книги / Микроструктуры интегральной электроники

У ДК 621.3:04977

Бузанева Е. В. Микроструктуры интегральной электроники. — М.: Радио и связь, 1990 — 304 с: ил. — ISBN 5-256-00419-0.

Рассмотрена связь электрофизических характеристик и физических пара­ метров микроструктур на полу- и сверхпроводниках: поверхностно-барьерных структур (металл-и(р)-полупроводник, металл-р+(п+)-л(р)-полупроводник, ме- талл-туннельный диэлектрик-полупроводник) ; слоистых полупроводниковых структур с системой потенциальных барьеров и квантовых ям (двух- и много­ барьерные структуры, сверхрешетки); слоистых структур сверхпроводник-изоля­ тор (или нормальный металл, полупроводник) сверхпроводник и периодических структур на их основе с джозефсоновской связью между слоями Изложены ос­ новы физики, микротехнологии и применения микроструктур иа элементарных, сложных полупроводниках и высокотемпературных сверхпроводниках в прибо­ рах, устройствах и сверхбольших сверхскоростных микросхемах.

Для научных работников, специализирующихся в области микроэлектро­ ники, полупроводниковых и сверхпроводниковых приборов

Ил. 143. Библиогр. 170 назв.

Р ец ен зен ты : акад. АН БССР В. А. Лабунов, ;-р физ.-мат наук, проф В. Г. Мокеров

Редакция литературы по электронике

Научное издание

БУЗАНЕВА ЕВГЕНИЯ ВИКТОРОВНА

МИКРОСТРУКТУРЫ ИНТЕГРАЛЬНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

Заведующий редакцией Ю. Н, Рысев Редактор М. М. Лисина Переплет художника Л. В. Брылева

Художественный редактор H. С. Шеин Технический редактор T. Н. Зыкина Корректор Н. В. Козлова

ИБ № 2063

Предлагаемая читателю монография Е. В. Бузаневой «Микро­ структуры интегральной электроники» посвящена электронным

проводник с барьером Шотки, так и относительно новые струк­ туры. Из последних автором выбраны структуры металл — ди­ электрик— полупроводник с туннельно-тонким диэлектриком, по­ лупроводниковые структуры с множеством потенциальных барь­ еров и ям, сверхрешетки, а также структуры со сверхпроводящи • ми слоями, используемые при создании джозефсоновских пере­ ходов, на основе которых возможно создание элементов не толь­ ко микро-, но и наноэлектроники. Возможность создания и иссле­ дования таких структур обусловлена развитием новых технологи­ ческих методов получения тонких кристаллических пленок.

Основное содержание книги заключается в описании энергети­ ческих спектров (зон) электронов и процессов переноса в струк­ турах. При туннельно-топких слоях важную роль приобретают туннельные процессы переноса. Эти процессы служат базой для понимания физики функционирования электронных приборов, эле­ ментов микросхем, содержащих те или иные структуры. Самим приборам, элементам в книге уделено сравнительно скромное ме­ сто — возможности их построения обсуждаются в заключитель­ ных разделах соответствующих глав. Тем не менее, представлен­ ный в книге материал будет с интересом прочитан всеми, кто за ­ нимается конструированием приборов, элементов микро- и наноэлекгроники.

Академик К. А. ВАЛИЕВ

P А 3 Д Е Л I . П О В Е Р Х Н О С Т Н О -Б А Р Ь Е Р Н Ы Е

С Т Р У К Т У Р Ы Н А П О Л У П Р О В О Д Н И К А Х

В этом разделе рассмотрены электронные процессы, определя­ ющие электрофизические характеристики и параметры структур: металл-полупроводник (МП), металл-л1(р+)-р(л)-полупроводник, металл-л (р) -л+ (р+) -полупроводник, металл-тоикий диэлектрикполупроводник — поверхностно-барьерных структур на кристал­ лических и аморфных полупроводниках. В этих структурах обра­ зование потенциального барьера области пространственного за­ ряда (ОПЗ) в полупроводнике обусловлено электронными свой­ ствами поверхности межфазной границы полупроводника и лока­ лизованных состояний в запрещенной зоне, щели подвижности. Механизмы токопереноса в этих структурах зависят от парамет­ ров ОПЗ полупроводника и переходного слоя на межфазной гра­ нице [1—5].

В приборах, устройствах и элементах микросхем на основе по­ верхностно-барьерных структур используют нелинейность зависи­ мости тока или емкости от напряжения [1, 5]. Нелинейную зави­ симость тока от напряжения (ВАХ) аппроксимируют выражением

или

где параметры a, a* и n, n* связаны соотношениями:

где фо — высота потенциального барьера Шотки; т — 1/2— 1/3. В эквивалентной схеме структур кроме емкости ОПЗ учитывают так­ же сопротивление R слоя полупроводника с ОПЗ, включенное па­ раллельно емкости С, и сопротивление г объема полупроводника, включенное последовательно R и С. Поэтому здесь приведем ре­ зультаты исследования параметров ОПЗ и характеристик поверх­ ностно-барьерных структур, определяемых различными механиз­ мами токопереноса и свойствами ОПЗ, которые необходимы для анализа эффективности использования структур в элементах ми­ кросхем.

ГЛАВА 1. СТРУКТУРЫ МЕТАЛЛ-ПОЛУПРОВОДНИК С БАРЬЕРОМ ШОТКИ

1.1. ОБРАЗОВАНИЕ ПОТЕНЦИАЛЬНОГО БАРЬЕРА В ПОЛУПРОВОДНИКЕ МП СТРУКТУР

МП структуры на кристаллическом полупроводнике. Рассмот­ рим ход потенциала <р(дс) и параметры ОПЗ в полупроводнике с равномерным распределением легирующей примеси — высоту по­ тенциального барьера фо, ширину L и напряженность поля Е (рис. 1.1). Для слоя Шотки, когда фо изменяется в пределах

2,3кТ < Фо< — 2р + (3/2) kT In (m\ /n Q , (1.5)

в результате интегрирования уравнения Пуассона для равномер­ ного распределения примесей в полупроводнике получены:

где ê?g — ширина запрещенной зоны полупроводника; р, — рассто­ яние от уровня Ферми до дна зоны проводимости, т * п и т * р — эффективные массы электронов и дырок соответственно. При х — = 0

Величина ф0 определяется контактной разностью потенциалов ме­ жду металлом и полупроводником UK и зарядом на уровнях, рас­ положенных на границе МП.

В том случае, когда ф0 задается UK, ф0/ел;17к. Если же ф0 не зависит от UK, фо=ф°о и для равномерного распределения приме­

их заполнения после и до контактирования [3]. При приложении напряжения к МП структуре с барьером Шотки оно распределя­ ется между ОПЗ полупроводника и объемом полупроводника. Это приводит к изменению высоты потенциального барьера от ф0 до Фо—eU и соответствующему изменению ширины ОПЗ в полупро­ воднике L (1.9).

МП структуры на кристаллическом полупроводнике с глубоки­ ми центрами. Глубокие центры (ГЦ ), т. е. центры, образующие в запрещенной зоне полупроводника глубокие энергетические уров­ ни, могут существовать в полупроводнике из-за наличия приме­

&\ в верхней половине запрещенной зоны, а второму — энерге­ тический уровень в нижней половине (однозарядные ГЦ: каж ­ дый атом примеси образует в запрещенной зоне полупроводника один глубокий уровень).

При отсутствии внешнего напряжения ( U = 0) заполнение электронами обоих уровней определяется их положением относи­ тельно уровня Ферми. Каждый из уровней заполнен электрона­

(рис. 1.2,а),

в

При f=0 переключим МП структуру от нуля до обратного напряжения {обозначим такое переключение 0-К/). Начальное заполнение обоих уровней останется таким, каким оно было до переключения, т. е. уровень Ж\ будет за­ полнен электронами при *>ад10 и пуст при 0<х<шю, а уровень Ж2 будет заполнен электронами при x>w 2о и пуст при 0<х<ад2о. После переключения Q-+U установится новое стационарное заполнение обоих уровней. Это новое заполнение для каждого из уровней определяется следующими процессами: теп­ ловым выбросом электронов с уровня в зону проводимости; тепловым выбро­ сом электронов из валентной зоны на уровень (тепловым выбросом дырок с уровня в валентную зону); захватом электронов из зоны проводимости на уро­ вень; захватом дырок из валентной зоны на уровень (переход электронов с уровня в валентную зону). Поскольку электрическое поле в ОПЗ быстро уда­ ляет электроны из зоны проводимости и дырки из валентной зоны, то можно пренебречь захватом электронов и дырок на уровень. Тогда стационарное за­ полнение уровня определяется двумя первыми процессами. Как скорость теп­ лового выброса электронов с уровня в зону проводимости, так и скорость теп­ ловою выброса электронов из валентной зоны на уровень очень сильно (по экспоненциальному закону) зависят от энергии ионизации. Поэтому в стаци­ онарном состоянии уровень Ж\ не заполнен электронами почти во всей ОПЗ {точнее, при х<.®пи рис. 1.2,6), а уровень Ж2 заполнен электронами почти во всей ОПЗ (точнее, при х<Шр2). Детальный расчет заполнения уровней дан в 17]. Таким образом, после переключения О-*U электроны уходят с уровня Ж\ в слое Axi, а заполнение уровня Ж2 почти не изменяется.

Стационарное заполнение уровня Ж\ устанавливается с постоянной време­ ни ть которая называется временем релаксации заполнения уровня

ГЦ с одинаковыми значениями энергий ионизации значения т различны. Время релаксации заполнения уровня не зависит от концентрации ГЦ и слабо зависит от напряженности электричес­ кого поля. Если концентрация ионизованных центров (мелких и

разницей, что в них вместо концентрации мелких доноров войдет полная концентрация ионизованных центров N„, которая при по­ стоянном напряжении изменяется во времени до стационарного

ионизованных центров N„c равна ЛГдм+Л/дг. Пусть далее ГЦ1— акцептор с концентрацией NarТогда начальное и стационарное значения концентрации ионизованных центров равны соответст­ венно ЛГдм—War и ЛГДМ. Таким образом, в обоих случаях справед­ ливо неравенство Nac> N m. Следовательно, в ходе установления

ного типа. Плотность объемного заряда определяется разностью положительных р+ и отрицательных п~ зарядов, сосредоточенных на ловушках: р+-п~ или гг-р+ в зависимости от типа проводимо­ сти приповерхностного слоя полупроводника. В глубине полупро­ водника, не легированного электрически активными примесями, условие электронейтральности требует выполнения равенства по­ ложительных и отрицательных зарядов: р+= т г . При легировании полупроводника условия электронейтральности в его объеме име­ ют вид —р+ или iV_a = p +—гг, из которых можно найти положение уровня Ферми.

Распределение плотности объемного заряда в р ОПЗ, вычислен­ ное для кривой плотности состояний N (S ), представленной на рис. 1.3, приведено на рис. 1.4 [14]. Полные плотности р+ и п~ зарядов, находящихся в некотором сечении ОПЗ, где высота барь­ ера ф, равны соответственно:

водимости в объеме а-П. Согласно результатам расчета в «-полу­

лупроводнике, плотность объемного заряда возрастает за счет вклада в р донороподобных состояний. Из этих результатов сле­

ческом полупроводнике.

Для определения хода ф(х) необходимо решить уравнение Пу­ ассона. Расчеты выполнены численно с использованием аналити­ ческих аппроксимаций распределения плотности состояний в за ­ зоре подвижности полупроводника: распределение N (S ) задава­ лось гиперболическим косинусом, двумя экспонентами с различ­ ными показателями. Аналитические решения, описывающие ф(х), получены в [9]. Во всех расчетах ф(х) в ОПЗ нелегированных или слаболегированных а-П в ходе ф(х) вблизи границы ОПЗ — ней­

тральный полупроводник имеется участок медленного, а затем рез­ кого роста. Этот ход гр (х) обусловлен неравномерностью плотно­ сти объемного заряда в ОПЗ, зависящей от формы спектра лока­ лизованных состояний в зазоре подвижности. Делаются расчеты хода <р (д:) исходя из аналитической аппроксимации спектра лока­ лизованных состояний в зазоре подвижности. В [10] при расчете распределения заряда в ОПЗ a-Si : Н предполагается [/-образная функция распределения состояний в зазоре подвижности. В [11] используется аппроксимация распределения доноронодобных и ак­ цептороподобных состояний в зазоре подвижности в виде набора экспоненциальных зависимостей:

3

ёп (8) = 2 At exp ai g; i=i

1.3. При вычислении плотности объемного заряда р(<р) в ОПЗ ис­ пользуется приближение, в котором функция распределения Фер­ ми имеет вид

Д ля определения <р(х) решено уравнение Пуассона. Выбрано начало координат на границе M-a-Si, и использовано граничное условие ср | *=о ==<ро—eU

При этом не учтен предельный переход к £<>->-0 при ф->-0, и по­ этому эти формулы неприменимы при малых изгибах зон.

Формула (1.12) справедлива, когда весь заряд в ОПЗ а-П полностью определяется зарядом, сосредоточенным на локализо­ ванных состояниях с квазинепрерывным спектром. Когда a-Si ле­ гирован электрически активными примесями (например, фосфо­ ром), в выражении для р(ф) учитывается

Зависимость толщины ОПЗ L от параметров распределения N(& ) видна из (1.12) и (1.12,а). При увеличении плотности ло­ кализованных состояний в середине зазора подвижности параметр