3.4.3 Радиационные эффекты в моп-структурах с ультратонкими оксидами

Основные механизмы радиационных эффектов в ультратонких оксидах отличаются от механизмов для подзатворных оксидов средней толщины. Ультратонкими являются те оксиды, в которых накопленный в оксиде заряд может нейтрализовываться посредством туннелирования электронов как из затвора, так и с границы Si/SiO₂. Как было сказано в п. 3.3.5, расстояние, на которое распространяется вронт туннелирования вглубь оксида, определяется выражением (3.23). Фронт туннелирования можно описать для каждой границы. Если расстояние, на которое фронт туннелирования проникает в оксид, превосходит толщину оксида, то будут нейтрализованы все ловушки в оксиде. Вследствие туннелирования электронов из затвора и/или кремния в очень тонких оксидах (< 10 нм) происходит быстрая потеря ловушками захваченных дырок [13]. Это приводит к тому, что большое количество оксидных ловушек будет вести себя подобно граничным ловушкам (граничные ловушки — это ловушки в оксиде, которые могут обмениваться носителями заряда с кремнием в пределах времени электрических измерений). Фактически в случае очень тонких оксидов (< 6 нм) может вообще не быть «объемоподобных» ловушек, и все ловушки в оксиде потенциально могут вести себя как граничные ловушки. Таким образом, в случае ультратонких оксидов возможно отсутствие в чистом виде радиационно-индуцированного положительного заряда, захваченного в оксиде, а все ловушки могут вести себя электрически подобно ПС (справедливо как для ПС, так и для граничных ловушек).

Другое явление, связанное с ультратонкими подзатворными оксидами, — это радиационно-индуцированный ток утечки (Radiation-Induced Leakage Current — RILC) [13]. RILC — это повышение тока утечки, наблюдаемое в слабых электрических полях и возникающее после облучения ультратонких подзатворных оксидов относительно высокими дозами ионизирующего излучения. Потенциально RILC может влиять на характеристики надежности прибора и имеет схожие черты с током утечки, появляющимся после нагрузки оксида сильными электрическими полями (SILC — Stress-Induced Leakage Current).

Эффект возникновения RILC иллюстрируется на рис. 3.37 [13]. Здесь показан график зависимости тока утечки I_G от напряжения затвора V_G для необлученного конденсатора с р-подложкой и конденсатора, облученного гамма-квантами ⁶⁰Со дозой 5,3 Мрад(Si) при подаче на затвор напряжения –0,3 В. Толщина оксида составляла 4,4 нм. ВАХ измерялись при развертке напряжения затвора от нуля до положительных значений. При низких значениях напряжения на затворе (электрического поля) для облученных конденсаторов I_G больше, чем для необлученных. При использованных в данных экспериментах напряжениях электрическое поле в оксиде меньше, чем необходимо для наблюдения SILC. Это предполагает, что большие значения I_G для облученных конденсаторов являются радиационно-индуцированными. Тот факт, что характеристики необлученных и облученных конденсаторов при больших электрических полях схожи, говорит о том, что радиационно-индуцированный заряд в оксиде незначителен [13]. RILC возрастает с уменьшением толщины оксида и увеличением дозы. С ростом дозы RILC увеличивается приблизительно линейно. Это говорит о том, что плотность нейтральных дефектов в оксиде приблизительно линейно возрастает с увеличением дозы.

Рис. 3.37. Зависимость тока утечки затвора от напряжения на затворе для необлученных конденсаторов и конденсаторов, облученных гамма-квантами ⁶⁰Со дозой 5,3 Мрад(Si) при подаче на затвор смещения –0,3 В. Толщина подзатворного диэлектрика составляла 4,4 нм. Большие значения тока утечки затвора облученных транзисторов при низких электрических полях определяются радиационно-индуцированным током утечки (RILC) [13]

Рис. 3.38. Схематическая диаграмма конденсатора с ультратонким подзатворным оксидом. RILC вызывается туннелированием электронов через оксид с участием ловушек в оксиде

RILC наблюдался при использовании широкого круга радиационных источников и частиц [13], включая гамма-источники ⁶⁰Со, линейные ускорители электронов с энергией 8 МэВ, рентгеновское излучение с энергией 10 кэВ, а также тяжелые ионы с большими и малыми линейными потерями энергии (ЛПЭ). Для ионов с низкими значениями ЛПЭ и фотонов RILC проявляется схожим образом, несмотря на то, что ЛПЭ тяжелых ионов и генерированных фотонами вторичных электронов различаются на порядки величины. В случае воздействия тяжелых ионов с высокими ЛПЭ ток утечки затвора возрастает вследствие начала радиационно-индуцированного мягкого пробоя [13].

Механизм возникновения RILC приписывается неупругим процессам туннелирования, протекающим с помощью нейтральных ловушек в оксиде [13]. Данный механизм проиллюстрирован на рис. 3.38. При воздействии ионизирующего излучения в объеме оксида создаются нейтральные электронные ловушки. При подаче на затвор положительного напряжения электроны из зоны проводимости кремния могут туннелировать вначале на нейтральные электронные ловушки, а затем — в затвор. Поскольку RILC вызывается электронным туннелированием, то он будет сильно зависеть от толщины оксида, возрастая с ее уменьшением. Данная модель подтверждается решением квантово-механического уравнения Шредингера для вероятности туннелирования электрона через оксид [13]. При использовании двойного Гауссовского пространственного и энергетического распределения нейтральных электронных ловушек было достигнуто согласие между результатами моделирования и экспериментальными данными. Похоже, что нейтральные электронные ловушки создаются при захвате радиационно-индуцированных в оксиде дырок E’-центрами [13] (измерения ЭПР показали корреляцию между E’-центрами и RILC). На распределение нейтральных ловушек влияет подаваемое при облучении электрическое поле, в результате чего RILC зависит от напряжения. Для азотированных ультра-тонких оксидов максимум RILC возникает при приблизительно нулевом электрическом поле в оксиде.