книги / Микроструктуры интегральной электроники

преобладанием резких переходов между двумя уровнями, ь зави­ симости от напряжения и температуры структура имеет одну или более низкочастотных двухуровневых флуктуаций (ДУФ) или не имеет их вовсе. Пример двух независимых друг от друга ДУФ оди­ наковой продолжительности дан на рис. 3.29,6. Изменение туннель­ ного сопротивления во время этих флуктуаций от 0,1% и ниже до 10% и выше. Увеличение R, которое можно было бы ожидать при

ность перехода с одного уровня на другой. Экспоненциальное рас­ пределение времени жизни каждого состояния со средним време­ нем жизни зависит от температуры для термически активирован­

ложение равновесия Жо, для которого соответствующий неза­

ции Д<1? занятого или незанятого электронного уровня в положе­ ние, из которого возможно туннелирование электрона, а коэффи­ циент ïùo.i определяется либо частотой вибрации ловушек, либо скоростью туннелирования электрона в зависимости от их наимень­ шего значения. Значения ©<>,< намного порядков ниже, чем необхо­ димо для скорости туннелирования электронов через барьер S i0 2 толщиной 1,5—2,0 нм. Возможно, это обусловлено неоднородностью барьера и туннелированием электронов с участием ловушек в оки­ сле толщиной большей, чем средняя. Но изменение занятости та­ ких ловушек незначительно влияет на общее сопротивление МТДП структуры и не может давать такое большое значение ДR. Дейст­ вительно, в [64] не наблюдали корреляции между ДУФ и «#<>,<. По­ этому считаем, что туннелирование электронов не может ограни­ чивать скорости захвата и эмиссии.

На рис. 3.29,а, б изображены наблюдаемые виды переключения между двумя и четырьмя уровнями. На рис. 3.29,в, г показано пе­ реключение между тремя уровнями. Это можно объяснить следу­ ющим образом. Во-первых, возможно, что между ближайшими состояниями (ловушками), связанными с дефектами, происходит межионное взаимодействие, при котором заполнение одной ловуш­ ки или одной группы ловушек сильно влияет на вероятность зах­

вата или эмиссии электронов другой ловушкой или группой лову­ шек. Поскольку ионная реконфигурация при захвате или эмиссии электрона «медленной» ловушкой создает локальную деформацию туннельного барьера, такое взаимодействие вполне вероятно. Тог­ да поведение кривых рис. 3.29,а, г можно рассматривать как вза­ имодействие между ДУФ. Предполагаемое деформирующее взаи­ модействие также вызывает эффект «притяжения» (рис. 3.29,в), когда заполнение одного состояния приводит к заполнению друго­ го состояния, и «отталкивания» (рис. 3.29,г), когда освобождение одного состояния приводит к заполнению другого. Если принять такую модель взаимодействия ловушек, то энергия взаимодейст­ вия будет довольно высокой. Например, на рис. 3.29,г флуктуации с малой амплитудой не наблюдались в течение двухчасового пери­ ода, когда начиналась флуктуация с большой амплитудой. Если предположить, что такое взаимодействие влияет только на энер­ гию активации, то для малой ДУФ это соответствует уменьшению &йэ только на 0,3 эВ.

Описанная модель взаимодействия ловушек подтверждается за ­ висимостью ДУФ _с большой амплитудой от температуры Т (рис.

мумы продолжают существовать (рис. 3.30,в). Из этого эксперимен­ та следует, что низкотемпературная ДУФ вызвана одновременным заполнением и освобождением совокупности сильно взаимодейст­ вующих ловушек. При повышении температуры ослабляется взаи­ модействие, и в результате часть ловушек может поменять заряд. Поскольку амплитуда промежуточных ступеней сопротивления все

= 1,5 В от времени для боль­ шой ДУФ при различных тем­ пературах

туации зависит не только от времени электронного туннелирова­ ния или частоты вибрации одного иона, <ню и от общей скорости флуктуации сильно взаимодействующих ловушек или вероятности одновременного туннелирования всех электронов в ловушку ли­ бо из нее.

Эффект взаимодействия локализованных состояний обнаружи­

рый заканчивается понижением сопротивления с низким шумом. Эти «пробойные» процессы включают переключение между дис­ кретными уровнями. Но теперь эти уровни и скорости переключе­ ния изменяются со временем. При более высоких напряжениях промежуток времени между этими «пробойными» явлениями со­ кращается до тех пор, пока они не становятся непрерывными.

На рис. 3.28 даны ВАХ структуры при Т = 77 К до и после де­ сяти таких «пробойных» процессов. Основной эффект нескольких

лены однородно на границе раздела, то понижение сопротивления соответствует появлению ~ 103 дополнительных состояний. На рис. 3.28 приведены также ВАХ, снятые после большого числа про­ бойных явлений. В этом случае проводимость значительно увели­ чилась при U > 10 В, что соответствует появлению большой плот­ ности состояний (больше 1013 эВ_1-см~2) с положительным заря ­ дом в S i0 2. Формирование этих состояний обусловлено внезапным взаимосвязанным изменением занятости части ловушек, вызван­ ным, вероятно, значительным электрическим полем. При этом в окисле создается сильная деформация (натяжение), вызывающая нестабильное состояние, и ловушки резко заполняются, опустоша­ ются, чтобы достичь конфигурации, при которой вся энергия си­ стемы будет минимальной. Это происходит за счет обрыва допол­ нительных связей в окисле, что приводит к уменьшению локаль­ ного натяжения и релаксации системы. При этом энергия, необхо­ димая для обрыва связи, создается не одним электроном, а кол­ лективным взаимодействием групп ловушечных состояний.

3.15. МЕЗОСКОПИЧЕСКАЯ ФИЗИКА МТДП СТРУКТУР

•К мезоскопическим структурам прежде всего отнесем структуры на мезо­ скопических полупроводниках: полупроводники конечных размеров со случай­ ным распределением примесей и дефектов, определяющим конкретную реализа­ цию случайного потенциала и имитирующим локальное нарушение симметрии, т. е. среду без центра инверсии. На масштабе длин полупроводника L, меньших длины Lf, на которой становятся существенными неупругие процессы или про­ цессы сбоя фазы для электронов всех существенных энергий, электрон рассе­ ивается на случайном потенциале когерентно [252]. Поэтому проводник раз­ мерами, меньшими неупругой длины, не обладает центром инверсии и в нем

возможен конечный ток при возбуждении электронов, например, облучением структуры высокочастотным полем. Проводимость малых неупорядоченных про­ водников при низких температурах флуктуирует при изменении реализации слу­ чайного потенциала [252—255]. Экспериментально эти флуктуации проявляются как воспроизводимые апериодические осцилляции проводимости образца при изменении внешнего магнитного поля, энергии Ферми и т. п. Амплитуда флук­

по реализациям случайного потенциала). Флуктуации именно этой величины проявляются во флуктуациях измеряемой величины 0Уа,ь-разности потенциалов

цессы в полупроводнике конечных размеров: перезарядка единичного числа примесей, например, при освещении, обусловливающая межзонную фотопрово­ димость (поглощение одного фотона сопровождается перезарядкой одной при­ меси) [254]; перемещение единичного числа примесей [255]. В характеристиках МТДП структур субмикронных размеров возможно проявление захвата на ПС единичных электронов [256]. В этих структурах, однако, ход потенциала меня­ ется неконтролируемо. Контролируемо это осуществляется, например, за счет перезарядки примесей, обусловленной поглощением фотонов. Фотон, возбуждая неравновесные носители, позволяет менять зарядовое состояние единичного чис­ ла примесей, причем этот эффект является доминирующим и приводит к апе­ риодической осцилляции во времени межзонной фотопроводимости полупровод­ ника конечных размеров [254].*

таны элементы микроэлектроники, которые разделим на две груп­ пы [55].

1. Активные и пассивные элементы на МТДП, М -а-П-П струк­ турах, работа которых определяется свойствами слоев ТД и а-П: фотодиод, криоэлектронный и высокотемпературный диоды, резис­ тор, конденсатор [1, 5, 55, 67, 68].

* Мезоскопическая физика полупроводниковых сверхструктур из элементов размерами порядка 10 нм рассмотрена в /[73] (см. § 5 15)

2. Активные и пассивные элементы на МТДП структурах, пара­ метры которых зависят от свойства ПС: криоэлектронный диод, варакторный диод, датчик давления, низкотемпературный омичес­ кий контакт, индуктивность [1, 25, 55].

Разработаны элементы микроэлектроники, которые могут быть отнесены к первой группе рассматриваемых элементов: МТДП транзистор, инжекционно-продетный МТПТДМ диод, криоэлектрон­ ный и люминесцентный диоды, фоторезистор [1, 67, 68], и ко вто­ рой группе: инжекционно-пролетный МТПТДМ диод, фототранзи­ стор, генераторный диод, индуктивность [1, 5, 55].

Вэлементах первой группы используются следующие процессы

вструктурах: накопление неосновных носителей заряда в слое Шотки у поверхности полупроводника; изменение падения напря­ жения на слое ТД или а-П при приложении к структуре напряже­ ния; инжекция неосновных носителей заряда в структурах; инжек­

ция неосновных и накопление основных носителей в слое Шотки

уповерхности полупроводника.

Вэлементах второй группы используются такие процессы в структурах: участие ПС или глубоких уровней в ОПЗ полупровод­ ника как пересадочных центров в прохождении носителей заряда через слой ТД и ОПЗ полупроводника; перезаполнение ПС, управ­ ляющее перераспределением напряжения между слоем ТД и ОПЗ; изменение с напряжением преимущественного механизма обмена ПС; накопление носителей на ПС.

Среди элементов первой и второй групп есть такие, которые принципиально не могут быть созданы на основе структур без слоя ТД или а-П. К таким относятся элементы, в которых исполь­ зуется накопление неосновных носителей заряда у поверхности по­ лупроводника (полупроводниковые фоторезисторы с умножением, фотодиоды, МТДП транзисторы), а также элементы, свойства ко­ торых определяются изменением падения напряжения на ТД при приложении к структуре напряжения (криоэлектронный диод, фо­ тодиод с регулируемой напряжением длинноволновой границей спектральной чувствительности).

Механизм работы фотоприемника на основе МТДП структуры, в котором длинноволновая граница спектральной чувствительнос­ ти в диапазоне более длинных волн, чем граница собственного по­ глощения полупроводника, изменяется из-за падения напряжения на ТД. Фотоны с энергией, меньшей запрещенной зоны полупро­ водника, поглощаются в металле. Возбужденные в металле элек­ троны, которые обладают достаточной энергией, туннелируют из металла через ТД над барьером Шотки <р0 в полупроводник (пере­

приложенное напряжение (значение Ui), можно управлять длин­ новолновой границей спектральной чувствительности фотоприем­ ника в пределах от Яп^фо+Ц до ^т=ф о + ц— Vu Когда Vi-мро + ц,

то Лт-»-оо. Величина фотоответа и обнаружительная способность приемника зависят от коэффициента прозрачного слоя ТД для электронов &п. Согласно расчетам при /гг = 0, d —3 нм, ei= 2 , 82= = 12, л0= 1 0 16 см-3, <ро=0,55 эВ Ящ может регулироваться от 2 до 12 мкм, если обратное напряжение увеличивать до U = 14 В. Фото­ приемники этого типа, работающие в инфракрасном диапазоне спектра, могут использоваться в оптических системах с перестраи­ ваемой длиной рабочей в'олны, в системах связи в ИК области.

Накопление неосновных носителей у границы ТД-П может при­ вести к образованию у поверхности полупроводника узкого л*-слоя

структуры с успехом применяются в оптоэлектронных схемах.

К элементам первой группы, свойства которых улучшаются при применении МТДП структур, относятся элементы, в которых ис­ пользуется инжекция неосновных носителей заряда, туннелирую­ щих через ТД. Для элементов первой группы (конденсаторов, ре­ зисторов) значения С, R могут изменяться в широких пределах при изменении свойств ТД. Например, при изменении die 1 для ТД от 10"8 до 10~6 см емкость может измениться на два порядка [1].

В элементах второй группы используется прохождение основ­ ных и неосновных носителей через ТД с участием ПС, например инжекционно-пролетный МТДП диод, крноэлектронный диод. При участии ПС в туннелировании носителей через ТД в структурах Pb-GeO2(0,5— 1,5 HM)-p-GaAs-(In + Ni + Ag) наблюдается минимум проводимости при напряжении, близком к нулю. Это должно при­ вести к уменьшению уровня шумов и повышению быстродействия.

Пассивный элемент второй группы — низкотемпературный оми­ ческий контакт можно получить, если в структурах реализуется малый запорный изгиб зон в полупроводнике и поверхностный уро­ вень, расположенный выше уровня Ферми на границе ТД-П, уча­

10~5 Ом) сопротивления омических контактов (Ni-Sn-Ag)-окисел GaAs, легированный редкоземельным металлом-ra-GaAs («0= 101? см-3) происходит при понижении Т от 300 до 77 К-

Эффект формирования отрицательной дифференциальной емко­ сти в структурах МТДП может наблюдаться при больших прямых напряжениях, когда изменяется заряд, сосредоточенный на ПС. Если заполнение ПС определяется обменом с металлом, соответ­ ствующая отрицательная реактивность растет пропорционально полному току и исчезает при малых толщинах ТД (~ с?2) и в об­ ласти высоких частот ~<о2 (при <й>>108 Гц для GaAs с концент­ рацией ПС щ = 1012 см-2) [1,25]. Структура МТДП-индуктивность особенно перспективна для микросхем.

Следовательно, МТДП, М -а-П-П структуры обладают широки­ ми возможностями для использования в элементах микроэлектро­ ники.

Р А З Д Б Л П . П О Л У П Р О В О Д Н И К О В Ы Е

С Т Р У К Т У Р Ы с с и с т е м о й п о т е н ц и а л ь н ы х

Б А Р Ь Е Р О В И К В А Н Т О В Ы Х Я М

Периодические полупроводниковые структуры с квантовыми потенциальными ямами (КЯ) состоят из чередующихся ультратонких слоев полупроводников с разной шириной запрещенных зон [69—74]. В таких структурах слои полупроводника с узкой запре­ щенной зоной имеют толщины, сравнимые с де-бройлевской длиной волны носителей заряда в кристалле /ц= h /m*v, и в каждом из них реализуются условия квантового размерного эффекта. Напри­ мер, слой указанного полупроводника, окруженный слоями мате­ риалов с широкой запрещенной зоной, образует отдельную кван­ товую яму, движение носителей в ней ограничено в одном напра­ влении (ось z) потенциальными барьерами, возникающими на гра­ нице слоев из-за разной ширины запрещенных зон в контактиру­ ющих материалах. Резкость гетеропереходов на границах КЯ ('ширина запрещенной зоны меняется скачком в пределах одного монослоя) позволяет считать ее прямоугольной (рис. 4.1). Видим, что в поперечном к плоскости слоев направлении потенциальный рельеф для электронов имеет форму потенциальных ям и барье­ ров. В структурах со слоями, чередующимися с б-легированными слоями, может реализоваться пилообразный ход потенциала [75].

Отметим отличие структур с КЯ от квазидвумерных, одномер­ ных систем инверсионных (обогащенных) слоев в МДП структу­ рах и одиночных гетеропереходах [76]. В КЯ квантуется движе­ ние как электронов, так и дырок, тогда как в перечисленных си­ стемах двумерную и одномерную системы образуют носители од­ ного знака. Последнее обстоятельство исключает в них эффекты, связанные с размерным квантованием обоих типов носителей.

Многослойные структуры с квантовыми ямами — структуры, в которых барьеры имеют ширину, исключающую или не исключи­

Рис. 4.1. Энергетическая модель структуры с КЯ:

&\в, $ № и — энергии первых размер­ ных подзон соответственно электронов, тя­ желых и легких дырок; н &ы — запре­ щенные зоны GaAs и GaAIAs; Ue и Uh— высоты барьеров для электронов и дырок; 1 — GaAs; 2 — GaAlAs

ющую туннелирование частиц из одной КЯ в другую. Структуры, могут представлять собой набор одинаковых по ширине (разброс не более одного монослоя) КЯ-

Сверхрешетки (СР) — многослойные структуры с КЯ, в кото­ рых на периодический потенциал кристаллической решетки полу­ проводника накладывается дополнительная пространственная мо­ дуляция потенциальной энергии электрона — потенциал сверхре­ шетки. Периодичность СР приводит к снятию вырождения кван­ товых уровней отдельных ям — образуются мини-зоны (валентные и проводимости). Для СР характерны барьеры туннельной толщи­ ны, и электроны получают свободу движения по нормали к слоям.

Структуры типа квантовых проволок (нитей) — структуры с КЯ, в которых движение электронов ограничено по двум направ­ лениям и свободно в третьем (одномерные системы) [77].

Структуры типа квантовых точек (ячеек) — структуры с КЯ, в которых достигается трехмерная локализация носителей тока [78].

гетероструктура [73]. Сверхатом должен состоять из сферическо­ го ядра одного полупроводникового материала, селективно легиро­ ванного донорами, окруженного беспримесной матрицей из мате­ риала с меньшей шириной запрещенной зоны. Донорные электро­ ны стекают в матрицу, а ядро получает положительный заряд, ко­ торый определяется количеством доноров.

В данном разделе рассматриваются квантово-размерные эффек­ ты в полупроводниковых структурах, обусловливающие их воз­ можные применения в элементах микроэлектроники.

ГЛАВА 4. СТРУКТУРЫ С ОТДЕЛЬНЫМИ И СВЯЗАННЫМИ КВАНТОВЫМИ ЯМАМИ

В структурах с КЯ при токопереносе в поперечном к плоскос­ ти слоев и в продольном направлениях протекают явления, обус­ ловленные волновой природой электрона. В частности, происходит интерференция электронных волн, отраженных от границ слоев, которая приводит к так называемым размерным квантовым эф­ фектам: квантованию поперечных импульсов р х и энергии <8х но­ сителей заряда (например, электронов) в субмикронных слоях; резонансному характеру прохождения электронов через эти слои.

Разрешенные значения <8 х оказываются локализованными в узких интервалах, вблизи дискретных энергетических уровней <8п. Поскольку продольные значения импульса р\\ и энергии <8 ц элек­ тронов в такой яме остаются произвольными, то называют эле­ ктронный газ двумерным или квазидвумерным. Квантование р х и <8 у сказывается на поперечном транспорте электронов: приводит к резонансным осцилляциям тока и появлению на ВАХ структур участков с отрицательной дифференциальной проводимостью (О ДП ).

4.1. ЭНЕРГЕТИЧЕСКАЯ СТРУКТУРА ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СИСТЕМ

СОТДЕЛЬНОЙ КВАНТОВОЙ ЯМОЙ

Вприближении эффективной массы задача о квантовании дви­ жения носителей в КЯ сводится к квантово-механической задаче о поведении электрона в «потенциальном ящике». Если движение электронов в КЯ ограничено в одном направлении, например вдоль оси zy то энергетический спектр электронов состоит из подзон. В

где S cq — дно зоны проводимости, kx и ky — проекции волнового вектора на оси х и у соответственно; Sen — начальные уровни под­ зон с квантовым числом п = \, 2, 3,... Значения S cn находятся из решения уравнения Шредингера для КЯ с высотой барьеров U0 и шириной d, которое сводится к трансцендентному уравнению

В предельном случае бесконечно больших потенциальных барь­ еров (4.2) сводится к выражению

где U.c — периодическая по кристаллической решетке часть блоховекой функции. Волновой вектор электрона имеет компоненты лишь в плоскости ху, и плотность состояний приобретает ступенчатооб­ разный характер:

ется поведение дырок в КЯ. При этом учитываются вырождение валентной зоны и анизотропия эффективной массы дырок.

Зонная модель прямоугольной ямы с горизонтальными «берегами» (см. рис. 4.1) справедлива не всегда. В частности, при наличии одиночной КЯ в слабо­ легированном материале л-типа часть электронов переходит из широкозонного полупроводника (ШП) в КЯ, что приводит к появлению изгиба зон, показан­ ного на рис. 4.2. В результате появляется потенциальный барьер Ôo, препятст­ вующий захвату неравновесных электронов в КЯ и тепловому выбросу дырок

* Распределение плотности состояний в одно-, двух- и трехмерной «ванто­ вых структурах рассмотрены в § 4.6 (см. рис. 4.5)

'gi '9*

J — I £„

из нее. С ростом скорости генерации неравновесных носителей б0 уменьшается за счет дополнительной экранировки этими носителями.

Пусть концентрация доноров в ШП равна Ыж\ если d2<.^T/4ne2NA (где Т'—температура в энергетических единицах), то уровень легирования полупро­ водника с КЯ не играет роли. Тогда, используя приближение Шотки для слоев обеднения, окружающих КЯ, имеем

Здесь правая часть описывает заряд КЯ (на единицу площади), определяемый поверхностными концентрациями равновесных электронов я0*, неравновесных

электронов Дпь и неравновесных дырок Aps в КЯ В условиях равновесия Ап8 = ==Дрз=0, а