книги / Микроструктуры интегральной электроники

М-Я'П (1.92) так же, как в структурах металл-кристаллический полупроводник (§ 1.2), определяете зависимостью толщины ОПЗ от приложенного напряжения. Тогда, используя соотношения для толщины ОПЗ в структуре М-а-П (§ 1.1), получаем

Из (1.93) видно, что при увеличении ô происходит насыщение ге­ нерационного тока при обратных напряжениях, так как толщина ОПЗ в структуре М-а-П слабо зависит от U при больших изгибах ЗОИ.

Результаты экспериментального исследования механизмов токопереноса в структурах M-a-Si, подтверждающие выводы тео­ рии, рассмотрены, например, в [16].

1.4. ОСОБЕННОСТИ ФОРМИРОВАНИЯ БАРЬЕРА И МЕХАНИЗМЫ ТОКОПЕРЕНОСА В МП СТРУКТУРАХ НА СЛОЖНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ

Высота барьера Шотки. Высота барьера Шотки <р0 определя­ ет эффективность использования МП структур в СВЧ-диодах, фо­ тодиодах, в полевом транзисторе с затвором Шотки и других эле­ ментах |1, 2, 5]. Если в качестве полупроводника выбран ОаАз.то величина ф0 -fp составит несколько десятых электрон-вольта. Та­ кое высокое значение <рв позволяет формировать диоды Шотки (ДШ) с низкими обратными токами. Структуры металл-InP обла­ дают небольшой высотой барьера, и их нельзя использовать в та­ ких ДШ и полевых транзисторах с затвором Шотки. Таким обра­ зом, свойства межфазных границ МГ1 влияют па выбор архиюк туры СБИС.

Однако полностью не исследованы факторы, определяющие высоту барьеров Шотки, а значительная часть знаний по этому вопросу ноет эмпирический ха­ рактер [1, 5, 17—21] Сдетаиы важные исследования, касающиеся состояний, локализованных внутри нескольких атомных слоев на границе раздела. Напри­ мер, обнаружено, что положение уровня Ферми на сколой поверхности (110) GaAs не отличается от положения уровня Ферми при осаждении разли дых металлических покрытий и адсорбции кислорода Поэтому предполагается что уровень Ферми фиксируется собственными электронными состояниями полупро­ водника, присутствующими на межфазных границах обоих видов Эти состояния moiут быть связаны в процессе формирования границы раздела Сделанные выво­ ды можно распространить на межфазиые границы твердых растворов на основе АШВУ. Так, на рис 1.13 показана зависимость q:Rn положения уровня Ферма ($>0) на поверхности /z=Ga*Int_xAs при изменении его состава. Положение зафиксированного уровня Ферми определяется только одним энергетическим уровнем, расположенным примерно на 0,5 эВ выше S’0 валентной зоны и независящим от х, о чем свидетельствует кривая, аппроксимирующая экспе­ риментальные точки: фвn(x)=3>g(x)—0,53 эВ, где S'gfx) (InAs)-f0,56x+ +0,53х2. Хотя природа дефектов не установлена, такое поведение хорошо опи­ сывается единственным энергетическим уровнем в запрещенной зоне полупро­ водника, способным зафиксировать положение уровня Ферми.

Риг 114 Зависимость высоты барьера Шотки структур Au-n-GaAsi_*Sb* от состава твердого раствора при различных температурах Т:

а -300 К; 6—77 К

Рассмотрим также результаты исследования высоты барьера Шотки в структурах Au-GaAsi-xSb* (нелегированный, п- и р-тнпа с Cie) в зависимости от состава твердого раствора в диапазоне 0ï^'xsS0,125 [22]. В этом интервале составов полупроводника уменьшается линейно с увеличением содержания GaSb, причем о б ­ щее изменение составляет 0,23 эВ.

Высота барьера определялась из спектральной зависимости ф о­ тоответа Iф в области фотоэмиссин электронов из металла в полу­ проводник (bvC-Eg) по отсечке прямой I$ —f(b v ). Значения вы ­ соты барьера Шотки для структур на основе n-GaAsi ASbv приве­ дены на рис. 1.14, для структур на основе p-GaAsi-xSb-c — на рис. 1.15. Здесь же показаны изменения <ge в твердом растворе по мере изменения состава. Структуры на основе p-GaAsi- vSb.x ной 300 К оказались нефот©чувствительными. Экспериментальные ре­ зультаты сводятся к следующему: 1. Высота барьера МП структур практически не зависит от состава твердого раствора и, следова­ тельно, от ширины запрещенной зоны. 2. В структурах на п-GaAsi-.xSbx <рвп = 0,78+0,02 эВ. 3. Понижение температуры при­ водит к увеличению высоты барьера: при 77 К фьп '-0,884:0,33 эВ.

p-GaAsi-xSbv значение высоты барьера при 77 К составляет «р„ь~

Ванне уровня Ферми на поверхности. Очевидно, такие состояния Следует рассматривать нс как альтернативные тем, что сущесшуЮг в AlîIBv в отсутствие компенсации и до некоторой степени на­ ходят интерпретацию в модели [23], а, скорее, как дополнитель­ ные. Так, несобственные Г1С возникают при осаждении атомов ме­

I на такие поверхности GaAs и InP может смещаться уровень Ферми от его первоначального положения на поверхности, совпа­ дающего с положением уровня Ферми в объеме полупроводников, До некоторого равновесного положения, когда последующие осаж­ денные слои не влияют иа положение уровня Ферми. МоноатомноГО слоя с приведенной толщиной до нескольких десятых атомного

накова для структур на поверхности, полученной сколом в услови­ ях сверхвысокого вакуума, химическим травлением или подверг­ нутой ионной имплантации и отжигу в условиях, когда диффузион­

турной перестройки поверхности. Аналогичные результаты

независимость их от большинства параметров и способов подго­ товки поверхности позволяют считать GaAs особенно перспектив­ ным для создания на его основе ИС на полевых транзисторах с затвором Шотки, работающих в режиме обеднения [20].

Следуя [5], МП структуры на А3В5 но типу границы раздела разделим на два типа: с резко выраженной слоевой структурой и диффузно размытой границей. Резкие границы характеризуются небольшим, порядка нескольких атомных слоев, отклонением от объемной структуры в контакгирующих металле и полупроводни­ ке. Диффузные границы имеют размеры ь несколько десятков атом­ ных слоев и значительно отличаются по атомному составу и (или) положению атомных частиц по сравнению с объемом исходных ма­ териалов. Такие отклонения могут быть обусловлены не только присутствием атомов веществ, образующих границу раздела, но и наличием дефектов, которых нет в объеме материала. Продемон­ стрируем некоторые крайние случаи, которые наблюдались в структурах границ М-GaAs, и покажем влияние свойств границы на ВАХ диодов Шотки.

Вольт-амперные характеристики. Зависимость вида ВАХ и высоты барьера МП структур на GaAs от типа металла, обусловленная взаимной диффузией на границе раздела, изучена для случая, когда барьер Шотки в GaAs формирова­ ли осаждением золота, платины, вольфрама в вакууме. Толщина слоя металла

составляла порядка 0,3 мкм. Характеристики структур анализировали с исполь­ зованием модели термоэлектронной и полевой эмиссии (1 17). Характерные ВАХ структур на основе Au, Pt и W после отжига приведены на рис. 1.17: а) \V-n- GaAs (О — после формирования, А — после отжига при гемперагуре 350° С в

обусловили как термоэлектронную, так и полевую эмиссию. Д щ структур Pt GaAs после образования соединений увеличивается (рв на 0.05 эВ, а п зна­ чительно превышает единицу как до, так и после, что обусловлено наличлом межфазового окненого слоя или МС, образующихся в процессе распыления ме­ талла Структуры W-GaAs, харак1ерис!ики которых приведены на рис 117, от­ личаются термической стабильностью, свидетельствующей об инертности грани­ цы раздела W-GaAs до 7= 500° С. Это подтверждается результатами спектро­ скопии обратного резерфордовского рассеяния ионов Не4-, которые показали локализацию реакций, протекающих между W и GaAs, в пределах 10 нм на границе раздела.

Обнаружены изменения свойств структур AI-GaAs при диффузии А1 в GaAs. После проведения отжига при 450° С в течение 1 ч высота барьера уве­ личилась от 0,67 до 0,70 эВ, а коэффициент идеальности от 1,00 до 1,18. Струк­ туры Âu-GaAs обладают почти идеальными значениями напряжения пробоя (tfa«160 В). В процессе отжига при температурах, свыше 100°С, происходит понижение UB до £/„<50 В. Структуры Al-GaAs после формирования облада­ ет в два раза меньшими значениями напряжения пробоя по сравнению со струк-

•оарастает с увеличением температуры отжига до ~450°С от f/B«90—160 В II не изменяется при температуре отжига 550° С. Эти примеры показывают вли­ яние взаимной диффузии на величину Ua.

Таким образом, на отдельных примерах показана роль взаим ­ ной диффузии и реакций на границе M-GaAs в формировании ха­ рактеристик диодов Шотки. Модели таких границ, рассмотренные

• [5, 20], необходимы при выборе МП структур на полупроводни­ ках А3В5 для элементов микросхем.

|.а. ЯВЛЕНИЯ В МП СТРУКТУРАХ ПРИ ПЕРЕМЕННОМ СИГНАЛЕ

МП структуры на полупроводнике без ГЦ. Если к МП струк­ туре с барьером Шотки кроме постоянного напряжения прикладыаается переменный сигнал малой амплитуды, то поведение струк­ туры описывается комплексным сопротивлением Z. При U = Ü 4- •f AU exp (ja>t), где àU<^kT/e, плотность тока через МП структуру

Представим в виде i = t+A iexp(/cof). В этом случае между током и Напряжением существует сдвиг фаз. Для появления сдвига фаз в Случае МП структур с барьером Шотки при учете только основ­ ных носителей заряда существует несколько физических причин. Во-первых, это причины, связанные с инерционностью прохожде­ ния носителей заряда через ОПЗ. Время пролета носителей оце­ ним по формуле: xs= L /v A. При этом для диффузионной теории ОдйгыпЕо, а для диодной теории од — скорость, с которой носители

больше, чем для диодной. Если ограничиться частотами /<СЮП Гц, то сдвигом фаз из-за конечного значения времени пролета но­ сителей через ОПЗ можно пренебречь [1].

Кроме причины, связанной с инерционностью подвижных но­ сителей заряда, учтем релаксационные процессы, определяемые максвелловскими токами смещения в ОПЗ полупроводника. При атом к токам, определяемым переносом заряда (см. § 1.3), доба­ вим ток смещения in = soe(dE/dt).

Рассмотрение Z показывает, что для МП структур характерна эквивалентная схема, в которой параллельно соединенные сопро­

тельного сопротивления МП структуры г определяется свойства­ ми объема полупроводника и при равномерном распределении при­ месей г=рА , где A = //S; 1/4а, 1/2яа для одномерной МП структу­ ры площадью S на полупроводнике толщиной /; плоской МП структуры малой площади радиусом о; полусферической структу­ ры малой площади соответственно.

Рассмотрим зависимости R и С от напряжения для различных механизмов токопереноса без учета падения напряжения на по­

следовательном сопротивлении объема полупроводника. При рав­ номерном распределении примесей в полупроводнике

где h для диодной и диффузионной теорий (для диффузионной те­ ории при такой записи пренебрегаем слабой зависимостью /, от V) при надбарьерных токах определяется (1.16), (1.17).

Емкость слоя Шотки

Учитывая туннелирование носителей через ОПЗ в полупровод­ нике и пренебрегая зависимостью от напряжения коэффициента прозрачности Фп барьера ОПЗ, получаем

стотах R определяем, дифференцируя ВАХ (1.15), (1.22) и (1.24). Дифференцирование (1.15) дает выражение для R, совпадающее с

к R = 2(фо—eU )leIr.

При достаточно высоких частотах, когда заполнение объемных

частоты. При концентрации генерационно-рекомбинационных уров­ ней значительно меньшей, чем концентрация основной легирующей примеси, емкость С задается выражением (1.95).

нужно добавить Ср ~ а х р/21р. Эта емкость, в отличие от барьерной, называется диффузионной.

В [1, 25] предсказан, теоретически рассчитан и эксперимен-* тально обнаружен эффект формирования отрицательной дифферен­ циальной емкости (ОДЕ) в МП структурах. Эффект связан с ис­ кажением равновесной функции распределения носителей заряда в слое квазинейтральной области полупроводника на границе с ОПЗ вследствие интенсивной эмиссии горячих электронов из по­ лупроводника при прямых напряжениях. Это приводит к формиро­ ванию положительного заряда, растущего с ростом напряжения.

величина соответствующей емкости, превосходящей по абсолютной Млнчине емкость ОПЗ, пропорциональна полному току в МП Структуре и максимальна при высоких температурах для МП Структур на низкоомных полупроводниках. Расчет эффекта выпол­ нен на основе решения кинетического уравнения Больцмана с учсfOM рассеяния на акустических и оптических фононах. Особеннос­ ти рассеяния определяют убывание ОДЕ в области больших час4гот ~ ю -3/2. Например, для структур на GaAs это убывание имеет «вето при ю »6-10« (Г/ЗОО К ),/2 [(ф0—eU )/kT ]2 Гц.

Экспериментальное исследование зависимостей дифференциаль­ ной емкости от прямых напряжений выполнено для структур Pt (Au)—Si, GaAs в диапазоне частот 105— 10® Гц при температу­ рах от 77 до 300 К. Полное совпадение тенденций в изменении ОДЕ при внешних воздействиях и удовлетворительное количест­ венное согласие подтверждают предсказанный эффект.

МП структуры на полупроводнике с ГЦ. Пусть в полупроводни­ ке, помимо основной примеси — мелких доноров с концентрацией А1ДМ— имеются глубокие доноры с концентрацией ЛГДГ и им соответ­ ствует уровень <8 (см. рис. 1.7), для которого выполняется нера­ венство епв> е Рв, где епа= у пвщ — коэффициент теплового выбро­

вень). Считаем, что концентрации мелких и глубоких примесей не аавнсят от координаты и в области электрической нейтральности полупроводника выполняются неравенства

скачком увеличилось на dU, что привело к увеличению толщины ОПЗ па dL и толщины слоя до„ на dw n (см. рис. 1.7,в). Время ухо­ да электронов из слоя dL порядка максвелловского времени тм, так как в этом слое все мелкие доноры ионизованы еще до увели­ чения напряжения. Этим временем можно пренебречь, за исключе­ нием случая МП структур на высокоомном полупроводнике. Ионизяция же глубоких доноров в слое dwn происходит после увеличе­ ния напряжения, поэтому время ухода электронов из этого слоя определяется временем релаксации заполнения т.

Пусть к МП структуре, помимо постоянного обратного напря­ жения, приложено малое синусоидальное напряжение с частотой <о. Емкость ОПЗ для этого случая вычислена в [7]. Приведем ос­ новные результаты расчетов. При интегрировании уравнения Пу­ ассона не учитываем подвижные заряды в ОПЗ. На низких час­ тотах ((ùt'C l) пренебрегаем временем релаксации заполнения и