Основы физики взаимодействия ионизирующих излучений с полупроводниками

Введение

Влиянию проникающей радиации на материалы электронной техники, полупроводниковые приборы (ПП) и интегральные схемы (ИС) в настоящее время в научно-техническом мире уделяется достаточно большое внимание. Как правило, исследования по данной тематике ведутся по трем основным направлениям:

· физика взаимодействия ионизирующего излучения с твердым телом;

· применение проникающей радиации в технологии микроэлектроники;

· исследования деградации полупроводниковых приборов и микросхем при их эксплуатации в условиях воздействия проникающей радиации.

Первое направление исследований определяет научный базис для решения прикладных проблем: знания в области физики взаимодействия проникающей радиации с твердым телом необходимы как для обоснованного выбора оптимальных режимов радиационно-технологических процессов (РТП), так и для корректного проведения радиационных испытаний изделий электроники и микроэлектроники и последующего анализа и интерпретации результатов испытаний.

Применение проникающей радиации в технологии ПП и ИС представляет большой практический интерес с точки зрения возможности управления их параметрами. Следует отметить, что актуальность задачи регулирования электрических параметров и оптимизации технологического производства ПП и ИС непрерывно растёт в связи с необходимостью увеличения объема выпуска приборов, постоянным усложнением полупроводниковой технологии и уменьшением геометрических размеров активных областей полупроводниковых приборных структур.

Актуальность тематики радиационной-стимулированной деградации ПП и ИС и
определения уровней радиационной стойкости элементной базы во многом обусловлена
бурным развитием космической техники. Среди многочисленных факторов, влияющих на работоспособность бортовой аппаратуры и элементной базы при их эксплуатации, особое значение имеет воздействие полей ионизирующих излучений (ИИ) космического пространства (КП) — высокоэнергетических электронов, протонов и тяжелых ионов. Влияние ИИ КП на элементы, входящие в состав бортовой аппаратуры, может привести к их отказу как за счет деградации характеристик вследствие накопления поглощенной дозы, так и за счет одиночных радиационных эффектов, имеющих вероятностный характер. Таким образом, определение радиационной стойкости ПП и ИС является одним из важных элементов задачи
обеспечения надежности и безотказности бортовой аппаратуры и космического аппарата (КА) в целом.

В настоящем издании излагается материал, посвященный радиационным эффектам в кремниевых ПП и ИС при воздействии ИИ КП.

В первом разделе кратко проанализированы характеристики радиационных условий в окружающем пространстве. При этом основное внимание уделено внешним воздействующим факторам КП, и в частности, радиационным факторам КП, но также кратко рассмотрены характеристики ИИ ядерного взрыва (ЯВ) и атомных электростанций (АЭС). Рассмотрены некоторые физические величины и единицы их измерения, с которыми постоянно приходится иметь дело при определении радиационных нагрузок на аппаратуру и ее комплектующие, при расчетной оценке стойкости ПП и ИС, при организации, проведении и обработке результатов радиационных испытаний и исследований, проводимых в лабораторных условиях. Также кратко проанализированы основные физические процессы при взаимодействии ионизирующих излучений с полупроводниковыми материалами.

Второй раздел посвящен деградации параметров биполярных приборных структур (диодов и транзисторов) вследствие введения структурных дефектов при радиационном облучении.

Третий раздел посвящен различным аспектам радиационно-индуцированного накопления заряда в структуре Si/SiO₂ и влиянию этого процесса на характеристики ПП и ИС. Здесь также рассмотрено влияние температуры и электрического режима при облучении ПП и ИС, а также интенсивности облучения, на процесс радиационно-индуцированного накопления заряда. Проанализированы процессы релаксации (отжига) накопленного при облучении заряда. Рассмотрены некоторые особенности радиационного накопления заряда, связанные с полевыми оксидами, а также со встроенными оксидами КНИ-структур. Рассмотрены основные методические моменты, которые необходимо учитывать при проведении радиационных испытаний ПП и ИС.

В четвертом разделе рассмотрены радиационные эффекты в биполярных транзисторах, а также изготовленных по биполярной технологии аналоговых и цифровых интегральных схемах, характерные для длительного низкоинтенсивного радиационного облучения при эксплуатации в условиях космического пространства.

В пятом разделе рассмотрены основные виды и классификация одиночных радиационных эффектов (одиночных событий) при воздействии отдельных заряженных частиц космического пространства. Приведено описание физических процессов, вследствие которых возникают одиночные события. Рассмотрены основные экспериментальные и расчетно-экспериментальные методы, использующиеся для получения информации о чувствительности изделий полупроводниковой электроники к одиночным событиям при воздействии отдельных заряженных частиц космического пространства.

Усвоение материала, изложенного в настоящем издании, позволит читателям:

· научиться понимать физические основы деградации изделий электроники и микроэлектроники при воздействии радиационных факторов;

· сформировать представления об организационно-техническом обеспечении радиационных испытаний изделий электроники и микроэлектроники;

· ознакомиться с существующими экспериментальными и расчетно-экспери-ментальными методами исследований радиационной стойкости изделий электроники и микроэлектроники.

Понимая невозможность полноценного рассмотрения всех аспектов тематики радиационных эффектов в ПП и ИС в рамках одного издания, авторы ограничились лишь достаточно кратким описанием основных моментов касательно данной проблемы, и только для ионизирующих излучений космического пространства, имея в виду, что образование в изделиях микроэлектроники структурных дефектов и дефектов, связанных с ионизацией, является схожим как для радиационных воздействий КП, так и для факторов ЯВ и АЭС. Однако в конце издания приведен список источников, которые можно порекомендовать для более подробного изучения вопросов, связанных с данной тематикой.

Эффект усиления дозы

Одним из эффектов, влияющих на общее количество электронно-дырочных пар, генерируемых в материале, является усиление дозы. Усиление дозы возникает, когда ионизирующая частица или фотон проходит через два смежных материала с различными атомными массами. При этом вблизи границы двух материалов нарушается состояние электронного равновесия, которое определяется как состояние, при котором для элемента с заданной
массой общая энергия, выносимая электронами, равна общей энергии, вносимой электронами [13]. Как показано на рис. 1.15 [13], для двух смежных материалов с различными атомными массами количество электронов, генерированных в материале с меньшей атомной массой, вблизи границы, будет больше, чем при электронном равновесии (вдали от границы это состояние поддерживается). Этот эффект называется усилением дозы. Особенно важную роль данный эффект может играть в случае облучения МОП-структур, дозовая деградация которых главным образом определяется ионизационными эффектами в тонких слоях подзатворного диоксида кремния, граничащего с одной стороны с кремнием, а с другой — с металлом затвора.

 

а	б

Рис. 1.15. Схематическая диаграмма, иллюстрирующая эффект дозового усиления при облучении МОП-структур [13]: а — толстые оксиды (t_ox ³ 500 нм); б — тонкие оксиды (t_ox £ 100 нм); сплошная линия соответствует объемной равновесной дозе, а пунктирная линия показывает реальный профиль распределения дозы

 

Для толстых оксидов (рис. 1.15, a) некоторое усиление дозы в SiO₂ наблюдается вблизи границ оксида (пунктирные линии), но для большей части оксида реальная доза в SiO₂ близка к равновесной дозе (сплошная линия). Для тонких оксидов (рис. 1.15, б) реальная доза (пунктирная линия) заметно превосходит равновесную дозу. Критерий «тонкого» или «толстого» оксида зависит от расстояния, на которое вторичные электроны будут проникать в материал. Для рентгеновских лучей с энергией 10 кэВ средний пробег вторичных электронов в SiO₂ составляет приблизительно 500 нм. Это расстояние значительно больше, чем толщина подзатворного оксида в современных ИС, и во многих случаях это расстояние сравнимо с толщиной полевого оксида или встроенного оксида в КНИ-технологии. Таким образом, значительный эффект дозового усиления может встречаться в большинстве оксидных структур ИС современных технологических вариантов.

При фотонном облучении величина дозового усиления зависит от механизма взаимодействия падающего фотона с материалом. Она будет наибольшей для низкоэнергетических фотонов (<< 1 МэВ), которые взаимодействуют с материалом посредством фотоэлектрического эффекта [13]. Количество вторичных электронов, генерируемых низкоэнергетическими фотонами, пропорционально Z ⁴. Таким образом, с повышением атомной массы количество вторичных электронов сильно возрастает. В МОП-транзисторах с поликремниевым затвором атомная масса кремния немного выше атомной массы диоксида кремния, и величина дозового усиления при облучении гамма-квантами ⁶⁰Co с энергией 1,25 МэВ (преобладает комптоновское рассеяние) незначительна. С другой стороны, для низкоэнергетического рентгеновского излучения с энергией 10 кэВ, которое взаимодействует с материалом через фотоэффект, величина дозового усиления может быть больше (~ 1,7 раза) [13], т.е. доза в слое оксида в 1,7 раза превосходит дозу, измеренную при условии электронного равновесия. Наибольший коэффициент дозового усиления получается для металл-силицидных затворов с большими атомными массами (например, вольфрам или тантал), если толщина слоя металла до границы оксида находится в пределах глубины проникновения вторичных электронов.

Для определения общего количества генерированных электронно-дырочных пар в материалах, в которых наблюдается значительное дозовое усиление, необходимо умножить количество электронно-дырочных пар, генерированных падающим ионизирующим излучением, на коэффициент дозового усиления.

Диодные структуры

Во многих работах, посвященных исследованию радиационной стойкости ПП и ИС и поиску технических путей ее повышения, было показано, что независимо от вида проникающего излучения в диодных структурах наблюдаются качественно одинаковые эффекты при облучении: в кремниевых диодах основные изменения происходят в прямой ветви вольт-амперной характеристики (ВАХ), а в германиевых — в обратной ветви ВАХ. Изменения в прямой ветви ВАХ обычно проявляются в виде роста прямого падения напряжения U _пр при фиксированном прямом токе I _пр. Изменения в обратной ветви ВАХ обычно проявляются в виде возрастания обратного тока I _обр при фиксированном напряжении U _обр. Подобные изменения параметров диодов являются нежелательными эффектами, приводящими к параметрическим отказам ПП и ИС.

Для кремниевой p-n -структуры полное падение напряжения при постоянной плотности прямого тока j _пр = const равно [3]

U _пр = U_p-n + U _б + U _к, (2.1)

где U_p-n — падение напряжения на p-n- переходе; U _б — падение напряжения на базе диода; U _к — падение напряжения на приконтактных областях.

Выражение для U_p-n имеет вид [3]

, (2.2)

где 1 £ m £ 2; j _пр = const; П = const; 0 £ М £ 1; t — время жизни неосновных носителей либо в области пространственного заряда p-n- перехода при очень малых уровнях инжекции (), либо в базовой области диода при малом (t _р) и большом (t _{р ¥} = t _{р 0} + t _{n 0}) уровнях инжекции.

Так как время жизни при облучении монотонно падает, напряжение U_p-n согласно (2.2) должно уменьшаться. С учетом (1.24) скорость уменьшения этой составляющей прямого падения напряжения равна [3]

, (2.3)

где K _t — коэффициент радиационного снижения t.

Минимальное уменьшение U_p-n при облучении наблюдается у диодов с малой толщиной базы W _б (W _б / L _б £ 1) при средних и высоких уровнях инжекции, когда полный ток через p-n- переход определяется диффузионной, а не дрейфовой компонентой.

Выражение для U _б в широком диапазоне уровней инжекции для p ⁺- n -диода может быть записано в виде [3]

, (2.4)

где b = m _n /m _p; L — биполярная диффузионная длина; W _б — толщина базы;
; — уровень инжекции.

Первое слагаемое в правой части выражения (2.4) представляет собой падение напряжения на сопротивлении толщи базы с учетом модуляции проводимости базы инжектированными в нее неосновными носителями в случае высоких уровней инжекции (В << 1), а второе слагаемое — э.д.с. Дембера, обусловленную градиентом концентрации носителей в базе и различием подвижности электронов и дырок. При небольших уровнях инжекции (B >> 1) второе слагаемое стремится к нулю, а первое упрощается, и выражение (2.4) можно переписать в виде

, (2.5)

где s = 1/r — проводимость материала базы.

Анализ выражения (2.4) путем дифференцирования по Ф показывает, что во всех случаях U _б при облучении возрастает, что физически объясняется снижением времени жизни неосновных носителей заряда и уменьшением концентрации основных носителей заряда в базе диода при введении радиационных центров (см. п. 1.3.6). Скорость роста U _б зависит от r₀, K _r, t₀, K _t, W _б, уровня инжекции и может быть рассчитана достаточно точно [3]. При этом в диодах с малой толщиной базы (W _б/ L £ 1) при небольших уровнях инжекции (В >> 1) рост U _б при облучении определяется изменением r и не зависит от изменения t.

Третье слагаемое (U _к) в выражении (2.1) в подавляющем большинстве случаев (для r₀ £ 20 Ом×см) при не слишком больших Ф можно считать постоянным [3].

На прямой ветви ВАХ можно найти точку, где . Это означает, что в этой точке , т.е. прямое падение напряжение на диоде при облучении не меняется. Положение этой точки можно найти из выражения [3]

. (2.6)

При j _пр < j _пр0 напряжение U _пр при облучении уменьшается, а при j _пр > j _пр0 растет, причем j _пр0 будет тем ниже, чем больше r_б0 и W _б.

В связи с тем, что скорость роста U _б при облучении всегда выше скорости снижения U_p-n, при определенных Ф должен наблюдаться рост U _пр с облучением, что подтверждается экспериментально [3]. Эффект роста U _пр при облучении в конечном счете приводит к росту прямого дифференциального сопротивления диодов.

На обратной верви ВАХ диода основным параметром на участке до наступления пробоя является обратный ток I _обр при некотором фиксированном напряжении U _обр. Обратный ток состоит из трех компонент [3]: диффузионной I _д, генерационной I _г и поверхностной I _п:

I _обр = I _д + I _г + I _п. (2.7)

Каждая из этих компонент может меняться при облучении. Если учесть в известных выражениях для I _д и I _г зависимости от интегрального потока времени жизни и удельного сопротивления, то можно получить следующее выражение для I _обр(Ф) (для диода с базой n -типа при достаточно больших Ф) [3]:

, (2.8)

где t _{р 0}, n_{n 0} — время жизни неосновных и концентрация основных носителей в базе до облучения; n_i, E_i — концентрация носителей и положение уровня Ферми в собственном материале; S — площадь p-n- перехода; e¢ — диэлектрическая проницаемость материала; С _бФ — барьерная емкость облученного перехода.

Первое слагаемое в (2.8) определяет диффузионную компоненту обратного тока, которая преобладает в германиевых диодах, а второе — генерационную компоненту в области
p-n- перехода, преобладающую в кремниевых диодах. Генерационная природа обратного тока в кремниевых диодах в сочетании с пассивированной поверхностью является основной причиной весьма малых начальных значений I _обр и их изменений при облучении современных кремниевых диодов [3].

Обратный ток в германиевых диодах при малых Ф должен расти линейно за счет снижения времени жизни неосновных носителей в объеме базы диода, а при достаточно больших Ф должен расти экспоненциально за счет вклада в рост I _обр снижения концентрации основных носителей [3]. Однако точное прогнозирование зависимости I _обр(Ф) для германиевых диодов весьма затруднительно в связи со значительным вкладом изменения поверхностной составляющей при облучении (изменение поверхностного времени жизни, рост токов утечки и др.), который аналитически трудно учесть.

Напряжение пробоя диодных структур U _проб при облучении возрастает вследствие увеличения удельного сопротивления полупроводникового материала и уменьшения градиента концентрации носителей заряда в переходе. В частности, для резких несимметричных
p-n- переходов на базе n -Si зависимость пробивного напряжения от Ф имеет вид [3]

. (2.9)

Возрастание пробивного напряжения диодных структур при облучении подтверждается экспериментально.

Радиационное облучение приводит к улучшению основного импульсного параметра диодов — времени восстановления обратного сопротивления t_восст, причем снижение t_восст начинается при потоках, не приводящих к существенному изменению параметров U _пр и I _обр.

Для широкого класса диодов имеется корреляция между t_восст и временем жизни
неосновных носителей заряда в базе t [3]:

t_восст @ (0,5–2)t, (2.10)

причем для диффузионных диодов множитель равен 0,5.

Следовательно, на скорость нестационарных процессов переключения в диоде практически влияет одна электрофизическая характеристика — время жизни неосновных носителей заряда. Поскольку время жизни при облучении снижается за счет введения радиационных центров, являющихся центрами рекомбинации, время восстановления обратного сопротивления будет также снижаться, что подтверждается экспериментально.

Транзисторные структуры

Определяющим эффектом при облучении большинства типов биполярных транзисторов является снижение основного классификационного параметра — коэффициента усиления по току в схеме с общим эмиттером b. Изменение b при радиационном облучении может быть описано выражением [3]

, (2.11)

где b₀, b_Ф — коэффициент усиления по току в схеме с общим эмиттером до и после облучения соответственно; K _инт — интегральный коэффициент, характеризующий снижение времени жизни в объеме транзистора при облучении; D(1/t _{s Ф}) — изменение поверхностной составляющей времени жизни при облучении; f _T — предельная частота (частота, на которой |b| _f = 1).

Из выражения (2.11) следует, что изменение b может происходить как за счет образования радиационных центров в объеме структуры транзистора, так и за счет изменения поверхностных свойств структуры. Относительный вклад этих процессов в изменение b зависит от вида и потока радиации, типа прибора и условий облучения. Так, при чистом нейтронном облучении транзисторов величина D(1/t _{s Ф}) мала [3], и выражение (2.11) упрощается:

, (2.12)

где — интегральный коэффициент, характеризующий скорость снижения b при облучении за счет объемных процессов.

При ионизирующем облучении вклад D(1/t _{s Ф}) в изменение b при малых Ф может быть существенным (особенно для германиевых транзисторов с непассивированной поверхностью) и приводит в некоторых случаях к аномальному поведению b при облучении. Роль поверхностных процессов возрастает при облучении маломощных диффузионных дрейфовых транзисторов, так как ускоряющее поле в базе таких транзисторов уменьшает пролетное время неосновных носителей, дополнительно снижая вероятность рекомбинации в объеме базы и соответственно уменьшая относительный вклад объемной составляющей в эффективное время жизни.

Коэффициент K _инт согласно современным представлениям является некоторой эффективной величиной для транзистора и может определяться в общем случае механизмами снижения времени жизни в областях эмиттера и эмиттерного перехода, областях пассивной и активной базы транзистора. Доминирующий механизм снижения t зависит от ряда факторов: исходного состояния материала, конструкции и размеров физических слоев транзисторной структуры, уровня инжекции, потока облучения и др.

В общем случае для коэффициента усиления по постоянному току можно записать [3]

, (2.13)

где I _б — ток базы; I _к — ток коллектора; I _ба, I _бп — ток рекомбинации в активной и пассивной базе соответственно; I _rgv, I _rgs — ток рекомбинации в объеме и на поверхности слоя пространственного заряда эмиттерного перехода соответственно; I _иэ — ток инжектируемых из базы в эмиттер неосновных носителей заряда; I _кан — ток за счет образования каналов на поверхности базы вблизи эмиттерного перехода.

В результате облучения в объеме и на поверхности транзисторной структуры образуются дополнительные центры рекомбинации, что приводит к росту составляющих тока базы, а следовательно — к снижению b.

Составляющая I _иэ при облучении меняется слабо [3], поскольку, во-первых, время жизни в сильно легированной области эмиттера достаточно низкое уже до облучения; во-вторых, область эмиттера может быть достаточно тонкой (особенно это касается ВЧ- и СВЧ-транзисторов), так что радиационные изменения t могут быть существенны лишь при высоких Ф, когда диффузионная длина в эмиттере станет меньше его толщины; в третьих, современные транзисторы имеют сильное электрическое поле в области эмиттера, уменьшающее зависимость инжектируемого в эмиттер тока от времени жизни в нем.

Для германиевых транзисторов можно пренебречь членом рекомбинации в слое пространственного заряда эмиттерного перехода, так как отношение диффузионной и рекомбинационной компонент тока пропорционально собственной концентрации носителей заряда n_i, которая в германии примерно в 1,5×10³ раз выше, чем в кремнии. Кроме того, германиевые транзисторы не используются для работы в микрорежимах, где основной вклад в радиационное изменение b дает составляющая рекомбинации в слое пространственного заряда эмиттерного перехода. Для германиевых транзисторов существенным является механизм радиационных изменений в пассивной базе. При небольших потоках может наблюдаться приблизительно линейная зависимость 1/b = f (Ф), однако по мере увеличения Ф эта зависимость становится нелинейной. Интегральный коэффициент K _инт для германиевых транзисторов является эффективной величиной, зависящей от радиационных процессов как в активной, так и в пассивной базе.

Для кремниевых транзисторов рекомбинационные потери в активной базе незначительны, и зависимость 1/b = f (Ф) имеет нелинейный характер. Коэффициент K _инт здесь также является эффективной величиной, определяемой радиационными процессами в активной базе и области пространственного заряда эмиттерного перехода. С уменьшением уровня инжекции K _инт возрастает, что подтверждается экспериментально, и при работе в микрорежимах рекомбинационные потери в кремниевых транзисторах будут определяться радиационными изменениями в слое пространственного заряда.

Проведенный выше анализ справедлив для случая малых и средних уровней инжекции и не слишком больших Ф, когда можно считать приблизительно постоянным время пролета носителей через активную базу t _пр. Для транзисторов, работающих на больших токах (например, мощные СВЧ-транзисторы) или облученных высокими флюенсами Ф, время пролета уже нельзя считать величиной, независимой от Ф. Известно, что в дрейфовых транзисторах при высоких уровнях инжекции происходит сдвиг границы коллекторного перехода в сторону коллектора из-за компенсации заряда ионизованных атомов примеси зарядом подвижных носителей (и, соответственно, рост t _пр и снижение b), причем чем выше удельное сопротивление коллекторной области, тем значительнее этот эффект. Следовательно, поскольку при облучении удельное сопротивление возрастает, то t _пр будет возрастать еще быстрее.
С другой стороны, в ВЧ-транзисторах с однородной базой, облученных значительными потоками Ф, при малых и средних уровнях инжекции наблюдается снижение t _пр вследствие расширения коллекторного перехода в область базы, что косвенно подтверждается снижением емкости коллекторного перехода при облучении. В низкочастотных транзисторах, в отличие от высокочастотных, уменьшение t _пр с ростом Ф происходит в основном из-за изменений условий диффузии неосновных носителей в базе в результате снижения их времени жизни.

Следует отметить, что основной трудностью для точных расчетов зависимости b(Ф) является недостаток сведений о значениях D(1/t _{s Ф}) и интегрального коэффициента K _инт.
В силу специфики радиационного комплексообразования в приборных структурах и влияния на этот процесс технологического цикла, использование данных по K _t, K _r и скорости изменения концентрации носителей заряда при облучении, полученных на однородных образцах исходных полупроводниковых материалов, требует большой осторожности [3].

Для оценки величины D(1/t _{s Ф}) можно использовать эмпирическое соотношение [3]

, (2.14)

где величины Ф₂ и Ф₁ и, соответственно, и выбираются при определении K _инт на линейном участке зависимости 1/b = f (Ф), где уже не сказываются поверхностные процессы.

Экспериментально показано, что для величины D(1/t _{s Ф}) и, соответственно, для изменения 1/b за счет поверхностных процессов характерным является насыщение, причем достигаемый при насыщении уровень и скорость его достижения зависят от условий облучения, типа и режима работы транзисторов.

Аморфный диоксид кремния

В настоящее время для описания строения аморфного диоксида кремния получили наибольшее распространение две модели [16]. Согласно первой модели основной структурной единицей является тетраэдр SiO₄. Эта структурная единица сохраняется по всему объему диоксида кремния, но от тетраэдра к тетраэдру изменяются углы между связями Si–O–Si.
В результате сохраняется ближний порядок в строении SiO₂, а дальний порядок отсутствует. Согласно второй модели SiO₂ может состоять из кристаллитов различных аллотропных форм (или какой-нибудь одной формы). В случае малых размеров кристаллитов обе модели хорошо между собой согласуются.

Обе из приведенных выше моделей согласуются с имеющимися результатами экспериментальных исследований структуры и свойств SiO₂, и довольно трудно делать однозначный вывод о справедливости только какой-нибудь одной из них. По-видимому «истинная» структура SiO₂ охватывает аспекты обеих моделей. В [16] указывается, что в аморфном SiO₂, как и в кристаллических формах, сохраняются расстояния между ближайшими атомами Si–O и углы между связями Si–O–Si. Кроме того, имеется широкое распределение углов между связями Si–O–Si, но в пределах 10–20 атомов между этими углами имеется корреляция, подобно кристаллическим формам.

Выше описывалась совершенная структура SiO₂, т.е. не содержащая оборванных связей, больших пустот или примесей. Однако в [16] указывается, что в термическом SiO₂ могут содержаться пустоты размером порядка 1 нм, причем для их образования не обязательно наличие оборванных связей. Наличие таких пустот может привести к снижению плотности термического SiO₂ по сравнению с его кристаллическими формами. Количество и распределение пустот определяется условиями роста пленок SiO₂. Наличие этих пустот также нужно учитывать при описании влияния водорода и гидроксильных групп на свойства пленок SiO₂.

Структура границы раздела

Схематично строение границы раздела Si/SiO₂ представлено на рис. 3.4. По мере приближения со стороны кремния к границе раздела Si/SiO₂ кристаллическая структура нарушается, и вблизи границы раздела она может сильно отличаться от объемной: в пределах нескольких атомных слоев образуется слой разупорядоченного кремния. Этот слой является структурно неоднородным: в верхней части он аморфизирован, ниже — поликристаллический, далее приближается к монокристаллическому. В результате область приграничного кремния будет характеризоваться большими механическими напряжениями и высокой концентрацией активных центров [8, 15–17]. Наличие разупорядоченного слоя кремния обусловлено процессом окисления. Разрыв связей Si–Si и образование более прочных связей
Si–O сопровождается выделением энергии. Вблизи поверхностных дефектов и атомов примеси окисление происходит более интенсивно, и выделяемая при этом энергия может почти в 2 раза превосходить энергию образования точечного дефекта в кремнии, что приводит к локальной генерации большого числа структурных дефектов (обычно дефектов упаковки) в области кремния, граничащей с фронтом окисления [17]. Для описания дефектообразования при окислении в этой области можно использовать следующую модель. За счет возникновения в процессе окисления механических напряжений в структуре Si/SiO₂ внутри кремния идет накопление и перестройка кремне-кислородных кластеров. Физическая природа образующихся дефектов может быть связана с протеканием двух конкурирующих высокотемпературных процессов: генерации вакансий в переходном слое со стороны кремния за счет диффузии атомов кремния в SiO₂ и генерации междоузельных атомов кремния в подложке, обусловленной перенасыщением SiO₂ кремнием и обратной его диффузией в подложку.

Рис. 3.4. Схематическое изображение строения границы раздела Si/SiO₂ [17]

Далее следует переходная область SiO _x, в которой свойства меняются от присущих кремнию до присущих диоксиду кремния. В [17] указывается, что состав этой области может меняться по схеме

Si – Si₂O – Si₂O₃ – SiO₂.

Изменение стехиометрии здесь обусловлено или недостатком кислорода, или избытком кремния. От свойств этой области во многом будут зависеть электрофизические параметры МОП-приборов, так как здесь могут накапливаться электрически активные дефекты. Толщина этой области сравнительно небольшая, порядка 0,2–0,3 нм [16] (хотя в некоторых работах указывается, что она может доходить до нескольких нанометров), и она содержит порядка 10¹⁵ см^–2 атомов кремния, связанных в конфигурациях SiO _x.

Область приграничного Si также характеризуется большими механическими напряжениями и высокой концентрацией электрически активных дефектов. В результате большая часть встроенного положительного заряда, который образуется в SiO₂ при окислении и при облучении, сосредоточена именно в этой области [15]. Граница области с переходным слоем условно проводится на таком расстоянии от полупроводника, что обменом носителями заряда с кремнием посредством туннелирования можно пренебречь.

Объем SiO₂ характеризуется свойствами, описанными выше (см. п. 3.1.1), однако в МОП-структурах вблизи границы с электродом затвора структура диоксида кремния может отличаться от объемной. Химический состав SiO₂ в этой области постоянен, концентрация дефектов максимальна вблизи области приграничного SiO₂, а энергетические уровни электрически активных центров дискретны [15].

Дефекты на границе раздела Si/SiO₂, отвечающие за накопление заряда

Заряд, накопленный на границе раздела кремний-диэлектрик принято характеризовать плотностью поверхностных состояний (ПС). Основным видом точечных электрически активных дефектов на границе раздела Si/SiO₂, отвечающих за величину плотности ПС, является P_b-центр [8, 13, 16], который может быть представлен как атом кремния на границе, связанный с тремя другими атомами кремния и имеющий одну оборванную связь. Химическое обозначение P_b-центра записывается в виде ^·SiºSi₃.

На поверхности кремния (111) оборванная связь ориентирована перпендикулярно границе (P_b-центры с оборванными связями, ориентированными под другими углами были обнаружены только на специально изготовленных образцах). Кроме того, P_b-центр располагается в пределах одного атомного слоя от границы в сторону Si или SiO₂.

На поверхности (110) оборванные связи P_b-центра ориентированы вдоль двух тетраэдрических направлений [111], причем оборванных связей, лежащих в плоскости границы, обнаружено не было [16].

Наиболее сложную структуру P_b-центры имеют на поверхности кремния (100). Здесь было идентифицировано два различных типа P_b-центров, каждый из которых может иметь оборванные связи, ориентированные в двух направлениях. Первый вид — P_b0-центр, представляющий собой соединение ^·SiºSi₃, оборванная связь которого может быть ориентировано вдоль двух направлений [111]. Второй вид — P_b1-центр, представляющий собой частично окисленное соединение ^·SiºSi₂O с оборванной связью, ориентированной в тех же направлениях [16].