Возможности метода полевых циклов при исследовании структур Si-HfO2 и Si-ZrO2 Текст научной статьи по специальности «Физика»

ВЕСТНИК САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКОГО УНИВЕРСИТЕТА

Сер. 4. 2009. Вып. 4

УДК 537.311.33: 621.382

А. П. Барабан, А. А. Гаджала, В. А. Дмитриев, В. А. Прокофьев

ВОЗМОЖНОСТИ МЕТОДА ПОЛЕВЫХ ЦИКЛОВ ПРИ ИССЛЕДОВАНИИ СТРУКТУР 8і-НЮ2 И 8і^г02

Структуры Si—НЮ2 и Si-ZrO2 являются на сегодняшний день реальными кандидатами для замены доминирующих в современной микроэлектронике структур Si—SiO2. При этом одними из важнейших характеристик структур полупроводник-диэлектрик (ДП) являются ширина запрещённой зоны диэлектрика (Ед) и величина потенциального барьера для электронов на границе полупроводник-диэлектрик (фс), которые определяют энергетическую диаграмму ДП-структуры и, следовательно, характер протекающих в ней электронных процессов. Для определения указанных характеристик используются методы фотоинжекции и фотопроводимости в области вакуумного ультрафиолета [1]. Успешное использование данных методов позволило с высокой точностью установить энергетическую диаграмму для структур Si-SiO2 (фс = 4,25 ± 0,05 эВ и Ед = 8,9 ±0,1 эВ), которая сохраняется вплоть до толщины окисного слоя ~ 1 нм [2]. Однако реализация этих методов требует сложного спектроскопического оборудования и является достаточно сложной экспериментальной задачей. Более того, использование данных методов для определения энергетических диаграмм кремниевых структур с другими диэлектрическими слоями встречает ряд трудностей, связанных, например, с эффективным захватом носителей заряда в диэлектрическом слое и (или) высокой темновой проводимостью структур.

Цель данной работы заключалась в демонстрации возможности оценки указанных характеристик (фс и Ед) структур кремний-диэлектрик (НЮ2, ZrO2) с помощью метода полевых циклов в системе электролит-диэлектрик-полупроводник (ЭДП) [3], который с успехом использовался для изучения электронных процессов в структурах Si-SiO2. Суть метода заключалась в получении зависимости потенциала плоских зон структуры (определялся на основе измерения высокочастотных вольт-фарадных характеристик, ВФХ) от средней напряжённости электрического поля, создаваемого в окисном слое в процессе предварительной поляризации структуры в электролите («+» на кремнии). В этом случае, как было показано в [3], для структур Si-SiO2 весь диапазон электрических полей мог быть разделён по характеру протекающих в окисном слое электронных процессов на 4 области: Е1, Е2, Е3 и Е4 (рис. 1).

Для достижения цели настоящей работы для нас представляли интерес два граничных значения напряжённости поля в окисном слое Еі и Е2. Значение средней напряжённости электрического поля в окисном слое Еі (граница между областями Е1 и Е2) соответствовала началу заметной инжекции электронов из электролита в окисный слой и проявлялась в образовании отрицательного заряда, связанного с захватом электронов на ловушки в диэлектрическом слое. В системе Si-SiO2-электролит (1 н. водный раствор Na2SO4) величина Еі = 7,5 МВ/см и не зависит от толщины окисного слоя, так как инжекция электронов из электролита в окисный слой происходит по механизму Фаулера-Нордгейма [4]. Значение Еі ~ (феї)3^2, где феі - высота потенциального

© А. П. Барабан, А. А. Гаджала, В. А. Дмитриев, В. А. Прокофьев, 2009

16 -I

Рис. 1. Зависимость потенциала плоских зон (Уъ) от средней напряжённости электрического поля (Еох) в окисном слое для структур с толщиной окисного слоя 100 нм

барьера для электронов на границе SЮ2-электролит, согласно [4] фе1 = 4,2 ± 0,2 эВ. Величина ^е1 = фе1 + х, где х - сродство SiO2 к электрону, представляет собой «работу выхода» электролита, которая определяется типом используемого электролита и, в первом приближении, не зависит от типа диэлектрического слоя. Как было установлено в [4], в нашем случае величина Ше\ = 5,1 ± 0,2 эВ.

Используя метод полевых циклов в системе электролит-диэлектрик-полупроводник для структур кремний-диэлектрик (НЮ2, ZrO2), мы можем получить зависимость потенциала плоских зон структуры от средней напряжённости электрического поля, создаваемого в исследуемом диэлектрическом слое. В случае получения зависимости, аналогичной рассмотренной ранее (рис. 1), мы будем иметь возможность разделения всего диапазона электрических полей по характеру протекающих в диэлектрическом слое электронных процессов на 4 области, как и в случае структур Si—SiO2. Необходимым условием реализации рассмотренной выше ситуации является инжекция электронов из электролита в исследуемый диэлектрический слой по механизму Фаулера-Нордгей-ма. В этом случае высота потенциального барьера на границе кремний-диэлектрик (фс) может быть выражена следующим образом: фс = Х1 — Х2 = Х1 — ^е1 + ф*1, где XI - сродство к электрону для кремния (согласно [4] х1 = 4,05 ± 0,05 эВ), х2 - сродство к электрону исследуемого диэлектрического слоя, ф*1 - высота потенциального барьера на границе исследуемый диэлектрик-электролит. Величина ф*1 в первом приближении может быть выражена через соответствующие параметры, определённые для структур Si-SiO2, следующим образом: ф*1 = (Е^/Е1)2/3фе1, где Е{ - граница областей Е1 и Е2, полученная для исследуемой структуры кремний-диэлектрик методом полевых циклов. Следовательно: фс = (Е^/Е1)2/3фе1 + х1 — ^е1.

Значение напряжённости электрического поля Е2 (граница областей Е3 и Е4) соответствует началу развития процесса ударной ионизации в диэлектрическом слое и зависит от его толщины йох [3]. В случае системы Si-SiO2-электролит Е2 = 7,6 • 106 + 75/йох (МВ/см) [4]. В первом приближении величина Е2 ~ Ед. Тогда для диэлектрического слоя, процессы разогрева электронов в котором аналогичны процессам разогрева электронов в слоях двуокиси кремния, можно записать: Ед = Ед(Е2/Е2), где Ед - ширина запрещённой зоны исследуемого диэлектрика, Ед - ширина запрещённой зоны SiO2, Е% - граница областей Е3 и Е4, полученная методом полевых циклов для исследуемого диэлектрика.

14 -12 -10 -8 -1 6 -4 2 0

Е1

Е2

Е3

/

Е4

-2 0 2 4 6 8 10 12 14 16 18

3.5

3.0

2.5

2.0

E1

E2 E3 -1

/

E4

0,5

0

I

/

■

Рис. 2. Зависимость потенциала

плоских зон (Уъ) от средней напряжённости электрического поля (Еох) в диэлектриках структур 81-2г02 (1) и 8^НГО2 (2)

-0,5

-1,0

0 2 4 6 8 10 12

E , МВ/см

ox-

Таким образом, описанная выше процедура определения энергетических характеристик исследуемых структур кремний-диэлектрик может быть с успехом реализована, если процессы переноса электронов в них аналогичны переносу в структурах Si—SiO 2 • К числу таких структур, по нашему мнению [5], в первую очередь следует отнести структуры Si—НЮ2 и Si—ZrO2, являющиеся в настоящее время наиболее перспективными кандидатами для замены структур Si—SiO2 в рамках нового технологического направления (high-k-технология).

В рамках данной работы для реализации метода полевых циклов была создана программно управляемая установка, позволяющая в режиме реального времени получать непосредственно зависимость потенциала плоских зон от величины средней напряжённости электрического поля в диэлектрическом слое. Исследовались структуры Si—НЮ2 (93 нм) и Si—ZrO2 (100 нм), полученные низкотемпературным (~ 200 °С) осаждением окисных слоёв на монокристаллические подложки КЭФ-5 (111 нм). При этом для каждого из исследуемых диэлектрических слоёв предварительно был установлен механизм электронной проводимости и показано его соответствие механизму Фаулера—Нордгей-ма. Кроме того, были определены основные управляющие параметры метода полевых циклов: время полевого воздействия для каждого значения напряжённости электрического поля; время между полевыми воздействиями и диапазон исследуемых полей, как это было проделано ранее для структур Si—SiO2 [3]. Для каждой из исследуемых структур зависимости потенциала плоских зон Vfb от напряжённости электрического поля в диэлектрике Ed, характерной для предварительного полевого воздействия, снимались по несколько раз в различных точках кремниевой пластины, а затем усреднялись. Полученные таким образом зависимости приведены на рис. 2.

Из рисунка видно, что в обоих случаях изменения потенциала плоских зон носят немонотонный характер и всю область исследуемых полей можно условно разделить на четыре области в соответствии с электронными процессами, протекающими в диэлектрическом слое (по аналогии со структурами Si—SiO2). Данные зависимости позволили в первом приближении получить необходимые нам значения напряжённости полей Е* и Е*. В этом случае значение напряжённости поля Е* соответствует полевому воздействию, приводящему к появлению отрицательного заряда в исследуемых структурах. Для более точного определения значения Е* использовались результаты по послойному стравливанию окисного слоя в сочетании с измерением ВФХ, которые позволили проследить изменения зарядового состояния исследуемых структур в процессе

полевого воздействия, связанные с захватом инжектированных электронов на ловушки, а также зависимости Vfb(Ed), полученные после предварительного облучения структур светом из области ближнего ультрафиолета [5]. Значение E* соответствует полевому воздействию, приводящему к резкому росту положительного заряда в исследуемых структурах, характерному для развития процесса ударной ионизации в объеме диэлектрического слоя, и может быть определено непосредственно из зависимости Vfb(Ed).

Было установлено, что в случае структур Si—HfO2 (93 нм) E* = 4,0 ± 0,2 МВ/см, E* = 9,7 ± 0,2 МВ/см, а для структур Si—ZrO2 (100 нм) E* = 4,8 ± 0,2 МВ/см, E* = = 10 ± 0,2 МВ/см. Используя ранее приведенные формулы, были получены следующие значения искомых параметров:

для структур Si—ZrO2 фс = 2,1 ±

± 0,1 эВ, Eg = 5,9 ± 0,2 эВ;

для структур Si—HfO2 фс = 1,7 ±

± 0,1 эВ, Eg = 5,6 ± 0,2 эВ.

Отметим, что полученные значения хорошо согласуются с данными фотоинжекции [2] и электронной туннельной спектроскопии [6]. Эти параметры позволили построить энергетические диаграммы для структур Si—HfO2 и Si—ZrO2, которые приведены на рис. 3.

Таким образом, показано, что при выполнении определённых условий реализация метода полевых циклов в системе ЭДП позволяет получать информацию, необходимую для построения энергетической диаграммы исследуемой структуры кремний—диэлектрик.

Литература

1. Adamchuk V. K., Afanas’ev V. V. Internal photoemission spectroscopy of semiconductor-insulator interfaces // Progr. Surf. Sci. 1992. Vol. 41. N 2. P. 109-211.

2. Afanas’ev V. V., Stesmans A. Electron energy barriers between (100) Si and ultrathin stacks of SiO2, Al2O3 and ZrO2 insulators // Appl. Phys. Lett. 2001. Vol. 78. N 20. P. 3073-3075.

3. Барабан А. П., Булавинов В. В., Трошихин А. Г. Исследование изменений зарядового состояния структур Si-SiO2 методом полевых циклов в системе с электролитическим контактом // Письма в Журн. техн. физики. 1993. Т. 19. N 18. С. 27-30.

4. Барабан А. П., Булавинов В. В., Коноров П. П. Электроника слоёв SiO2 на кремнии. Л., 1988. 304 с.

5. Барабан А. П., Дмитриев В. А., Дрозд В. Е., Милоглядова Л. В. Зарядовая нестабильность структур Si-HfO2 и Si-ZrO2 // Вестн. С.-Петерб. ун-та. Сер. 4: Физика, химия. 2004. Вып. 3. С. 86-88.

6. Ma T. P. Inelastic electron tunneling spectroscopy study of ultra-thin HfO2 and HfAlO // Appl. Phys. Lett. 2003. Vol. 83. N 13. P. 2605-2607.

Рис. 3. Энергетические диаграммы структур Si-HfO2 и Si-ZrO2

Принято к публикации 1 июня 2009 г.