квазиравновесным вольтфарадным характеристикам МОП-структур.

1.5 Наблюдения кинетики генерации неосновных носителей заряда и туннельной проводимости окисла в Si-МОП-структурах.

Глава 2. ИОННЫЙ ТРАНСПОРТ В ОКИСЛЕ Si-МОП-СТРУКТУР И ЭФФЕКТЫ ЭЛЕКТРОННО-ИОННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ У ГЕТЕРОГРАНИЦЫ Si/Si02.

2.1 Состояние проблемы.

2.2 Определение характеристик ионного транспорта в окисле по динамическим ВАХ Si-МОП-структур.

2.3 Проявления электронно-ионного взаимодействия у гетерограницы Si/Sto2.

Глава 3. ВЛИЯНИЕ ИОННОЙ ПОЛЯРИЗАЦИИ ОКИСЛА НА ХАРАКТЕРИСТИКИ ПОЛЕВЫХ ТРАНЗИСТОРОВ С ИЗОЛИРОВАННЫМ ЗАТВОРОМ

3.1 Увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале Si-МОП-транзистора при ионной поляризации подзатворного окисла.

3.2 Самоорганизация характеристик полевых транзисторов с изолированным затвором посредством спонтанной ионной поляризации окисла.

Глава 4. ФОРМИРОВАНИЕ У ПОВЕРХНОСТИ ПОЛУПРОВОДНИКА НАНОМАСШТАБНОГО РАЗМЕРНО-КВАНТУЮЩЕГО ПОТЕНЦИАЛЬНОГО РЕЛЬЕФА ПОСРЕДСТВОМ ИОННОЙ ИЛИ ЭЛЕКТРОННО

ИНЖЕКЦИОННОЙ ПОЛЯРИЗАЦИИ ОКИСЛА МОП-СТРУКТУР.

Глава 5. ИЗОТЕРМИЧЕСКАЯ ГЕНЕРАЦИЯ НЕОСНОВНЫХ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА У ПЛАНАРНО-НЕОДНОРОДНОЙ ГРАНИЦЫ РАЗДЕЛА Si/Si02.

5.1 Базовые каналы генерации неосновных носителей заряда у гете-рограницы полупроводник-диэлектрик.

5.2 Влияние электрической неоднородности гетерограницы Si02/Si на темп генерации неосновных носителей заряда.

5.3 Особенности генерации неосновных носителей заряда через пограничные состояния.

5.4 Исследования генерации неосновных носителей заряда в Si

МОП-структурах на ступенчатых сигналах напряжения.;.

Глава 6. ТУННЕЛЬНАЯ ПРОВОДИМОСТЬ ТОНКИХ И СВЕРХТОНКИХ ОКИСЛОВ НА ПОВЕРХНОСТИ Si.

6.1 Проявление туннельной проводимости тонкого подзатворного окисла в кинетике генерации неосновных носителей заряда в МОП-структурах.

6.2 Реконструкция зависимостей туннельного тока от падения напряжения на сверхтонком окисле по вольтамперным и вольтфарадным характеристикам структур n+-Si-Si02-n-Si.

Наномасштабирование электронных приборов на основе структур металл-окисел-полупроводник (МОП) требует согласованного с сокращением латеральных размеров элементов уменьшения толщины подзатворного изолятора до s2hm (традиционный окисел кремния) и до 5-20нм (изолирующие слои с высокой диэлектрической проницаемостью £/>5) [1-6]. Сверхтонкие диэлектрические слои используются в полевых транзисторах с изолированным затвором, СВЧ-туннельных диодах, системах динамической и «флэш» памяти, приборах с зарядовой связью, сверхрешетках Si02/Si и пр.[6-9]. Сверхтонкие изоляторы в такого рода системах оказываются в ранее нереализовавшихся экстремальных условиях, подвергаясь воздействию сильных электрических полей, высоких токовых нагрузок и терморазогрева. Становятся существенными туннельная инжекция и инжекция горячих носителей заряда в изолятор, транспорт подвижных заряженных частиц в изолирующих слоях, а также электронно-ионное взаимодействие на гетерогранице полупроводник/диэлектрик. Эти явления сопровождаются процессами генерации, аннигиляции и перераспределения объемного заряда в изоляторах, что проявляется в радикальном изменении, как правило в худшую сторону, электронных свойств гетерограниц. Несмотря на интенсивные исследования инжекционно-туннельного воздействия на характеристики подобных систем наблюдаются лишь его «приборные» последствия, тогда как фундаментальные механизмы такого воздействия и его проявления в электронных свойствах гетерограниц остаются невыясненными, в частности, из-за неадекватности используемого при этом экспериментально-методического аппарата. Это относится как к классическим Si-МОП-системам, так и к некремниевым структурам на основе широкозонных полупроводников (GaN, SiC, GaAs и т.д.), а также к МОП-элементам, использующим изоляторы с высокой диэлектрической проницаемостью (А1203, Zr02, НЮ2, Gd203, У2Оз и пр.) [10-20]. Таким образом, исследования механизмов электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем гетерограниц кремний/окисел, стимулированной инжекционно-туннельным воздействием, имеет фундаментальное значение для физики гетерограниц полупроводник/диэлектрик. С другой стороны, развитие адекватного такого рода исследованиям экспериментально-методического аппарата существенно для физической диагностики материалов и структур, перспективных при разработках новой элементной базы электроники. Следовательно, решение данных проблем является актуальной и практически значимой научной задачей.

Цель настоящей работы — экспериментальные исследования механизмов стимулированной туннельным эффектом электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем классических n-Si-МОП-структур и безмодельная идентификация туннельных вольтам-перных характеристик сверхтонкого окисла в координатах ток-падение напряжения на окисле.

В данной связи поставлены и решены следующие задачи:

- развита универсальная методика наблюдения в широком диапазоне условий эксперимента процессов проводимости и релаксации Si-МОП-структур, выведенных из состояния термодинамического равновесия, либо посредством изменения зарядового состояния окисла, либо путем переключения МОП-структуры в состояние сильного неравновесного обеднения;

- построен алгоритм выделения из динамических вольтамперных характеристик (ВАХ) МОП-структур активной и емкостной компонент проводимости; разработана методика прецизионного анализа емкостной компоненты тока - вольтфарадной характеристики (ВФХ) - позволяющая рассчитать с высокой точностью зависимость поверхностного потенциала полупроводника щ от потенциала полевого электрода Vg, а также расширить возможности вольтемкост-ной спектроскопии пограничных состояний (ПС);

- проведены многоплановые экспериментальные исследования ионного транспорта в окисле;

- развиты новые представления о механизме динамической ионной деполяризации окисла, основанные на ее существенно неравновесном характере; в рамках этих представлений определены дрейфовая подвижность ионов и ее энергия активации; исследованы проявления в проводимости диэлектрика эффектов туннельной нейтрализации ионов в окисле электронами слоя обогащения кремния; построена и экспериментально обоснована модель» проводимости окисла, обусловленной диффузией по окислу нейтральных ассоциатов (ион+электрон), сопровождающейся их термическим распадом в его объеме;

- сопоставлены результаты экспериментов по кинетике ионной деполяризации окисла в изотермическом и термостимулированном режимах; на этой основе введены новые представления о механизмах начальной и конечной стадий деполяризации;

- исследовано влияние ионной поляризации окисла в принудительном и спонтанном режимах на характеристики n-канальных кремниевых полевых транзисторов с изолированным затвором; показано, что локализация положительных ионов в окисле у его границы с кремнием приводит к более чем трехкратному возрастанию эффективной подвижности электронов в инверсионном канале транзисторов; проанализированы возможности формирования у поверхности полупроводника двумерного наномасштабного размерно-квантующего потенциального рельефа за-счет ионной или электронно-инжекционной поляризации окисла МОП-структур;

- на ступенчатых сигналах напряжения исследована кинетика генерации неосновных носителей заряда (ННЗ) в n-Si-МОП-структурах с планарно— неоднородным диэлектриком; изучены особенности кинетики рождения электронно—дырочных пар при отсутствии туннельной проводимости тонкого (=100А) окисла, связанные с наличием периферической генерации ННЗ по периметру полевого электрода и в мелкой потенциальной яме, расположенной под толстым (3200А) окислом, имитирующей краевой эффект;

- в рамках представлений о туннельной проводимости тонкого окисла и об ударной генерации электронно-дырочных пар в области пространственного заряда кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами интерпретирована природа пиков тока на кривых кинетики генерации ННЗ, и развит алгоритм количественного описания экспериментальных данных, позволяющий выделить из суммарного тока компоненты, обусловленные термической и ударной генерацией, а также туннелированием; на этих основаниях идентифицирована туннельная ВАХ, и найдены коэффициент ударной ионизации и энергия горячих электронов;

- разработан безмодельный подход к экспериментальному определению зависимости туннельного тока от падения напряжения на сверхтонком (<50А) окисле n-Si-МОП-структур, как в режиме обогащения поверхности Si, так и в режиме ее инверсии.

Научная новизна. Развит многофункциональный аппарат экспериментальных исследований механизмов электропроводности и релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем классических ге-терограниц кремний/окисел. Разработаны методы измерений и анализа ВФХ, позволяющие рассчитать с высокой точностью зависимость t//s(Vg), а также расширить возможности вольтемкостной спектроскопии ПС.

На основе представлений о неравновесном характере процессов объемно-зарядовой поляризации и деполяризации окисла Si-МОП-структур описаны динамические ВАХ ионного транспорта в окисле. Это позволило извлечь из результатов единого эксперимента основные сведения о характеристиках ионной проводимости окисла и лимитирующих ее факторах.

Впервые получены экспериментальные доказательства эффектов диффузии нейтрализованных электронами положительных ионов, сосредоточенных у границы раздела (ГР) Si02/Si. Реализованы подходы к определению степени нейтрализации ионов, локализованных в окисле у поверхности кремния, базирующиеся на наблюдениях времен пролета и термостимулированной деполяризации.

Предсказан и обнаружен неполевой механизм релаксации зарядового состояния диэлектрика, обусловленный диффузией и распадом электронно-ионных ассоциатов, возникающих вследствие нейтрализации ионного заряда у ГР SiCVSi электронами слоя обогащения.

Обнаружено существенное (более чем трехкратное) увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале Si-МОП-транзистора при ионной поляризации подзатворного окисла, в том числе в режиме спонтанного разогрева прибора током канала.

Проанализированы новые возможности создания стабильных, перестраиваемых и самоорганизующихся электронных систем пониженной размерности путем формирования в изоляторе, прилегающем к полупроводнику наномас-штабного распределения локализованного ионного (электронного) заряда, индуцирующего в поверхностном слое полупроводника квантующий потенциальный рельеф.

Экспериментально продемонстрировано, что поверхностная генерация НПЗ в Si-МОП-структурах эффективна лишь на начальной (безрекомбинаци-онной) стадии продолжительностью ~1(Г5с; при отсутствии иных каналов генерации равновесное состояние инверсии устанавливается в течение многих лет.

Генерация ННЗ в Si-МОП-структуре с планарно-неоднородным окислом обнаруживает необычную кинетику рождения электронно-дырочных пар: зависимости тока генерации от времени 1(f) описывают дискретные ступеныш, длительность и высота которых — функции Vg. С увеличением Vg в структурах проявляется новый канал рождения электронно-дырочных пар, обусловленный ударной генерацией ННЗ в области пространственного заряда (ОПЗ) кремния протуннелировавшими в нее горячими электронами. Количественное описание экспериментальных данных позволяет выделить из суммарного тока I(t) его компоненты, связанные с термической и ударной генерацией, а также с туннелированием.

Разработан алгоритм определения с точностью -0,1% базовых феноменологических характеристик МОП-структур: уровня легирования полупроводника, напряжения «плоских зон» и эффективной «емкости окисла».

Впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состоянии электронного газа у поверхности кремния экспериментально идентифицированы туннельные ВАХ n-Si-МОП-структур со сверхтонким (<50А) окислом в координатах туннельный ток-падение напряжения на окисле, как в режиме обогащения, так и в режиме инверсии поверхности Si.

Практическая значимость работы.

Реализованная многофункциональная измерительная система позволяет с цифровой точностью: исследовать в идентичных условиях ионную проводимость диэлектрика, граничащего с полупроводником, определять по данным физически независимых опытов ее основные характеристики, изучать источники проникновения ионов в изолятор, связывать результаты наблюдений с технологией электронных приборов;

- наблюдать квазистатические и динамические ВАХ и ВФХ, а также кинетику изотермической и термостимулированной релаксации различных полупроводниковых структур в широком диапазоне экспериментальных условий.

Тем самым возникают широкие возможности эффективного контроля и физической диагностики весьма разнообразных элементов полупроводниковой электроники не только на основе кремния, но и на основе таких перспективных материалов как SiC, GaN, GaAs, InSb и т.д. Универсальность, простота и экс-прессность экспериментального аппарата позволяют рекомендовать его для использования, как при научных исследованиях, так и в электронной промышленности, в частности, при разработках субмикронных приборов и контроля их технологии и надежности.

Факт длительного сохранения характеристик полевых транзисторов, модифицированных принудительной или спонтанной ионной поляризацией окисла, открывает перспективы для создания «элионных» запоминающих устройств, тем более что время «записи» существенно сокращается при увеличении интенсивности джоулева разогрева канала. Возможность автокоррекции характеристик готовых приборов представляется полезной для целей прецизионной симметризации параметров входных каскадов дифференциальных усилителей. Наконец, простота варьирования режима саморазогрева транзисторов за счет варьирования значений Vg, потенциала стока Vj и продолжительности токовой нагрузки позволяет изменять в существенных пределах их базовые характеристики, что создает основы для самоорганизации параметров подобных приборов и электронных схем на их основе.

Предложен новый подход к технологии создания размерно-квантованных элементов полупроводниковой наноэлектроники. Обнаруженные особенности периферической и ударной генерации ННЗ могут быть использованы в новом классе полупроводниковых датчиков («динамических сенсоров»), обладающих интегрирующими и пороговыми свойствами, чувствительных к воздействию освещения, радиации и к изменению состава внешней среды.

Развитый подход к анализу туннельных ВАХ Si-МОП-структур с тонким и сверхтонким окислом - основа эффективного метода контроля качества изолятора и его гетерограницы с полупроводником на различных этапах их жизненного цикла, применимый не только к системе Si/Si02, но и к структурам с изоляторами с высокой На основе данного подхода идентифицируются базовые электрофизические характеристики структур металл-вырожденный полупроводник-диэлектрик-полупроводник: уровень легирования полупроводниковой базы и вырожденной полупроводниковой прослойки, напряжение «плоских зон», «емкость» и толщина диэлектрика, знак и плотность фиксированного в диэлектрике заряда. Этим обеспечиваются более широкие возможности изучения механизмов инжекционного повреждения изоляторов, в особенности, на его ранних стадиях.

Диссертация состоит из Введения, шести глав, Заключения и списка цитируемой литературы из 224 наименований.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Комплексные исследования кинетики релаксации термодинамически неравновесных ионной и электронной подсистем гетерограниц кремний/окисел и ряд развитых на их основе модельных представлений позволили установить новые фундаментальные особенности проявления эффектов миграции ионов по окислу, их влияния на электронную систему полупроводника, выяснить основные закономерности изотермической генерации неосновных носителей заряда, в том числе, в условиях проявления краевого и туннельного эффектов, а также построить на базе анализа квазиравновесных ВФХ алгоритм обработки экспериментальных данных по туннельной проводимости сверхтонкого окисла.

Результаты наблюдений кинетики генерации ННЗ указывают на реальные перспективы практического использования Si-МОП-структур, функционирующих в нестационарных режимах, для создания различного рода сенсорных устройств нового поколения. Темп краевой генерации ННЗ подвержен сильному воздействию различного рода внешних факторов: света, состава окружающей среды, радиационного фона и др. Данные обстоятельства можно использовать для создания широкой гаммы высокочувствительных сенсорных устройств, в частности, газовых сенсоров, основанных на принципе контроля скорости краевой генерации ННЗ. При этом технологически неопределенную генерационную активность периферической зоны целесообразно заменить хорошо контролируемым генерационно активным эквивалентом — мелкой потенциальной ямой, соседствующей с основной областью генерации (глубокой потенциальной ямой). Подобным структурам внутренне присуще практически важная особенность - способность интегрировать внешнее возбуждение, придающая им пороговые свойства. В высококачественных МОП-структурах с подавленным каналом периферической генерации ННЗ состояние неравновесного обеднения может быть весьма долгоживущим, т.е. подобные структуры представляются перспективными элементами систем хранения информации. Настоящие разработки перспективны также в отношении развития новой технологии полупроводниковых наноструктур и в отношениях создания многоплановых эффективных и экспрессных средств контроля и физической диагностики МОП-приборов и интегральных схем на их основе. Наконец, факт длительного сохранения характеристик полевых транзисторов, модифицированных принудительной или спонтанной ионной поляризацией окисла, открывает перспективы для создания «элионных» запоминающих устройств.

Перспективы развития настоящих исследований мы связываем с установлением механизма существенного увеличения подвижности электронов в инверсионном канале МОП-транзисторов при ионной поляризации окисла, с по

17 —О иском технологии генерации в окисле очень высоких (>5-10 см *") плотностей подвижных ионов, с практической реализацией размерного квантования в МОП-структурах за счет создания в окисле у его гетерограницы с полупроводником наномасштабных распределений встроенного заряда, а также с выяснением механизмов и последствий повреждения сверхтонких подзатворных диг электриков горячими носителями заряда.

Суммируем в заключение основные результаты диссертационных исследований.

1 Разработан многофункциональный экспериментально-методический аппарат для исследований в широком диапазоне условий эксперимента статических и динамических ВАХ, а также процессов релаксации Si-МОП-структур, выведенных из состояния термодинамического равновесия, либо посредством изменения зарядового состояния окисла, либо путем переключения МОП-структуры в состояние сильного неравновесного обеднения.

2 Развита прецизионная методика измерений и обработки квазиравновесных ВФХ МОП-структур, позволяющая находить зависимость поверхностного потенциала полупроводника y/s от потенциала полевого электрода Vg с точностью до «0,1мВ; методика обеспечивает возможность достаточно точного определения туннельных ВАХ МОП-структур с тонким и сверхтонким окислом, а также повышение чувствительности спектроскопии ПС и расширение ее энергетического диапазона.

3 Развита модель для описания неравновесных динамических ВАХ ионной деполяризации окисла Si-МОП-структур, подтвержденная данными опытов. На этих основаниях впервые в рамках единого эксперимента определены базовые характеристики ионной проводимости в слоях SiCb на Si: плотность ионов, их подвижность и ее энергия активации.

4 Обнаружены проявления туннельной нейтрализации ионов электронами слоя обогащения полупроводника в неизвестном ранее типе стационарной проводимости и кинетике деполяризации диэлектрика. Развита качественная физическая модель проявлений нейтрализации ионов у ГР диэлектрик/полупроводник, базирующаяся на представлениях о диффузии и распаде нейтральных электронно-ионных ассоциатов. Ключевые следствия развитой модели подтверждены экспериментальными исследованиями стационарных токов, переходных процессов и ТСД.

5 Показано, что для изотермической ионной деполяризации окисла характерны две отчетливо наблюдаемые стадии - начальная, «время-пролетная», и следующая за ней обусловленная ионизацией нейтральных ассоциатов за счет туннельных переходов электронов в полупроводник. Определены коэффициент нейтрализации ионов, коэффициент их диффузии и время жизни в Si02 нейтральных ассоциатов.

6 Развит и аргументирован новый взгляд на природу формирования пиков тока ионной ТСД: нарастающие ветви тока связываются с термоактивацией времени пролета свободных ионов, а спадающие - с проявлениями туннельной (термотуннельной) ионизации нейтральных ассоциатов.

7 Впервые наблюдалось существенное увеличение эффективной подвижности электронов в инверсионном канале транзистора с изолированным затвором при ионной поляризации окисла как в принудительном режиме нагрева, так и в режиме джоулева разогрева транзистора током канала.

8 Проанализированы возможности формирования у поверхности полупроводника двумерного наномасштабного размерно-квантующего потенциального рельефа за счет ионной или электронно-инжекционной поляризации окисла МОП-структур. Результаты анализа указывают на возможность реализации нового подхода к созданию электронных систем пониженной размерности.

9 Продемонстрирована и интерпретирована необычная (дискретная) кинетика изотермической генерации ННЗ в Si-МОП-структурах с планарно-неоднородным диэлектриком. Наблюдение зависимостей тока генерации ННЗ от времени позволяет выяснить проявления и значимость периферического канала рождения электронно-дырочных пар.

10 На зависимостях тока генерации ННЗ от времени I(t) в Si-МОП-структурах с туннельно проницаемым окислом наблюдались резкие пики, спадающие ветви которых выходят на стационарный уровень тока, крутонара-стающий с ростом обедняющего напряжения. Показано, что пики обусловлены туннельной проводимостью окисла и ударной генерацией электронно-дырочных пар в области пространственного заряда кремния протуннелировав-шими в нее горячими электронами. Количественное описание экспериментальных данных позволяет выделить из суммарного тока I(t) его компоненты, обусловленные термической и ударной генерацией, а также туннелированием и определить коэффициент ударной ионизации, оценить энергию горячих электронов, идентифицировать туннельную вольтамперную характеристику и получить обширную информацию об электронных свойствах окисла и его гетеро-границы с кремнием.

11 Разработана процедура определения по ВФХ с точностью -0,1% базовых феноменологических параметров МОП-структур: уровня легирования полупроводника, напряжения «плоских зон» и «емкости» окисла.

12 Впервые без использования каких-либо подгоночных параметров и предположений о состояниях электронного газа в слоях сильного обогащения и глубокой инверсии экспериментально определены вольтамперная характеристика туннельного тока в Si-МОП-структурах со сверхтонким (<50А) окислом зависимость туннельного тока от падения напряжения на окисле It(V,), а также поверхностный потенциал полупроводника в функции от напряжения на полевом электроде Полученные зависимости /,(и y/s( Vg) являются хорошим «тестом» для развития теории туннельного эффекта, учитывающей как вырождение и размерное квантование электронного газа в полупроводниковых элементах структуры, так и неклассическую форму потенциального барьера для туннелирующих электронов, обусловленную присутствием в окисле встроенного заряда.

1., Mmiyazaki S. et al.. Unified analytic model of direct and Fowler-Nordheim tunnel currents through ultrathin gate oxides // Appl. Phys. Lett. - 2000. - V.77, №22. - P.3580-3582.

2. Demkov A.A., Zhang X., Drabold D.A. Towards a fist-principles simulation and current-voltage characteristic of atomistic metal-oxide-semiconductor structures // Phys. Rev. 2001. - V.64. - P. 125306-1-125306-4.

3. Bidaud M., Guyader F., Arnaud F., Autran J.-L., Barla K. 1.5-2.5 nm RTP gate oxide: process feasibility, properties and limitations // J. Non-Crystalline Solids. -2001. -№280.-P.32-38.

4. Esseni D., Pieracci A., Quadrelli M. et al. Hot-carrier-induced alterations of MOSFET capacitances: A quantitative monitor for electrical degradation // IEEE Trans. Electron. Devices. 1998. - V.45, №11. - P.2319-2328.

5. Xu Z., Houssa M., Carter R. et al. Constant voltage stress induced degradation in Hf02/Si02 gate dielectric stacks // J. Appl. Phys. 2002. - V.91, №12. -P.10127-10129.

6. Bersuker G., Zeitzoff P., Brown G., Huff H.R. Dielectrics for future transistors // Materials Today. 2004. - V.7, №1. - P.26-33.

7. Приборы с зарядовой связью / под ред. Д.Ф. Барба. М.: Мир, 1982.240с.

8. Charge-coupled devices and systems / ed. Howes J., Morgan D.V. John Willey and Sons. - Chichester, New York, Brisbane, Toronto, 1979. - 37lp. Приборы с зарядовой связью / под ред. М. Хоувза, Д. Моргана. - М.: Энергоиздат, 1981.-376с..

9. Nonvolatile Semiconductor Memory Technology / ed. Brown W., Brewer J. -IEEE Press, 1997. 590p.

10. Nicollian E.H, Brews J.R. MOS (Metall-Oxide-Semiconductor) Physics and Technology /N.Y.: John Wiley & Sons, 1982. 897p.

11. Sze S.M., Kwok K.Ng. Physics of semiconductor devices / N.J., Wiley-Interscience, 2007. 815p.

12. Houssa M., Autran J.L., Stesmans A. et al. Model for interface defect and positive charge generation in ultrathin Si02/Zr02 gate dielectric stacks // Appl. Phys. Lett. 2002. - V.81, №4. - P.709-711.

13. Hou Y.T., Li M.F., Jin Y. et al. Direct tunneling hole currents through ultrathin gate oxides in metal-oxide-semiconductor devices // J. Appl. Phys. 2002. -V.91, №1. - P.258-264.

14. Kimura S, Ikoma H. Fowler-Nordheim current injection and write/erase characteristics of metal-oxide-nitride-oxide-Si structure grown with helicon-wave excited plasma processing // J. Appl. Phys. 1999. - V.85, №1. - P.551-557.

15. Kwo J., Hong M., Kortan A.K. et al. Properties of high a gate dielectrics Gd203 and Y203 for Si // J. Appl. Phys. 2001. - V.89, №7. - P.3920-3927.

16. Johnson R.S., Hong J.G., Lucovsky G. Electron traps at interfaces between Si(100) and noncrystalline A1203, Ta205 and (Ta205)x(Al203)ix alloys // J. Vac. Sci. Technol. 2001. - V.B 19, №4. - P. 1606-1610.

17. Ohshima Т., Itoh H., Yoshikawa M. Effect of gamma-ray on the characteristics of 6H-silicon carbide metal-oxide-semiconductor field effect transistor with hydrogen-annealed date oxide // J. Appl. Phys. 2001. - V.90, №6. - P.3038-3041.

18. Parm I.O., Roh Y., Hong В., Park C.S., Yi J. The improvement of the SiCb/InAs interface properties with the aid of fast electron irradiation in a direct current sputter deposition system // Appl. Surf. Sci. 2001. - №172. - P.295-300.

19. Gila B.P., Johnson J.W., Mehandru R., et. al. Gadolinium oxide and Scandium oxide gate dielectrics of GaN MOSFET's // Phys. Stat. Sol. 2001. -V. 188, №1. - P.239-242.

20. ПТЭ. 2004. - №6. - С. 1-8.

21. Ржанов А.В. Электронные процессы на поверхности полупроводников /М.: Наука, 1971. -480с.

22. Берман Л.С., Лебедев А.А. Емкостная спектроскопия глубоких центров в полупроводниках / Л.: Наука, 1981. 176с.

23. Kim H.S., Williams С.К., Reisman A. Charge centroid and origin of generated and intrinsic bulk defects at 293 and 100K in insulated gate field effect transistors // J. Appl. Phys. 1997. - V.81, №3. - P. 1566-1574.

24. Hillen M.W., Hemmes D.G. The influence of mobile ions on the Si/Si02 interface traps // Solid-State Electronics. 1981. - V.24, №8. - P.773-780.

25. Monderer В., Lakhani A.A. Measurement of quasu-static C-V-curves of an MIS-structure in the presence of charge leakege // Solid-State Electronics. — 1985. -V.28, №5. P.447-451.

26. Вертопрахов B.H., Кучумов Б.М., Сальман Е.Г. Строение и свойства структур Si-Si02 / Новосибирск: Наука, 1981. 96с.

27. Garrett C.G.B., Brattain W.H. Physical theory of semiconductor surface //

28. Phys. Rev. 1955. - V.99, №2. - P.376-397.

29. Leroux C., Ghibaudo G., Reimbold G., Clerc R., Mathieu S. Oxide thickness extraction methods in the nanometer range for statistical measurements // Solid St. Electron. 2002. - V.46. - P. 1849-1854.

30. Ootsuka F. An engineering method to extract equivalent oxide thickness and its extension to channel mobility evaluation // IEEE Trans. Electron. Devices. -2002. V.49, №12. - P.2345-2348.

31. Kwan W.S., Chen C.H., Deen M.J. Hot-carrier effects on radio frequence noise characteristics of LDD n-type Metal-Oxide-Semiconductor field effect transistors // J. Vac. Sci. Technol. A. 2000. - V. 18, №2. - P.765-769.

32. Berglund C.N. Surface states at steam grown silicon — silicon dioxide interfaces // IEEE Trans. Electron. Devices. 1966. - V.ED-13, №10. - P.701-705.

33. Yeow Y.T., Boudry M.R., Lamb D.R., Brotherton S.D. Sources of errors in quasistatic capacitance-voltage determination of the interface state density distribution in the MOS system // J. Phys. D: Appl. Phys. 1977. - V.10. - P.83-95.

34. Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Сумарока A.M. Эффект Франца-Келдыша в электрических полях макроскопических неоднородностей на поверхности полупроводников // Письма в ЖЭТФ. 1993. - Т.57, Вып. 12. - С.783-787.

35. Гольдман Е.И., Ждан А.Г. Генерация электронно-дырочных пар у поверхности полупроводника в краевых полях макроскопических заряженных кластеров: эффекты электрических неоднородностей различных масштабов // ФТП. 1995. - Т. 29, № 3. - С.428-437.

36. Boudry M.R. Theoretical origins of Nss peaks observed in Gray-Brown MOS studies //Appl. Phys. Lett. 1973. - V.22, №10. -P.530-531.

37. Poindexter E.H., Gerardi G.I., Rueckel M.-E., Caplan P.I. et.al. Electronic traps and Pb centers at the Si/Si02 interface: band-gap energy distribution // J. Appl. Phys. 1984. - V.56, №10. - P.2844-2849.

38. Snow E.H., Grove A.S., Deal B.E., Sah C.T. Ion transport phenomena in insulating films // J. Appl. Phys. 1965. - V.36, №5. - P. 1664-1673.

39. Deal B.E. The current understanding of charges in the thermally oxidized silicon structure // J. Electrochem. Soc. 1974. - № 6. - P.198C-205C.

40. Плискин У .A., Kepp Д.Р., Перри Дж.А. Тонкие стекловидные пленки. В 4т. Т.4. Физика тонких пленок. / М.: Мир, 1970. т.4, с.303-386.

41. Федорович Ю.В. Электронно-ионные процессы в системе полупроводник-диэлектрик. В кн.: Элементарные физико-химические процессы на поверхности монокристаллических полупроводников. / Новосибирск: Наука, 1975. с.137-149.

42. Литовченко В.Г., Горбань А.П. Основы физики микроэлектронных систем металл-диэлектрик-полупроводник / Киев: Наукова думка, 1978. 286с.

43. Verwey J.F., Amerasekera Е.А., Bisschop. J. The physics of Si02 layers // Rep. Prog. Phys. 1990. - V.53. - P. 1297-1331.

44. Hofstein S.R. Space-charge-limited ionic currents in silicon dioxide films // Appl. Phys. Lett. 1967. - V. 10, №10. - P.291-293.

45. Kriegler R.J., Devenyi T.F. Direct measurement ofNa+ ion mobility in Si02 films // Thin Solid Films. 1976. - V.36. - P.435-439.

46. Stagg J.P. Drift mobilities of Na and К ions in Si02 films // Appl. Phys. Lett. 1977.-V.31,№ 8.-P. 532-533.

47. Boudry M.R., Stagg J.P. The kinetic behavior of mobile ions in the Al-Si02-Si system // J. Appl. Phys. 1979. - V.50, №2. - P.942-950.

48. Greeuw G., Verwey J.F. The mobility of Na+, Li+, and K+ ions in thermally grown Si02 films // J.Appl. Phys. 1984. - V.56, № 8. - P.2218-2224.

49. Deng В., Shu C., Kuwano H. Improvement of electrical characteristics of Pt-diffused devices // Jpn. J. Appl. Phys. 1995. - V.34, part 1, № 6A. - P.2969-2973.

50. Deng В., Shu C., Kuwano H. Reduction of mobile Pt ion density in Si02 and Si-S102 interface state density in Pt-diffused Metal-Oxide-Semiconductor structures // Jpn. J. Appl. Phys. 1995. - V.34, part 2. - № 7B. - P.L879-L882.

51. Chiou J.-C., Wang H.-I, Chen M.-C. Dielectric degradation of Cu/Si02/Si structure during thermal annealing // J. Electrochem. Soc. 1996. - V.143, № 3. -P.990-994.

52. Романов В.П., Соколов А.Ю. Ионные процессы в диэлектрических слоях МДП-структур. / М.: РТ-Пресс, 2001. 130с.

53. Yon Е., Ко W.H., Kuper А.В. Sodium distribution in thermal oxide on Silicon by radiochemical and MOS analysis // IEEE Transact. Elect. Devices. 1966. -V.ED-13, № 12. - P.276-280.

54. Buck T.M., Allen F.G., Dalton J.V., Struthers J.D. Studies of sodium in Si02 films by neutron activation and radiotracer techniques // J. Electrochem. Soc.: Solid State Sci. 1967. - V. 114, № 8. - P.862-866.

55. Barry J.E., Donega H.M. Burgess Т.Е. Flame emission analysis for sodium oxide films and on silicon surfaces // J. Electrochem. Soc.: Solid State Sci. 1969. — V.l 16, №8.-P.862-866.

56. Horner G.S., Kleefstra M., Miller T.G., Peters M.A. Monitoring electrically active contaminants to assess oxide quality // Solid State Technol. 1995. - № 6. -P.79-84.

57. Di Stefano Т.Н., Lewis J.E. The influence of sodium on the Si/Si02 interface // J. Vac. Sci. Technol. 1974. - V. 11, № 6. ~ P. 1020-1024.

58. Choquet C., Plossu C., Berenguer M., Balland B. Contamination ionique des couches minces de silice par des solutions Nal et KC1 // Thin Solid Films. -1988. — V.167. -P.45-56.

59. Reisman A., Williams C.K. Si02 gate insulator defects, spatial distributions, densities, types, and sizes // Journal of Electronic Materials. 1995. - V. 24, № 12. — P. 2015-2023.

60. Yamin M. Charge storage effects in silicon dioxide films // IEEE Transact, on Electron Devices. 1965. - V.12, № 3. -P.88-96.

61. Hickmott T.W. Thermally stimulated ionic conductivity of sodium in thermal Si02 // J. Appl. Phys. 1975. - V.46, № 6. - P.2583-2598.

62. Kuch M., Silversmith D.J. Ionic contamination and transport of mobile ions in MOS structures // J. Electrochem. Soc.: Solid State Sci. 1971. - № 6. - P.966-970.

63. Marciniak W., Przewlocki H.M. On the behavior of mobile ions in dielectric layers of MOS structures //J. Electro-chem. Soc.: Solid State Sci. and Technol. -1976. V.123, № 8. -P.1207-1212.

64. Chou N.J. Application of triangular voltage sweep method of mobile charge studies in MOS-structures // J. Electro-chem. Soc.: Solid State Science. 1971. -V. 118, № 4. — P.601 -609.

65. Tangena A.G., Middelhock J., de Rooij N.F. Influence of positive Ions on the current-voltage characteristics of MOS structures // J. Appl.Phys. 1978. - V.49, № 5. - P.2876-2879.

66. Tangena A.G., de Rooij N.F., Middelhock J. Sensitivity of MOS structures, for contamination with Yf, Na+, and K+ ions // J. Appl. Phys. 1978. - V.49, №11.-P.5576-5583.

67. Ламперт M., Марк П. Инжекционные токи в твердых телах / М.: Мир, 1973,-416 с.

68. Као К., Хуанг В. Перенос электронов в твердых телах / М.: Мир, 1984. ч.2, 368с.

69. Гороховатский Ю.А., Бордовский Г.А. Термоактивационная токовая спектроскопия высокоомных полупроводников и диэлектриков / М.: Наука, 1991. -248с.

70. Chen R., Kirsh Y. Analysis of thermally stimulated processes / N.Y.: Per-gamon Press, 1981. 36lp.

71. Silversmith D.J. Nonuniform lateral ionic impurity distributions at Si-SiOo // J Electrochem. Soc. 1972. - V. 119, № 11. - P. 1589-1593.

72. Гергель В.А., Шпатковская Г.В. Флуктуационные поверхностные состояния и проводимость инверсионных слоев в МДП-структурах // ЖЭТФ.1992. Т. 102, № 2. - С.640-648 .

73. Свойства структур металл-диэлектрик полупроводник / под ред. А.В. Ржанова. - М.: Наука, 1976. - 280с.

74. Hino Т., Yamashita К. Neutralization of mobile ions in the SiC>2 film of MOS structures // J. Appl. Phys. 1979. - V.50, № 7. - P.4879-4882.

75. Stagg I.P., Boudry M.R. Sodium passivation in Al-Si02-Si structures containing chlorine // J.Appl.Phys. 1981. - V.52, №2. - P.885-899.

76. Yamashita K., Iwamoto M., Hino T. Thermally stimulated current properties of mobile ion in Si02 film of MOS structure and its numerical analisis // J. Appl. Phys. 1981. - V.52. - P. 1429-1434.

77. Ждан А.Г., Маркин Ю.В. Эффекты релаксации области пространственного заряда полупроводника при термостимулированной деполяризации МДП структур // ФТП. 1994. - Т.28. - С.756-766.

78. Atanassova Е., Paskaleva A. Mobility degradation of inversion, layer carriers due to MERIE-type plasma action // Solid-State Electron. 1996. - V.39. -P.1033-1041.

79. Антонов-Романовский В.В. Кинетика фотолюминесценции кристал-лофосфоров / М.: Наука. 1966, 289с.

80. Driver М.С., Wright G.T. Thermal realease of trapped space charge in solids //Proc. Phys. Soc. 1963. - V.18. - P. 141-147.

81. Goldman E.I., Zhdan A.G. Problems of relaxation spectroscopy of localised electron states // Semicond. Sci. and Technol. 1990. - V.5. - P. 675-685.

82. Hartstein A., Fowler A.B. Impurity bands in inversion layers // Surf. Sci. -1978.-V.73.-P. 19-30.

83. Di Maria D.J. Capture and release of electrons on Na+-related trapping sites in the S1O2 layer of metal-oxide-semiconductor structures at temperatures between 77° and 296°K // J. Appl. Phys. 1981. - V.52, № 12. - P.7251-7259.

84. Гольдман Е.И. Определение пространственного расположения локализованных электронных состояний у границы раздела полупроводник-диэлектрик // ФТП. 1992. - Т.26. - С.766-770.

85. Красников Г.Я. Взаимосвязь структурно-примесных и электрофизических свойств системы Si-Si02 // Электрон, техн. Сер.З. - 1996. - № 1. - С.67-68.

86. Красников Г.Я. Проблема однородности свойств системы Sl-Si02 в субмикронной технологии // Электрон, техн. Сер.З. - 1996. - № 1. - С.68-70.

87. Di Maria D.J., Aitken J.M., Young D.R. Capture of electrons Into Na+-related trapping sites in the Si02 layer of MOS structures at 77 К // J. Appl. Phys. -1976. V.47. - P.2740-2743.

88. Романов В.П., Золочевский Ю.Б., Сапольков А.Ю. Нейтрализация заряда положительных ионов в переходном слое двуокись кремния — кремний // Электроника и информатика 97: тез. докл. конф., - Зеленоград, 1997г. / МИЭТ. - Зеленоград, 1997. - Ч. 1. - С. 177.

89. Goetzberger A., Klausmann E., Schultz M. Interface states on semiconductor/insulator surfaces // CRC Crit. Revs. Sol. St. Sci. 1976. - V.6, № i. p.l-43.

90. Hwu J.G., Hwang J.Z., Chiou Y.L. Impurity-related interface trap in an Al/Si02/Si(P) capacitor // Thin Solid Films. 1985. - V. 125. - P.17-23.

91. Родерик Э.Х. Контакты металл-полупроводник / M.: Радио и связь,1982. -209с.

92. Шур М. Современные приборы на основе арсенида галлия / М.: Мир, 1991. -632с.

93. Popescu С., Manifacier J.C., Ardebili R. I V curve shape factor for thin p-n junctions at high injection levels // Phys. stat. sol. (a). - 1996. - V.158. - P.611-621.

94. Ram M.K., Annapoorni S., Malhotra B.D. Electrical properties of Metal/Langmuir-Blodgett layer/Semiconductive devices // Journal of Applied Polymer Science. 1996. - V. 60. - P. 407-411.

95. Гольдман Е.И. Электронно-ионный обмен на межфазных границах диэлектрик-полупроводник и его влияние на транспорт ионов в изолирующем слое // ФТП. 2000. - Т.34, №8. - С.984-992.

96. Lundstrom I., Svensson С. Tunneling to traps in insulators // J. Appl. Phys. 1972. - V.43. - P.5045-5047.

97. Nicholas K.H., Woods J. The evaluation of electron trapping parameters from conductivity glow curves in cadmium sulphide // Brit. J. Appl. Phys. 1964. -V.15. — P.783-795.

98. Ждан А.Г., Лушников H.A. Определение параметров локальных центров по особым точкам производной от кривых термостимулированного возбуждения // ФТП. 1979. - Т. 13. - С. 1003-1006.

99. Ждан А.Г., Сандомирский В.Б., Ожередов А.Д., Яковлева Г.Д. К определению параметров ловушек по кривым термостимулированного разряда конденсатора // ФТП. 1969. - Т.З. - С. 1755-1759.

100. Колешко В.М., Гойденко П.П., Буйко Л.Д. Контроль в технологии микроэлектроники / Минск: Наука и техника, 1979. 312с.

101. Hofstein S.R. An investigation of instability and charge motion in metal-silicon oxide-silicon structures // IEEE Transact, on Electron Devices. 1966. -V.ED-13. - P.222-237.

102. Vanheusden K., Warren W.L., Devine R.A.B. et. al. Non-volatile memory device based on mobile protons in Si02 thin films // Nature. 1997. - V.386. -P.587-589.

103. Vanheusden K., Warren W.L., Fleetwood D.M. et. al. Chemical kinetics of mobile proton generation and annihilation in Si02 thin films // Appl. Phys. Lett. -1998. V.73, №5. - P.674-676.

104. Maier J. Nano-ionics: trivial and non-trivial size effects on ion conduction in solids // Zeitschrift fur Physikalische Chemie. 2003. - V.217, №4. - P.415-436.

105. Гольдман Е.И., Иванов В.А. Адаптивный тихоновский алгоритм построения производных экспериментальных зависимостей / Препринт ИРЭ РАН №22 551. Москва, 1990.

106. Гуляев Ю.В., Ждан А.Г., Приходько В.Г. / Препринт ИРЭ РАН №46 418. Москва, 1984.

107. Fischetti M.V., Gamiz F., Hansch W.On the enhanced electron mobility in strained-silicon inversion layers. //J. Appl. Phys. 2002. - V.92, -P.7320-7324.

108. Нанотехнологии в электронике / под ред. чл.-корр. РАН Ю.А. Чаплыгина / М.: Техносфера, 2005. 447с.

109. Алферов Ж.И. История и будущее полупроводниковых гетерострук-тур // ФТП. 1998. - Т.32, №1. - С.3-19.

110. Валиев К.А., Раков А.В. Физические основы субмикронной литографии в микро- электронике / М.: Радио и связь, 1984. 350с.

111. Thompson L.F. Introduction in Microlithography. / ASC, 1994. 85p.146Broers A.N. Practical and Fundamental Aspects of Lithography. В кн.

112. Materials for Microlithography» // American Chemical Society. 1984. - P. 11-38.

113. Kazor A., Gwilliam R.M., Jeynes C. et. al. Ion Implantation Technology 94. / Elservier Science, 1994. - 994p.

114. Леденцов H.H., Устинов B.M., Щукин В.А., Копьев П.С., Алферов Ж.И., Бимберг В. Гетероструктуры с квантовыми точками: получение, свойства, лазеры // ФТП. 1998. - Т.32, №4. - С.385-410.

115. Мильвидский М.Г., Чалдышев В.В. Наноразмерные атомные кластеры в полупроводниках новый подход к формированию свойств материалов // ФТП. - 1998. - Т.32, №5. - С.513-522.

116. Emeleus C.J., Milton В., Long A.R., Davies J.H., Petticrem D;E., Holland M.C. Large periodic potential under lateral surface superlattices fabricated from heterepitaxial stressor layers // Appl. Phys. Lett. 1998. - V.73, № 10.- P. 14121414.

117. Deng X., Krishnamurthy M. Self-assembly of quantum-dot molecules: heterogeneous nucleation of SiGe islands on Si(100) // Phys. Rev. Lett. 1998. -V.81, №7. - P. 1473-1476.

118. Shi Y., Saito K., Ishikuro H., Hiramoto T. Characteristics of narrow channel MOSFET memory based on silicon nanocrystals // Jpn. J Appl. Phys. 1999. -V.38, Part 1, № 48. - P. 2453-2456.

119. Di Maria D.J., Stasiak J.W. Trap creation in silicon dioxide produced by hot electrons // J. Appl. Phys. 1989. - V65, №6. - P.2342-2356.

120. Kaczer В., Im H.-J., Pelz J.P., Wallace R.M. Microscopic characterization of hot-electron spreading and trapping in Si02 films using ballistic electron emission microscopy // Appl. Phys. Lett. 1998. - V.73, № 13. - P. 1871-1873.

121. Белый В.И., Васильева JT.JI., Гриценко B.A. и др. Нитрид кремния в электронике / Новосибирск: Наука, 1982. 200с.

122. Groeseneken G, Bellens. R., Vander L.G., Bosch G., Maes H.E. Hot-carrier degradation in submicrometre MOSFETs: from uniform injection towards the real operating conditions // Semicond. Sci. Technol. 1995. - V.10, № 11. - P. 12081220

123. Kubota T. Ando K., Maramatsu S. FLASH memory data retertion reliability and the floating gate/tunnel SiOo interface characteristics // Appl. Surface Sci. -№117/118.-P.1208-1220.

124. Brown W.D., Brewer J.E. Nonvolatile Semiconductor Memory Technology: A comprehensive guide to understanding and using NVSM devices / N.J. IEEE Press, 1997. 590p.

125. Андо Т., Фаулер А., Стерн Ф. Электронные свойства двумерных систем/М.: Мир, 1985.- 415с.

126. Everhart Т.Е. Fundamental Limits of Lithography. В кн.: «Materials for Microlithography». / American Chemical Society, 1984. - P.5-10.

127. Шульман A.P., Фридрихов С.А. Вторично-эмиссионные методы исследования твердого тела / М.: Наука, 1997. 551с.

128. Binning G., Rohrer Н., Gerher Ch., Weide E. Surface studies by scanning tunneling microscopy // Phys. Rev. Lett. 1982. - V 49, №1. - P.57-64.

129. Scanning Tunnel Microscopy. Edited by Guntherodt W.J., Wiesendanger R. / Berlin: Springer, 1991. 33lp.

130. Amasawa Т., Ono Т., Shimada M. et. al. Ultrathin oxide films deposited using electron cyclotron resonance sputter // J. Vac. Sci. and Technol. B. 1999. -V. 17, №5. - P.2222-2225.

131. Гольдман Е.И. Генерация неосновных носителей заряда в электрических полях макроскопических неоднородностей на границе раздела полупроводник диэлектрик // ФТП. - 1993. - Т.27, №2. - С. 269-276.

132. Kaneshiro С., Okimura Т. Fabrication of mesoscopic structures on n-GaAs surfaces by electrochemical scanning electron microscope // Physica B. — 1996. -V.227.-P.271-275.

133. Averin D.V., Likharev К. K. Coulomb blockade of single-electron tunneling, and coherent oscillations in small tunnel junctions // J. Low Temp. Phys. 1986. - V.62, № 3/4. - P.345-373.

134. Неизвестный И.Г., Соколова O.B., Шамирян Д.Г. Одноэлектроника // Микроэлектроника. 1999. -Т.28, №2. - С.83-107 (4.1).

135. Barret R.C.,Quate C.F. Charge storage in a nitride-oxide-silicon mediumby scanning capacitance microscopy // J. Appl. Phys. 1991. - V.70, №5. - P.2725-2733.

136. Montelins L., Carlsson S.-B., Junno T. et. al. // Nanostructures: Physics and Technology: тр. 6-th Int. Symp., St. Peterburg, Russia, June 22-26 1998 / Ioffe Institute. St. Peterburg, 1998. - P.230-232.

137. Radojkovic P., Hartmann E. et. al. // Nanostructures: Physics and Technology: тр. 6-th Int. Symp., St. Peterburg, Russia, June 22-26 1998 / Ioffe Institute. -St. Peterburg, 1998. P. 97-100

138. Технология СБИС. В 2 т. Т.2. / Под ред. С. Зи. М.: Мир. 1986. - 453с.

139. Гольдман Е.И., Ждан А.Г. Генерация неосновных носителей заряда у реальных границ раздела полупроводник-диэлектрик // Микроэлектроника. -1994. Т 23, №2. - С.3-20.

140. Гольдман Е.И., Ждан А.Г., Сумарока A.M. Термическая генерация неосновных носителей заряда у границы раздела полупроводник-диэлектрик через глубокий уровень в приповерхностном слое обеднения // ФТП. 1992. - Т 26, №12.-С 2048-2056.

141. Ждан А.Г., Маркин Ю.В., Сумарока A.M. Термополевая генерация неосновных носителей заряда у границы раздела полупроводник-диэлектрик с врожденной и индуцированной электрической неоднородностью // Микроэлектроника. 1993. - Т.22, №5. - С.54-59.

142. Веденеев А.С., Ждан А.Г., Сумарока A.M., Панков В.Г., Панченко Р.В. Малогабаритный вакуумный проточный криостат для области температур 8-500К // ПТЭ. 1991. - №2. - С.242-243.

143. Schokly W., Read W. Statistics of the Recombinations of Holes and Electrons // Phys. Rev. 1952. - V.87. №5. - P.835-842.

144. Hall R. Electron-Hole Recombination in Germanium // Phys. Rev. 1952. -V.87, №2.-P.387-387.

145. O'Dwyer J.J. The theory of electrical conduction and breakdown in solid dielectrics / Clarendon press. Oxford, 1973. 321 p.

146. Yang N., Henson W.K., Hauser J.R., Wortman J.J. Modeling Study of Ul-trathin Gate Oxides Using Direct Tunneling Current and Capacitance-Voltage Measurements in MOS Devices // IEEE Transactions on Electron Devices. 1999. - V.46,7. — P. 1464-1471.

147. Khairurrijal, Mizubayashi W., Miyazaki S., Hirose M. Analytic model of direct tunnel current through ultrathin gate oxides // J.Appl. Phys. 2000. - V.87, №6. - P.3000-3005.

148. Stadele M., Tuttle B.R., K.Hess K. Tunneling through ultrathin Si02 gate oxides from microscopic models. //J.Appl. Phys. 2001. - V.89. - P.348-363.

149. Красников Г.Я., Зайцев H.A., Матюшкин И.В. Зависимость эффективной величины барьера при туннелировании в МОП-структурах от структурно-примесного состава переходного слоя на границе Si—Si02 // Микроэлектроника. 2001. - Т.30, №5. - С.369-376.

150. Sun6 J., Oriols X., Autran J.-L. Non-equilibrium gate tunneling current in ultra-thin (<2nm) oxide MOS devices // J. of Non-Crystalline Solids. 2001. - №280. -P.127-131.

151. Clerc R., Spinelli A., Ghibaudo G., Pananakakis G. Theory of direct tunneling current in metal-oxide-semiconductor structures // J.Appl. Phys. 2002. -V.91, №3. - P.1400-1409.

152. Jimdnes-Molinos F., Gamis F., Palma A., Cartujo P., and Lopez-Villaueva J.A. Direct and trap-assisted elastic tunneling through gate ultrathin oxides // J.Appl. Phys. 2002. - V.91, №8. - P.5116-5124.

153. Asli N., Vexler M.I., Shulekin A.F., Seegebrecht P. Hot-electron-induced luminescence of metal-oxide-semiconductor tunnel devices // Semicond. Sci.Technol. 2003. - V.l 8. - P. 147-153.

154. Khlifi Y., Kassmi K., Aziz A., Olivie F. Fowler- Nordheim current modeling of metal/ultra-thin oxide/semiconductor structures in the inversion mode, defects characterization // Eur. Phys. J. Appl. Phys. 2004. - V.28. - P. 27-41.

155. Nordheim L.W. Die Theorie der Electronenemission der Metalle, «Physi-kalische Zeischrif» // Phys. Zs. 1929. - V30, №7.- P.l 17-196.

156. Cassan E., Dollfiis P., Galdin S. Wave-mechanical study of gate tunneling leakage reduction in ultra-thin (< 2 nm) dielectric MOS and H-MOS devices // J. of Non-Crystalline Solids. -2001. №280. -P.63-68.

157. Crupi F., Ciofi C., Germano A., Iannaccone G., Stathis J.H., Lombardo S. On the role of interface states in low-voltage leakage currents of metal-oxide-semiconductor structures // Appl. Phys. Lett. 2002. - V.80, №24. - P.4597-4599.

158. Schroder D.K., Nathanson H.C. On the separation of bulk and" surface components of lifetime using the pulsed MOS capacitor // Solid State Electron. -1970. V.13, №5. - P.577-582.

159. Schroder D.K., Guldberg J. Interpretation of surface and bulk effects using the pulsed MIS capacitor // Solid State Electron. 1971. - V. 14, №12. - P. 12851297.

160. Kano Y., Shibata A. On the determination of minority carrier lifetime and surface recombination velocity from the transient response of MOS capacitors // Jap. J. Appl. Phys. 1972. - V.l 1. - P.l 161-1164.

161. Вавилов B.C. Действие излучений на полупроводники / М.: Физмат-гиз, 1963. 264с.

162. Бонч-Бруевич, B.JI. Калашников С.Г. Физика полупроводников. / М.: Наука, 1990. 688с.

163. Yang K.J., Ни С. MOS capacitance measurements for high-leakage thindielectrics // IEEE Trans.on Electron Devices. 1999. - 46, №7. - P. 1500-1501.

164. Simonetti O., Maurel Т., Jourdain M. Extraction of the oxid thickness using a MOS structure quantum model for Si02 oxide<5nm thick films // Journal of Non-Crystalline Solids. 2001. - V280, №1-3. - P. 110-115.

165. Pellizzer F., Pavia G. Precise electrical evaluation of active oxides thickness and comparison with ТЕМ measurements // Journal of Non-Crystalline Solids. -2001. V280, №1-3. - P.235-240.