Методы, основанные на измерении надпороговой ВАХ транзисторов

Существуют некоторые методики измерений, используемые для того, чтобы электрически охарактеризовать радиационно-индуцированные дефекты в МОП-транзисторах. Пороговое напряжение можно определить с помощью измерения ВАХ как в линейной области (малое напряжение на стоке), так и в области насыщения (большое напряжение на стоке). При малых напряжениях на стоке (V_d << V_g – V_th) ток стока в линейной области I_d определяется выражением [13, 18]

, (3.15)

где m — подвижность носителей; W — ширина канала; L_c — длина канала; V_g — напряжение затвор-исток; V_d — напряжение сток-исток; V_th — пороговое напряжение.

Таким образом, пороговое напряжение можно определить по пересечению графика зависимости I_d(V_g) с осью напряжения. Следует отметить, что пороговое напряжение, определенное из (3.15) не равно напряжению инверсии конденсатора, соответствующему поверхностному потенциалу, равному 2j_B [13]. Подвижность носителей можно определить по наклону данного участка ВАХ.

Ток стока в области насыщения описывается выражением [13, 18]

, (3.16)

где m — постоянная, зависящая от уровня легирования и приблизительно равная 1/2 при низких уровнях легирования.

В области насыщения пороговое напряжение может быть определено по пересечению графика зависимости квадратного корня тока стока от напряжения на затворе с осью напряжения.

Метод накачки заряда

Метод накачки заряда — это очень чувствительный метод, который может быть использован при измерениях очень малых изменений плотности поверхностных ловушек DD_it [13]. Данный метод значительно более чувствителен, чем любой другой электрический метод определения зарядов в МОП-структурах. Он может использоваться для проведения быстрых (< 1 с) измерений. Однако напрямую метод накачки заряда не позволяет определить ни DD_it, ни DV_it: оба эти параметра выводятся из тока накачки заряда. Кроме того, сам по себе метод накачки заряда не может быть использован для точных и прямых измерений величины DV_ot [13].

Если непрерывно переключать транзистор из режима инверсии в режим аккумуляции и обратно с помощью подачи между затвором и подложкой импульсного напряжения, то в подложке будет протекать ток накачки заряда как результат захвата и испускания основных и неосновных носителей расположенными на границе Si/SiO₂ ловушками. Для треугольной формы сигнала напряжения накачки заряда ток накачки заряда I_cp связан со средней плотностью поверхностных ловушек D_it через соотношение [13]

, (3.17)

где А — площадь транзистора; v_t — тепловая скорость носителей; n_i — собственная концентрация носителей; s_n и s_p — сечение захвата электронов и дырок; V_fb — напряжение плоских зон; f и DV_g — частота и амплитуда измерительного сигнала соответственно.

Из (3.17) видно, что сигнал накачки заряда приблизительно линейно возрастает с частотой напряжения накачки заряда. Таким образом, для повышения соотношения сигнал-шум измерения по методу накачки заряда часто проводятся на высокой частоте. На рис. 3.9 [13] приведены примеры кривых накачки заряда, измеренных до и после облучения p-канальных транзисторов дозой 3 Мрад(SiO₂) с подачей треугольного сигнала напряжения, наложенного на постоянное смещение V_offset.

Рис. 3.9. Ток накачки заряда в МОП-транзисторе до и после облучения дозой 3 Мрад(SiO₂)

Для точного вычисления D_it нужно знать зависимость эффективного сечения поверхностных ловушек от дозы. Также вследствие неопределенностей, вызванных геометрическими составляющими тока накачки заряда (например, рекомбинация в объеме вместо поверхности), возникают некоторые вопросы по поводу точности вычисления D_it из тока накачки заряда в некоторых приборах. Кроме того, имеются трудности определения DV_it через DD_it, связанные с неопределенностью того, какая часть запрещенной зоны дает вклад в ток накачки заряда [1]. Тем не менее, метод накачки заряда — это очень полезный инструмент для исследований встраивания поверхностных ловушек в МОП-транзисторах.

3.3 Накопление и релаксация зарядов в структуре Si/SiO₂ при радиационном облучении и отжиге

3.3.1 Общее описание процессов накопления заряда в структурах Si/SiO₂ при радиационном облучении

Основными эффектами, возникающими в МОП-структурах вследствие воздействия ионизирующего излучения, являются накопление положительного заряда в объеме диэлектрика и рост плотности ПС на границе раздела полупроводник-диэлектрик. При облучении МОП-транзистора высокоэнергетическим ИИ равномерно по всему оксиду образуются электронно-дырочные пары. Генерация электронно-дырочных пар определяет практически все дозовые эффекты. Генерированные носители вызывают встраивание заряда в диэлектрике и на границе раздела полупроводник-диэлектрик, что приводит к деградации ПП и ИС.

Качественно процесс генерации положительного заряда в диэлектрике можно описать с помощью ионизационной модели [3, 8, 13, 15–17]. Согласно этой модели, при облучении в объеме SiO₂ генерируются электронно-дырочные пары. Часть из них рекомбинирует, а оставшиеся пары разделяются. Подвижность электронов во много раз больше подвижности дырок, вследствие чего электроны быстро покидают диэлектрик, а дырки могут захватываться на имеющиеся в нем ловушки, заряжая их положительно.

В ряде отечественных работ в результате изучения влияния различных видов ИИ на заряд структуры Si/SiO₂ в зависимости от способа выращивания диоксида кремния, типа подложки и условий обработки, была предложена «двухслойная» модель образования заряда, которая также учитывает образование заряженных центров в приповерхностной области полупроводника [3]. Поскольку при радиационной обработке наблюдается компенсация проводимости n- и р-кремния, то можно считать, что в приповерхностной области n-кремния преимущественно вводятся акцепторные центры, в р-кремнии — донорные. В результате знак и величина общего заряда структуры Si/SiO₂ будет определяться в случае р-кремния суммой зарядов в оксиде и в приповерхностной области полупроводника, а в случае n-кремния — разностью.

Механизм деградации прибора проиллюстрирован на рис. 3.10 [13]. Здесь показана зонная диаграмма МОП-структуры для конденсатора с р-подложкой при подаче положительного смещения на затвор.

Сразу после образования электронно-дырочных пар большинство электронов быстро дрейфуют (в течение пикосекунд) по направлению к затвору, а дырки дрейфуют по направлению к границе Si/SiO₂. Однако перед тем как электроны покидают оксид, часть из них успевает прорекомбинировать с дырками. Та часть электронно-дырочных пар, которая избежала рекомбинации, называется электронно-дырочным выходом (выходом электронно-дырочных пар). Дырки, избежавшие «начальной» рекомбинации, будут перемещаться по оксиду по направлению к границе Si/SiO₂, перескакивая по локализованным в оксиде состояниям. При подходе к границе часть дырок захватывается, образуя положительный встроенный заряд оксида. При «перескакивании» дырок по оксиду или при их захвате вблизи границы Si/SiO₂ легко высвобождаются ионы водорода (протоны). Эти ионы могут дрейфовать по направлению к границе Si/SiO₂, где они могут вступить в реакции с образованием поверхностных ловушек. При пороговом напряжении поверхностные ловушки заряжены преимущественно положительно в случае р-канального транзистора и отрицательно в случае n-канального транзистора.

Рис. 3.10. Зонная диаграмма МОП-конденсатора с положительным смещением на затворе, иллюстрирующая основные процессы радиационно-индуцированной генерации заряда

Кроме зарядов в диэлектрике и на поверхностных ловушках, образующихся в подзатворных оксидах, встраивание заряда также будет иметь место и в других оксидах, включая полевые оксиды и встроенные оксиды в КНИ-структурах. Радиационно-индуцированное встраивание зарядов в подзатворных, полевых и встроенных оксидах может привести к деградации приборов и отказу микросхемы. Встроенный в подзатворном оксиде положительный заряд может инвертировать область канала и привести к возникновению тока утечки в выключенном состоянии (V_GS = 0 В). Это приведет к повышению статического тока потребления ИС, а также может вызвать отказ ИС. Подобным образом, положительный заряд, захваченный в полевом или встроенном окисле, также может вызвать значительное повышение статического тока потребления ИС, вследствие возникновения паразитных каналов утечки в транзисторе. В действительности для современных ИС с очень тонкими подзатворными оксидами радиационная деградация обычно определяется радиационно-индуцированным встраиванием заряда в полевых и встроенных оксидах. Высокая концентрация поверхностных состояний может привести к снижению подвижности носителей заряда и повышению порогового напряжения n-канального транзистора. Это ведет к снижению быстродействия транзисторов с ухудшением временных параметров ИС.

В данном разделе подробно рассмотрено встраивание заряда в оксиде МОП-транзистора и на поверхностных ловушках. Большая часть приведенного материала относится к механизмам встраивания зарядов в подзатворных оксидах транзисторов и конденсаторов, однако механизмы радиационно-индуцированного встраивания заряда в полевых оксидах и встроенных оксидах КНИ-структур схожи с механизмами для подзатворных оксидов.

Выход заряда

Если в оксиде присутствует поперечное электрическое поле, то после высвобождения электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне сразу же начнут перемещаться в противоположных направлениях. Как уже упоминалось ранее, электроны сильно подвижны в диоксиде кремния и, как правило, быстро покидают его в течение пикосекунд [19, 20]. Однако, перед тем как покинуть оксид, некоторая часть электронов успевает прорекомбинировать с дырками в валентной зоне. Этот процесс называется начальной рекомбинацией. Величина начальной рекомбинации сильно зависит от электрического поля в оксиде, а также энергии и типа падающих ионизирующих частиц [13]. Вообще, сильно ионизирующие частицы создают плотные «колонки» заряда (треки), в которых скорость рекомбинации достаточно высока. С другой стороны, слабо ионизирующие частицы создают относительно изолированные зарядовые пары, и скорость рекомбинации будет ниже. Доля дырок, избежавших начальной рекомбинации, называется выходом заряда. В конечном итоге именно эти дырки будут определять заряд, накопленный при радиационном облучении в объеме диэлектрика, а также заряд ПС.

На рис. 3.11 показаны зависимости выхода заряда от напряженности электрического поля в оксиде для низкоэнергетических протонов, альфа-частиц, гамма-квантов (⁶⁰Со) и рентгеновского излучения [13]. Из рисунка видно, что для всех типов ИИ с увеличением напряженности электрического поля уменьшается вероятность рекомбинации дырок с электронами и возрастает доля избежавших рекомбинации дырок. Принимая во внимание эффекты выхода заряда и рекомбинации электронно-дырочных пар, общее число генерированных в оксиде дырок N_h (за исключением эффектов дозового усиления), которые избежали начальной рекомбинации, можно записать в виде [13]

N_h = f(E_ox) g₀ D t_ox, (3.18)

где f(E_ox) — выход заряда как функция электрического поля в оксиде; D — доза; t_ox — толщина оксида, см; g₀ —зависящим от вида материала параметр, определяющий начальную плотность зарядовых пар, приходящуюся на дозу в 1 рад (значения g₀ для GaAs, кремния и диоксида кремния приведены в табл. 3.1 [13]).

Рис. 3.11. Доля избежавших начальной рекомбинации дырок (выход заряда) при облучении рентгеновскими лучами, низкоэнергетическими протонами, гамма-квантами и альфа-частицами [13]

При переходе к дозе в единицах рад(SiO₂) выражение (6) принимает вид

N_h = 8,1×10¹² f(E_ox) D t_ox. (3.19)

Если используется металлический или силицидный затвор, то N_h следует умножить на коэффициент дозового усиления. В предположении, что дырки высвобождаются равномерно по оксиду, максимальный сдвиг порогового напряжения до переноса дырок записывается в виде [13]

DV_{th max} = – 1,9×10^–8 f(E_ox) D t_ox². (3.20)

Таблица 3.1

Минимальная энергия для образования электронно-дырочной пары E_p, плотность и концентрация g₀ электронно-дырочных пар на 1 рад для GaAs, кремния и диоксида кремния

Материал	Ep, эВ	Плотность, г/см3	g0, см–3/рад
GaAs	~ 4,8	5,32	~ 7×1013
Si	3,6	2,328	4×1013
SiO2		2,2	8,1×1012

Выражение (3.20) получается путем интегрирования (3.19) по распределению заряда в оксиде.

3.3.3 Перенос дырок через SiO₂

Генерированные в оксиде дырки переносятся через решетку оксида значительно медленнее, чем электроны [3, 8, 13, 15–17]. В присутствии электрического поля дырки могут перемещаться как к границе затвор/SiO₂, так и к границе Si/SiO₂. По мере перемещения по SiO₂, дырки, благодаря своему заряду, вызывают искажение поля локальных потенциалов в решетке SiO₂. Эти локальные искажения увеличивают глубину ловушек в локализованных местоположениях, что приводит к захвату дырок в непосредственной близости к ловушкам. Таким образом, в сущности, дырки стремятся захватываться на локализованные состояния. Объединение заряженного носителя (дырки) и его поля напряжений известно как полярон [13]. По мере перемещения дырок через решетку искажения следуют за дырками. Следовательно, дырки переносятся через SiO₂ посредством «перескакивания поляронов» [13]. За счет этого повышается эффективная масса дырок и снижается их подвижность.

Вследствие перескакивания поляронов перенос дырок становится дисперсным (т.е. перенос дырок происходи в течение многих порядков величин по времени после воздействия импульса радиации) и сильно зависящим от температуры и толщины оксида [13]. Дисперсная природа переноса дырок и его температурная зависимость проиллюстрированы на рис. 3.12 [21]. Здесь показаны зависимости от времени сдвига напряжения плоских зон МОП-конденсатора DV_fb для нескольких различных температур отжига во время и после облучения. Толщина оксида составляла 96,3 нм, кремниевая подложка была n-типа, и электрическое поле во время и после облучения составляло 1 МВ/см. Конденсатор облучался дозой 30 крад(SiO₂) одиночным импульсом с длительностью 4 мкс. Как будет показано ниже, количество поверхностных ловушек вскоре после импульса ионизирующего излучения невелико, и в результате при этих измерениях сдвиг напряжения плоских зон является индикатором количества дырок, присутствующих в оксиде.

Рис. 3.12. Температурная зависимость сдвига напряжения плоских зон для МОП-конденсатора с металлическим затвором после воздействия одиночного импульса ИИ [21] (сдвиг напряжения плоских зон является мерой количества дырок в оксиде)

Общее количество дырок включает в себя дырки, перемещающиеся по оксиду, и дырки, захваченные в оксиде. По мере того, как дырки покидают оксид, напряжение плоских зон будет понижаться, стремясь к своему исходному значению до облучения. Восстановление напряжения плоских зон наблюдается в течение многих порядков величины по времени, и это сильно термически активированный процесс. При Т = 293 К время 50-процентного восстановления составляет менее 1 мс. При температурах 124 и 141 К в течение 1000 с наблюдается лишь небольшое (~20 %) восстановление.

Влияние напряженности электрического поля в оксиде на время переноса дырок проиллюстрировано на рис. 3.13 [22]. Здесь показан сдвиг напряжения плоских зон, измеренный на конденсаторах с толщиной оксида 96,3 нм и нормированный на величину сдвига напряжения плоских зон, измеренного непосредственно сразу после облучения конденсаторов импульсом ионизирующего излучения с длительностью 4 мкс при температуре 79 К и напряженности электрического поля 1 МВ/см. Для минимизации переноса дырок в слабых электрических полях конденсаторы облучались при температуре 79 К. Электрическое поле при облучении и отжиге варьировалось от 3 до 6 МВ/см. Как видно из рисунка, время восстановления напряжения плоских зон, а, следовательно, и время переноса дырок, сильно зависит от напряженности электрического поля. При электрическом поле 3 МВ/см наблюдалось очень небольшое восстановление при наибольшем времени измерений (1000 с). Таким образом, в отсутствие электрического поля в оксиде при низких температурах дырки относительно неподвижны. При высоких значениях напряженности электрического поля время переноса дырок существенно снижается. При электрическом поле 6 МВ/см время 50-процентного восстановления напряжения плоских зон составляет приблизительно 0,02 с.

Рис. 3.13. Зависимость сдвига напряжения плоских зон после воздействия одиночного импульса ИИ от электрического поля [22] (сдвиг напряжения плоских зон является мерой количества дырок в оксиде)

Зависимость времени восстановления t от температуры и напряженности электрического поля можно охарактеризовать соотношением [22]

, (3.21)

где Е — напряженность электрического поля; Т — температура; с и t(0) — постоянные.

Такое поведение характерно для поляронного прыжкового механизма переноса.

Влияние толщины оксида на время восстановления напряжения плоских зон показано на рис. 3.14 [22]. Здесь представлены графики восстановления напряжения плоских зон при температуре 220 К и напряженности электрического поля 1 МВ/см, приложенных при облучении и отжиге, при различных значениях толщины оксида. Сдвиг напряжения плоских зон на этом рисунке нормирован на величину сдвига напряжения плоских зон для конденсатора с толщиной оксида 96,3 нм, измеренного сразу после облучения импульсом ИИ с длительностью 4 мкс при температуре 79 К и напряженности поля 1 МВ/см, от логарифма времени. Конденсаторы изготавливались с оксидами, выращенными в одинаковых условиях, но в течение разного времени. Представленные на рис. 3.14 данные говорят о том, что время
50-процентного восстановления напряжения плоских зон приблизительно пропорционально t_ox⁴ [13, 22].

Рис. 3.14. Зависимость сдвига напряжения плоских зон после воздействия одиночного импульса ИИ от толщины оксида [22] (сдвиг напряжения плоских зон является мерой количества дырок в оксиде)

Приведенные выше данные говорят о том, что в случае тонких подзатворных оксидов при типовых электрических режимах и при комнатной температуре перенос дырок заканчивается в течение микросекунд после воздействия импульса ИИ. Для толстых полевых оксидов или захороненных оксидов в КНИ-структурах, в которых имеют место очень слабые электрические поля, перенос дырок может протекать в течение миллисекунд или более того.