UNIVERZITET U NIŠU ELEKTRONSKI FAKULTET. Goran S. Ristić

Transcription

1 UNIVERZITET U NIŠU ELEKTRONSKI FAKULTET Goran S. Ristić RADIJACIONI I POSLERADIJACIONI EFEKTI KOD VDMOS TRANZISTORA SNAGE I PMOS DOZIMETRIJSKIH TRANZISTORA Doktorska disertacija Niš, mart godine

2 Sadržaj Objavljeni radovi ii 1 Uvod 1 2 Radijacioni i posleradijacioni efekti kod MOS tranzistora Zahvaćeno naelektrisanje u oksidu Formiranje zahvaćenog naelektrisanja Mikrostruktura zahvaćenog naelektrisanja Odžarivanje zahvaćenog naelektrisanja Površinska stanja Normalni ili konvencionalni porast gustine površinskih stanja Mikrostruktura površinskih stanja Latentni porast gustine površinskih stanja Opadanje gustine površinskih stanja Uticaj zračenja i oporavka na električne parametre MOS tranzistora Degradacija napona praga Degradacija pokretljivosti Rezultati ozračivanja i oporavka VDMOS tranzistora snage Eksperiment Uzorci za ispitivanje Opis eksperimenta Rezultati ozračivanja tranzistora Rezultati oporavka ozračenih tranzistora Promene napona praga i pokretljivosti Promene gustina zahvaćenog naelektrisanja i površinskih stanja PMOS tranzistor kao senzor i dozimetar jonizujućeg zračenja Uticaj tehnologije izrade tranzistora na osetljivost i feding Stekovana struktura PMOS dozimetrijskih tranzistora Mogućnost višestrukog korišćenja PMOS dozimetrijskih tranzistora Rezultati ozračivanja i oporavka PMOS dozimetrijskih tranzistora Uzorci za ispitivanje Osetljivost i feding PMOS dozimetrijskih tranzistora Zaključak 11 Literatura 14 i

3 Objavljeni radovi vezani za problematiku kojom se bavi doktorska disertacija a) Radovi objavljeni u medjunarodnim časopisima: 1. M. Pejović, G. Ristić, S. Golubović, A comparison between thermal annealing and UV-radiation annealing of γ-irradiated NMOS transistors, Physica Status Solidi (a), vol. 14, pp. K53 K57, G. Ristić, S. Golubović, M. Pejović, pmos transistors for dosimetric application, Electronics Letters, vol. 29, no. 18, pp , M. Pejović, S. Golubović, G. Ristić, M. Odalović, Annealing of gamma-irradiated Al-gate NMOS transistors, Solid-State Electronics, vol. 37, no. 1, pp , M. Pejović, S. Golubović, G. Ristić, M. Odalović, Temperature and gate bias effects on gammairradiated Al-gate metal-oxide-semiconductor transistors, Japanese Journal of Applied Physics, vol. 33, no. 2, pp , G. Ristić, S. Golubović, M. Pejović, pmos dosimeter with two-layer gate oxide operated at zero and negative bias, Electronics Letters, vol. 3, no. 4, pp , S. Golubović, G. Ristić, M. Pejović, S. Dimitrijev, The role of interface traps in rebound mechanisms, Physica Status Solidi (a), vol. 143, pp , M. Pejović, S. Golubović, G. Ristić, Temperature-induced rebound in Al-gate NMOS transistors, IEE Proceedings-G: Circuits, Devices and Systems, vol. 142, no. 6, pp , G. Ristić, S. Golubović, M. Pejović, P-channel metal-oxide-semiconductor dosimeter fading dependencies on gate bias and oxide thickness, Applied Physics Letters, vol. 66, no. 1, pp , N. Stojadinović, M. Pejović, S. Golubović, G. Ristić, V. Davidović, S. Dimitrijev, Effect of radiationinduced oxide-trapped charge on mobility in p-channel MOSFETs, Electronics Letters, vol. 31, no. 6, pp , A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Rebound effect in power VDMOSFETs due to latent interface-trap generation, Electronics Letters, vol. 31, no. 14, pp , A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Analysis of the processes in power VDMOSFETs during γ-ray irradiation and subsequent thermal annealing, Physica Status Solidi (a), vol. 155, pp , G. Ristić, S. Golubović, M. Pejović, Sensitivity and fading of pmos dosimeters with thick gate oxide, Sensors and Actuators A. Physical, vol. A 51, pp , M. Pejović, G. Ristić, A. Jakšić, Formation and passivation of interface traps in irradiated n-channel power VDMOSFETs during thermal annealing, Applied Surface Science, vol. 18, pp , ii

4 14. M. Pejović, G. Ristić, Creation and passivation of interface traps in irradiated MOS transistors during annealing at different temperatures, Solid-State Electronics, vol. 41, no. 5, pp , M. Pejović, A. Jakšić, G. Ristić, B. Baljošević, Processes in n-channel MOSFETs during postirradiation thermal annealing, Radiation Physics and Chemistry, vol. 49, no. 5, pp , G. Ristić, A. Jakšić, M. Pejović, pmos dosimetric transistors with two-layer gate oxide, Sensors and Actuators A. Physical, vol. A 63, pp , G. S. Ristić, M. M. Pejović, A. B. Jakšić, Modelling of kinetics of creation and passivation of interface traps in metal-oxide-semiconductor transistors during postirradiation annealing, Journal of Applied Physics, vol. 83, no. 6, pp , G. S. Ristić, M. M. Pejović, A. B. Jakšić, Numerical simulation of creation-passivation kinetics of interface traps in irradiated n-channel power VDMOSFETs during thermal annealing with various gate biases, Microelectronic Engineering, prihvaćen za publikovanje. b) Radovi saopšteni na medjunarodnim naučnim skupovima i štampani u celini: 1. A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Effects of gamma-irradiation and postirradiation thermal annealing in power VDMOSFETs, Proc. 2th International Conference on Microelectronics (MIEL 95), vol. 1, pp , Niš, A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Latent interface-trap generation during thermal annealing of gammaray irradiated power VDMOSFETs, Proc. 18th International Semiconductor Conference (CAS 95), pp , Sinaia, A. Jakšić, M. Pejović, G. Ristić, S. Raković, Latent interface-trap generation in commercial power VDMOSFETs, Proc. 4th European Conf. on Radiation and its Effects on Devices and Systems (RADECS 97), u štampi, Cannes, c) Radovi sapšteni na nacionalnim naučnim skupovima i štampani u celini: 1. G. Ristić, S. Golubović, M. Pejović, Spontani oporavak ozračenih MOS tranzistora sa Al-gejtom, Zbornik radova I srpske konferencije o mikroelektronici i optoelektronici (MIOPEL 92), pp. 1 5 (1.2.4), Beograd, S. Golubović, G. Ristić, S. Djorić, N. Stojadinović, Efekti gama-zračenja kod VDMOS tranzistora snage, Zbornik radova I srpske konferencije o mikroelektronici i optoelektronici (MIOPEL 92), pp. 1 5 (1.2.5.), Beograd, G. Ristić, S. Golubović, M. Pejović, Uticaj UV-zračenja i povišene temperature na radijacione defekte kod NMOS tranzistora, Zbornik radova XXXVII Konferencije ETAN-a, Sveska IX, pp , Beograd, S. Golubović, G. Ristić, M. Pejović, M. Odalović, Termički oporavak NMOS tranzistora ozračenih gama zračenjem, Zbornik radova XXXVII Konferencije ETAN-a, Sveska IX, pp , Beograd, A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Uticaj polarizacije gejta na efekte γ-zračenja kod VDMOS tranzistora snage, Zbornik radova XXXVIII Konferencije ETRAN-a, Sveska IV, pp , Niš, M. Pejović, G. Ristić, S. Golubović, Oporavak ozračenih VDMOS tranzistora snage na povišenoj temperaturi, Zbornik radova XXXVIII Konferencije ETAN-a, Sveska IV, pp , Niš, 1994.

5 7. G. Ristić, M. Pejović, Radijaciono osetljivi PMOS tranzistor kao senzor i dozimetar jonizujućeg zračenja, Zbornik radova IX Kongresa fizičara Jugoslavije, pp , Petrovac, A. Jakšić, G. Ristić, Uticaj gama-zračenja i oporavka na napon praga VDMOS tranzistora snage, Zbornik radova XXXIX Konferencije ETRAN-a, Sveska IV, pp , Zlatibor, M. Pejović, G. Ristić, Temperaturska zavisnost oporavka ozračenih n-kanalnih VDMOS tranzistora snage, Zbornik radova XXXIX Konferencije ETRAN-a, pp , Zlatibor, A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Uticaj polarizacije gejta na odžarivanje ozračenih VDMOS tranzistora snage, Zbornik radova XL Konferencije ETRAN-a, Sveska IV, pp. 9 93, Budva, S. Raković, A. Jakšić, G. Ristić, M. Pejović, Ponašanje PMOS tranzistora male geometrije tokom ozračivanja i kasnijeg odžarivanja na različitim temperaturama, Zbornik radova XLI Konferencije ETRAN-a, pp , Zlatibor, 1997.

6 1. Uvod Intenzivno proučavanje efekata koje jonizujuće zračenje (gama, rendgensko, elektronsko i jonsko) izaziva kod MOS tranzistora i integrisanih kola, vrši se već duži niz godina u svetu [1], a poslednjih desetak godina i u našoj zemlji. Razlog ovih istraživanja leži u činjenici da MOS komponente sve češće mogu biti izložene dejstvu različitih vrsta zračenja, kako tokom proizvodnje, tako i tokom primene. Naime, u cilju smanjenja dimenzija ovih komponenata uvode se savremeni procesi u tehnološkom nizu za proizvodnju MOS tranzistora: UV-, jonska i elektronska litografija, plazma nagrizanje, jonska implantacija itd, pri čemu zračenja koja prate ove procese mogu bitno uticati na karakteristike MOS tranzistora. Sa druge strane, MOS tranzistori i integrisana kola mogu da rade u uslovima u kojima su izloženi dejstvu jonizujućeg zračenja (nuklearne elektrane, kosmičke letelice,...). Poznato je da zračenje dovodi do formiranja defekata koji su odgovorni za povećanje gustina pozitivnog zahvaćenog naelektrisanja u oksidu i površinskih stanja na medjupovršini oksid/poluprovodnik. Radijacioni defekti dovode do nestabilnosti MOS tranzistora promenom njegovih električnih parametara: napona praga, pokretljivosti nosilaca u kanalu, probojnog napona i struje curenja. Pored ispitivanja efekata izazvanih ozračivanjem komponenata, posebna pažnja se posvećuje ispitivanju ponašanja radijacionih defekata tokom oporavka pri različitim uslovima (temperatura, napon na gejtu, UV-zračenje itd.). Krajnji cilj svih ovih istraživanja je detaljno saznanje o prirodi i ponašanju radijacionih defekata, kako bi se proizvele komercijalne MOS komponenata što otpornije na zračenje. Poseban značaj ovih istraživanja bio bi u tome da se dobijena saznanja i modeli iskoriste za objašnjenje ponašanja defekata nastalih pod dejstvom naprezanja električnim poljem. Kao što je poznato, VDMOS tranzistori snage su, zbog svojih dobrih osobina, pogodni za ugradnju u mnoge elektronske uredjaje, pa zbog toga zauzimaju značajno mesto u ovim istraživanjima. U ovoj doktorskoj disertaciji prikazani su rezultati uticaja jonizujućeg zračenja, kao i oporavka nakon ozračivanja, na komercijalne n-kanalne VDMOS tranzistore snage, proizvedene u fabrici Ei-Poluprovodnici u Nišu. Posebna pažnja je posvećena oporavku na različitim temepraturama i pri različitim pozitivnim i negativnim naponima ne gejtu, s obzirom da je ranije uočeno latentno generisanje površinskih stanja, praćeno latentnim odžarivanjem zahvaćenog naelektrisanja, tokom oporavka na temperaturi od 14 o C i pri naponima na gejtu od, +5 i +1 V [2, 3]. U cilju analize ovih defekata korišćene su midgap i charge-pumping metode za razdvajanje naelektrisanja. Namera jednog dela istraživača je da iskoristi negativno dejstvo zračenja kod MOS tranzistora, u cilju dobijanja radijaciono osetljivih komponenata, pre svega PMOS tranzistora, koji bi mogli da se koriste kao senzori i dozimetri jonizujućeg zračenja. Što se tiče terminologije koja se koristi [4], PMOS senzor (detektor) je tranzistor osetljiv na zračenje, pri čemu se podrazumeva da se merenje apsorbovane doze vrši tokom ili neposredno nakon ozračivanja, dok se od PMOS dozimetra pored radijacione osetljivosti zahteva i stabilnost napona praga nakon ozračivanja, tj. očuvanje dozimetrijske informacije godine, engleski fizičar Andrew Holmes-Siedle dao je osnovne principe rada PMOS senzora i dozimetra jonizujućeg zračenja, a on je i do danas ostao jedan od vodećih istraživača u ovoj oblasti. Za razliku od uticaja jonizujućeg zračenja na komercijalne tranzistore, koje zaokuplja pažnju mnogih istraživačkih ekipa u svetu, ispitivanje PMOS dozimetrijskih tranzistora je znatno manje zastupljeno. Ovde bi trebalo još spomenuti istraživačku ekipu sa NMRC instututa iz Irske, koja se poslednjih pet-šest godina vrlo intenzivno bavi projektovanjem i ispitivanjem PMOS dozimetrijskih tranzistora. S obzirom da PMOS senzor i dozimetar zračenja ima niz prednosti u odnosu na druge dozimetrijske sisteme (minijaturna veličina senzorskog elementa, širok opseg doza koje se mogu meriti, manja cena,...), 1

7 postoje dovoljni razlozi za ispitivanje PMOS dozimetrijskih tranzistora. Ova doktorska disertacija sadrži i rezultate vezane za mogućnost korišćenja specijalno projektovanih PMOS tranzistora (proizvedenih u fabrici EI-Poluprovodnici u Nišu), kao senzora i dozimetara jonizujućeg zračenja. Pri tome se pošlo od ideje da PMOS senzor i dozimetar čini samo PMOS tranzistor, kao diskretna komponenta. Oksid gejta korišćenih tranzistora sastoji se od dva sloja (termički + CVD oksid), i znatno je veće debljine nego kod komercijalnih tranzistora. Pored ove uvodne glave, doktorska disertacija sadrži još pet glava i spisak korišćene literature. Druga glava sadrži literaturni pregled najvažnijih, do sada objavljenih rezultata istraživanja uticaja jonizujućeg zračenja i oporavka na MOS tranzistore, uz kritički osvrt na predložene modele za normalno i latentno generisanje površinskih stanja. U trećoj glavi, dati su opis eksperimenta, metode merenja i najvažniji rezultati sprovedenih istraživanja radijacionih i posleradijacionih efekata kod VDMOS tranzistora snage. Takodje, predložen je model koji opisuje ponašanje zahvaćenog naelektrisanja i površinskih stanja tokom oporavka. Četvrta glava sadrži literaturni pregled najvažnijih rezultata vezanih za mogućnost primene PMOS tranzistora kao senzora i dozimetara jonizujućeg zračenja. Posebna pažnja je posvećena istraživanjima uticaja debljine i tehnologije izrade oksida gejta kako na osetljivost, tako i na oporavak PMOS dozimetrijskih tranzistora. U okviru pete glave dati su rezultati ispitivanja ponašanja osetljivosti i fedinga, kao osnovnih dozimetrijskih parametara, u zavisnosti od debljine oksida, napona na gejtu i brzine doze zračenja. Takodje, prikazana je analiza ponašanja zahvaćenog naelektrisanja i površinskih stanja tokom ozračivanja i oporavka. U šestoj glavi su izneti najvažniji zaključci izvedeni na osnovu rezultata sprovedenih istraživanja, i date ideje za dalja istraživanja.

8 2. Radijacioni i posleradijacioni efekti kod MOS tranzistora MOS 1 tranzistor kao složena, višeslojna struktura vrlo je osetljiv na uticaj različitih vrsta naprezanja (jonizujuće zračenje, električno polje, temperatura,...). Silicijumdioksid 2 (SiO 2 ) je najosetljiviji sloj, jer se u njemu formiraju odredjeni defekti koji izazivaju promene električnih parametara tranzistora, i zbog toga je neophodno posebnu pažnju posvetiti uticaju jonizujućeg zračenja na oksid. Svi radijacioni defekti koji se formiraju u oksidu mogu se svrstati u dve grupe [1]: pozitivno zahvaćeno naelektrisanje i naelektrisanje na površinskim stanjima, u zavisnosti od toga gde se oni nalaze. 2.1 Zahvaćeno naelektrisanje u oksidu Kao što je poznato, jonizujuće zračenje izaziva formiranje pozitivnog zahvaćenog naelektrisanja u oksidu 3, čiji energetski nivoi leže u oblasti zabranjene zone oksida [1]. Sa stanovišta pouzdanog rada tranzistora neophodno je poznavati ponašanje gustine zahvaćenog naelektrisanja tokom i nakon ozračivanja. Takodje, da bi se modifikovali postojeći tehnološki procesi, u cilju dobijanja oksida sa željenim odzivom na zračenje: radijaciono očvrsnuti ( hard ) ili osetljivi ( soft ) oksid, neophodno je poznavati mikrostrukturu defekata koji čine zahvaćeno naelektrisanje. U ovom poglavlju će, iz do sada publikovanih radova, biti izneti najznačajniji rezultati vezani za zahvaćeno naelektrisanje Formiranje zahvaćenog naelektrisanja Mada ne postoji jedan generalizovani model za formiranje zahvaćenog naelektrisanja, na osnovu mnogobrojnih istraživanja vezanih za uticaj jonizujućeg zračenja na MOS komponente (analiza mnogih od njih je data u monografiji [1]), moguće je usvojiti neke činjenice, koje su opšte prihvaćene i kroz niz eksperimenata potvrdjene. Takodje, treba istaći da se novija istraživanja uglavnom ne bave modelima za formiranje zahvaćenog naelektrisanja tokom ozračivanja MOS komponenata, verovatno smatrajući da se tu ne može reći nešto novo. Pošto je oksid najosetljiviji deo MOS kompenenata treba se kratko osvrnuti na njegovu strukturu [5]. Jedinična struktura oksida je prikazana na sl. 2.1(a), i ona se sastoji od jednog atoma silicijuma i četiri atoma kiseonika, koji su vezani u obliku tetraedra. Naime, svaki Si atom je vezan sa četiri O atoma, pri čemu rastojanje izmedju atoma silicijuma i atoma kiseonika Si-O varira u intervalu od.152 do.169 nm, a tetraedarski ugao (O-Si-O) je o. Svaki atom kiseonika je vezan sa dva atoma silicijuma, a ugao Si-O-Si se kreće izmedju 12 o i 18 o (ugao θ na sl. 2.1(b)), u zavisnosti od vrste SiO 2. Kod termičkih oksida MOS komponenata ugao θ kod nenapregnute veze iznosi 144 o, a rastojanje Si-O.162 nm. Jonizujuće zračenje, kome je izložena MOS komponenta, vrši raskidanje kovalentnih veza u oksidu O 3 Si o O Si o O 3 4 prema sledećoj reakciji [6]: Si o O Si o hν Si ȯ + Si o O. + e + h +, (2.1) 1 Skraćenica od Metal-Oxide-Semiconductor. 2 U daljem tekstu oksid. 3 U daljem tekstu zahvaćeno nelektrisanje. 4 O 3 Si o kompleks će u daljem tekstu biti prikazivan kao Si o, i on označava atom silicijuma u oksidu vezan za tri susedna atoma kiseonika. 3

9 Sl. 2.1: Struktura silicijum-dioksida SiO 2. (a) Strukturna jedinica oksida je SiO 4 i ona ima tetraedarsku strukturu. (b) Struktura Si-O-Si veze (ugao θ varira izmedju 12 o i 18 o ) [5]. pri čemu dolazi do formiranja parova elektron-šupljina (e h + ) (za formiranje jednog para potrebna je energija od 17 ev [1]). Možemo spomenuti i mogućnost da zračenje raskine Si o H, odnosno Si o OH vezu [7]. Medjutim, suvišno je navoditi ostale mogućnosti, jer sigurno da zračenje koje može da izazove raskidanje stabilnih veza (reakcija 2.1), mnogo lakše vrši raskidanje napregnutih kovalentnih veza, kojih takodje ima u oksidu [8]. Reakcija (2.1) je istaknuta zbog toga što su ove veze najbrojnije. Inače, da bi upadno zračenje formiralo defekte u oksidu potrebno je da njegova energija bude veća od 9 ev, koliko približno iznosi širina zabranjene zone oksida. Jedan deo stvorenih e h + parova može da se rekombinuje, ponovo formirajući raskinute veze. Postoje dva osnovna modela za opisivanje procesa rekombinacije [1]: 1) model kolone, koji pretpostavlja da su vrlo mala medjusobna rastojanja izmedju generisanih parova elektron-šupljina i 2) model dvojne rekombinacije, zasnovan na pretpostavci da je rastojanje izmedju formiranih e h + parova mnogo veće u poredjenju sa rastojanjem izmedju šupljina i njima odgovarajućih elektrona. Elektroni koji su izbegli rekombinacioni proces mogu da formiraju nove e h + parove i/ili da napuste oksid za veoma kratko vreme (reda veličine 1 ps). Naime, mnogi elektroni imaju dovoljnu energiju da mogu da vrše raskidanje kovalentnih veza u oksidu, i to je dominantniji efekat od onog po kome upadno zračenje direktno vrši raskidanje kovalentnih veza u oksidu i formira e h + parove (reakcija (2.1)). Šupljine, koje su mnogo manje pokretne od elektrona, transportuju se, u zavisnosti od smera električnog polja u oksidu, do jedne od medjupovršina: oksid/supstrat ili oksid/gejt, gde dolazi do njihovog nagomilavanja. Medjutim, sa stanovišta degradacije osnovnih električnih parametara tranzistora (napona praga i pokretljivosti), neuporedivo veću njihovu promenu izazivaju šupljine nagomilane u blizini Si/SiO 2 (supstrat-oksid) medjupovršine 5, što odgovara slučaju pozitivnog napona na gejtu. Ova činjenica je naročito važna za n-kanalne MOS (NMOS) tranzistore, jer je to njihov radni napon. Kada šupljine stignu blizu medjupovršine, vrše raskidanje napregnutih veza u oksidu, i na taj način se zahvataju u veoma uskoj oblasti širine nekoliko nanometara od medjupovršine 6, i kao takve predstavljaju zahvaćeno naelektrisanje. Može se smatrati da se najveća koncentracija napregnutih veza nalazi u ovoj oblasti, i da one predstavljaju energetski dublje centre zahvata šupljina. Za opisivanje transporta šupljina koje su izbegle rekombinaciju, od mesta formiranja do oblasti blizu medjupovršine gde bivaju zahvaćene, detaljno je razvijen CTRW 7 model koji veoma uspešno opisuje ovaj transport [1, 11, 12]. Suština CTRW modela je da su centri zahvata u amorfnom SiO 2 rasporedjeni po zakonu slučajnosti (nalaze se na medjusobnim rastojanjima l i ; sl. 2.2(a)). Pri tome je pretpostavljeno da se transport šupljina izmedju tih, slučajno rasporedjenih centara zahvata, vrši ili pomoću procesa preskakanja (fononski potpo- 5 U daljem tekstu medjupovršina. 6 Deo zahvaćenih, od ukupno stvorenih šupljina iznosi nekoliko procenata u očvrsnutim i 3 5% u osetljivim oksidima [9]. 7 Skraćenica od Continious-Time Random Walk.

10 mognut tunelski proces; sl. 2.2(b)), ili se šupljine kreću od jednog do drugog defekta preko valentne zone oksida (sl. 2.2(c)). Takodje se pretpostavlja da su centri zahvata u oksidu, koji imaju ulogu prenosioca šupljina, energetski plići, pa ih zato šupljine spontano napuštaju nakon kratkog vremena. Taj proces se odigrava sve dok šupljine ne stignu do medjupovršine gde bivaju zahvaćene na energetski dubljim centrima zahvata (zaustavljaju se na njima). Brzina transporta šupljina zavisi od temperature, jačine električnog polja i debljine oksida, i odigrava se npr. za manje od 1 ms, na sobnoj temperaturi, u oksidu debljine 1 nm, pri električnom polju od 1 MV/cm [13]. Na sl. 2.3 prikazani su rezultati promene napona ravnih zona MOS kondenzatora ( V fb = q N ot /C ox, gde je q naelektrisanje elektrona, N ot gustina zahvaćenog naelektrisanja po jedinici površine, C ox kapacitivnost oksida po jedinici površine), neposredno nakon impulsnog ozračivanja. Kružići predstavljaju eksperimentalne vrednosti, a pune linije rezultat fitovanja korišćenjem CTRW modela [14]. Kao što se sa slike može videti, slaganje je veoma dobro. Ovde takodje treba naglasiti da praćenje porasta gustine zahvaćenog naelektrisanja tokom ovako kratkih vremenskih intervala nakon ozračivanja komponenata ima smisla samo u slučaju kratkotrajnog (impulsnog) ozračivanja (zračenje velikom brzinom doze). V fb - V fb (T = 293 K) (185 K) (125 K) (8 K) Vreme (s) Sl. 2.2: CTRW model (a), kretanje šupljina tunelovanjem izmedju dva lokalizovana stanja (b), i preko valentne zone oksida (c) [14]. Sl. 2.3: Poredjenje promena napona ravnih zona kondenzatora dobijenih eksperimentom i CTRW modelom. Vfb = 1.2 V [14]. Nakon razmatranja procesa transporta, treba izvršiti analizu mogućih centara zahvata šupljina u napregnutoj oblasti oksida blizu medjupovršine. To je jedino moguće na osnovu rezultata vezanih za mikrostrukturu defekata koji čine zahvaćeno naelektrisanje, dobijenih na osnovu ESR ( Electron Spin Resonance ) spektroskopije Mikrostruktura zahvaćenog naelektrisanja Korisniku MOS komponente jedino je važno poznavanje ponašanja (smera i veličine promena) njenih električnih parametara tokom i nakon ozračivanja. Medjutim, svakako nije dovoljno samo poznavati radijacioni i posleradijacioni odziv komponenate, jer bi to onda značilo da one odredjuju mogućnost primene elektronskih sklopova u kojima su zastupljene. Cilj je svakako suprotan, da se komponente prilagode uslovima u kojima treba da rade, a to je jedino moguće ako postoji jasna slika o mikrostrukturi defekata koji postoje pre, i koji nastaju tokom i nakon ozračivanja, što daje mogućnost promene tehnoloških postupaka za izradu komponenata. Sa razvojem novijih eksperimentalnih tehnika za ispitivanje mikrostrukture defekata raste i interesovanje za proučavanje radijacionih efekata kod oksida. ESR spektoskopija je efikasna i široko primenjivana metoda za analizu mikrostrukture defekata u oksidu i na medjupovršini [15], i kao takva trenutno je nezamenljiva u izučavanju radijacionih defekata. Medjutim, bez obzira na široku zastupljenost ESR metode, ona poseduje i odredjene nedostatke: relativno mala rezolucija 8 Drugi naziv za ovu metodu je EPR ( Electron Paramagnetic Resonance ) spektroskopija.

11 (1 1 defekata/cm 2 ) i potreba za velikom površinom uzorka ( 1 cm 2 ). Zbog navedenih nedostataka, razvijena je nova SDR ( spin dependent recombination ) metoda, zasnovana na ESR spektoskopiji, koja je 1 7 puta osetljivija od nje i može da se koristi čak i kod kratkokanalnih MOS tranzistora [15]. Medjutim, SDR metoda još ne može da zameni ESR metodu zbog toga što nije razvijen matematički aparat za odredjivanje gustine registrovanih defekata. Kada šupljine stignu u oblast blizu medjupovršine, stupaju u reakciju sa nekim od sledećih prekursora za formiranje zahvaćenog naelektrisanja 9 [16]: vakancijom kiseonika Si o Si o, napregnutom Si o O Si o vezom 1 ili peroksidnim kompleksom Si o O O Si o. Treba još istaći i primesni vodonik (hidroksilnu grupu) kao mogući prekursor: Si o H(OH). Svi ovi prekursori predstavljaju energetski dublje centre zahvata šupljina. Zahvatanjem šupljine na vakanciji kiseonika dolazi do raskidanja Si o Si o veze: Si o Si o +h + Si + o. Si o, (2.2) pri čemu se formira kompleks koji se naziva E centar. On je otkriven još godine [18] i tada se mislilo da on predstavlja centar zahvata elektrona (po tome je i dobio ime: E od electron, a predstavlja nepopunjenu elektronsku orbitalu-nespareni spin). Na sl. 2.4 prikazan je model zahvatanja šupljine i formiranja E centra. Važno je istaći terminologiju vezanu za E centar, jer se u literaturi sreću razni njegovi oblici 11 [16]: E α, E β, E γ i E δ. Priroda E α centra nije poznata i on je stabilan samo na temperaturama manjim od 2 K, dok E β nastaje kao posledica zahvatanja vodonikovog atoma na vakanciji kiseonika. E γ je klasičan E centar 12 sa sl. 2.4, i u mnogim (naročito novijim) radovima se dodaje indeks γ. Griscom [16] tvrdi da je E δ primećen samo u staklu koje sadrži visok procenat hlora i da njegova struktura nije poznata. Medjutim, Warren i saradnici [19] smatraju da se E δ centar javlja u termičkom oksidu, i da tokom oporavka komponenata stresiranih električnim poljem dolazi do konverzije E δ u E γ centre [19, 2]. Slika 2.5 prikazuje povećanje gustine E γ na račun smanjenja gustine E δ centara, nakon naprezanja tranzistora električnim poljem. Takodje su pretpostavili njegovu strukturu: nespareni elektron kod E δ centra nije lokalizovan na jednom, kao u slučaju E γ centra, već delokalizovan na četiri susedna Si atoma [19]. 3. E' γ + E' δ E' γ, E' δ (1 11 cm -2 ) E' γ.5 E' δ Vreme (min) Sl. 2.4: Raskidanje napregnute Si o Si o veze i formiranje E centra [1]. Sl. 2.5: Konverzija E δ centara u E γ centre, tokom oporavka stresiranih komponenata [19]. Na osnovu rezultata svojih istraživanja, Conley i Lenahan [21] su došli do zaključka da su pronašli novi E centar, koga su nazvali EP centar. Medjutim, kasnije su pokazali [22] da je EP u stvari ranije otkriveni E δ centar i da je njegov nespareni elektron lokalizovan na jednom atomu silicijuma, a ne zajednički za četiri 9 U daljem tekstu prekursor. 1 Treba naglasiti da u oblasti blizu medjupovršine postoje mnoge veze kod kojih ugao izmedju atoma u SiO 2 vezi nije 144 o, kao u unutrašnjosti oksida, već 12 o [17]. 11 Uobičajeno je da se za termičke okside koriste zaključci koji su dobijeni na osnovu istraživanja drugih oblika SiO 2, a ne samo oksida u MOS strukturama [5, 16]. 12 U daljem tekstu oznaka E se odnosi na E γ centar.

12 atoma, kako je pretpostavljeno u radovima [19, 2]. Očigledno je da ima više naziva za jedan tip E centra, kao i mnogo varijanti E centara (u radu [5] se navodi da postoji više od 1 vrsta), ali se sve one baziraju na postojanju Si ȯ defekta 13. Razgradnjom napregnute Si o O Si o veze formira se NBOHC 14 centar Si o O. (nepremošćujući kiseonik - centar zahvata šupljine): Si o O Si o + h + Si o O +. Si o, (2.3) Interesantno je istaći da se. Si o defekt takodje naziva E [16], odnosno E s centar [5]. Razgradnjom peroksidnog kompleksa Si o O O Si o formira se peroksidni radikal Si o O O +. NBOHC centar i peroksidni radikal najpre su otkriveni samo u tečnom oksidu ( fused silica ) [16], i mada su kasnije otkriveni i u termičkom oksidu, pokazano je da oni ne igraju važniju ulogu u oksidu MOS tranzistora [15]. Reakcijom šupljine sa vodonikom (odnosno hidroksilnom grupom) vezanim u oksidu oslobadja se vodonikov jon: Si o H + h + Si ȯ + H +, (2.4) Si o OH + h + Si o O. + H +. (2.5) Sve ove reakcije odigravaju se i u unutrašnjosti oksida, a ne samo blizu medjupovršine, samo je u unutrašnjosti oksida koncentracija ovih centara neuporedivo manja. Si ȯ defekt predstavlja centar zahvata šupljine (može da bude neutralan ili pozitivno naelektrisan), a Si o O. defekt je amfoteričan, što znači da može biti neutralan, pozitivno ili negativno naelektrisan [23]. U radu [24] dati su rezultati ispitivanja veze izmedju gustine zračenjem formiranog zahvaćenog naelektrisanja, dobijene električnom (C-V) 15 metodom, i gustine E centara, dobijene ESR metodom, kod kondenzatora sa (111) orijentacijom medjupovršine. Slika 2.6 prikazuje promene gustina E centara i zahvaćenog naelektrisanja sa dozom zračenja, a sl. 2.7 zavisnost gustine E centara od N ot, nakon ozračivanja komponenata dozom od 1 5 Gy, dobijenih različitim tehnološkim postupcima (svaka tačka predstavlja različiti kondenzator). Obe slike pokazuju da su promene ovih gustina približno iste. Istraživanje [25] je pokazalo da su i tokom ozračivanja kondenzatora sa (1) medjupovršinom promene gustine E centara u vrlo dobrom slaganju sa promenom gustine zahvaćenog naelektrisanja, dobijenom C-V metodom. Na osnovu ovih istraživanja može se zaključiti da je E centar najdominantniji defekat u oksidu, i da on daje najveći doprinos zahvaćenom naelektrisanju, formiranom ozračivanjem. Zbog toga je, u cilju povećanja otpornosti MOS komponenata na zračenje, neophodno vakanciji kiseonika posvetiti posebnu pažnju (ovaj trend se zapaža u literaturi, jer se u gotovo svim radovima analizira samo E centar). Istraživanja efekata jonizujućeg zračenja kod MOS tranzistora sigurno bi dobila na značaju ako bi se pokazalo da se njihovi rezultati mogu primeniti na slučaj naprezanja tranzistora električnim poljem (efekat vrućih nosilaca). Warren i Lenahan [26] izvršili su poredjenje gustina defekata u oksidu, formiranih jonizujućim zračenjem i naprezanjem jakim električnim poljem (E 7M V/cm), pri čemu su ove gustine dobijene korišćenjem ESR metode. Oni su potvrdili da je E centar odgovoran za porast gustine zahvaćenog naelektrisanja usled ozračivanja komponenata. Medjutim, njihovi rezultati su pokazali da je E centar samo delimično odgovoran za zahvaćeno naelektrisanje formirano u oksidu nakon Fowler-Nordheim-ovog tunelovanja elektrona iz Si-supstrata 16 u oksid, jer manje od polovine ukupne gustine zahvaćenog naelektrisanja čine E centri. To znači da se svi zaključci, dobijeni na osnovu ozračivanja, a koji se odnose na zahvaćeno naelektrisanje, ne mogu primeniti na slučaj naprezanja tranzistora električnim poljem. S druge strane, Boesch i McGarrity [27] su na osnovu električnih merenja zaključili da eksperimenti injekcije elektrona visokim električnim poljem mogu biti korišćeni za predvidjanje radijacione očvrsnutosti oksida MOS komponenata. 13 Tačka označava usamljeni elektron, tj. nespareni spin. 14 Skraćenica od Nonbridging-Oxygen Hole Center. 15 Skraćenica od Capacitance-Voltage. 16 U daljem tekstu supstrat.

13 3 4 E', N ot (1 12 cm -2 ) 2 1 E' N ot E' (1 12 cm -2 ) Doza (1 4 Gy) Sl. 2.6: Zavisnost gustina E centara i zahvaćenog naelektrisanja od doze zračenja [24] N ot (1 12 cm -2 ) Sl. 2.7: Zavisnost gustine E centara od gustine zahvaćenog naelektrisanja nakon ozračivanja MOS kondenzatora dobijenih različitim tehnološkim procesima [24] Odžarivanje zahvaćenog naelektrisanja Kao što je napred navedeno, tokom ozračivanja komponenata, kao i neposredno nakon njega, dolazi do formiranja zahvaćenog naelektrisanja. U slučaju impulsnog (kratkotrajnog) ozračivanja formiranje zahvaćenog naelektrisanja uglavnom se odigrava u kratkom vremenskom intervalu nakon ozračivanja (sl. 2.3). Sa druge strane, u slučaju dugotrajnijeg ozračivanja (zračenje manjom brzinom doze), zahvaćeno naelektrisanje se uglavnom formira tokom samog ozračivanja, jer šupljine imaju dovoljno vremena da stignu u oblast blizu medjupovršine, gde bivaju zahvaćene. Po završetku ovog procesa, gustina zahvaćenog naelektrisanja ulazi u zasićenje. Pored poznavanja ponašanja radijacionih defekata u oksidu tokom ozračivanja 17, svakako je važno poznavati njihovo ponašanje i tokom vremenski dužeg oporavka, pri različitim uslovima (temperatura, polarizacija, atmosfera,...). Nakon završenog procesa formiranja zahvaćenog naelektrisanja, prouzrokovanog ozračivanjem tranzistora, počinje proces njegovog odžarivanja (smanjenja njegove gustine). Naravno, intenzitet odžarivanja zavisi od uslova u kojima se tranzistor nalazi, što se jasno uočava na sl. 2.8 i 2.9 [28]. Slika 2.8 prikazuje promene komponenata napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja ( V ot ) i usled površinskih stanja ( V it ), za dve temperature oporavka. Sa slike se uočava da je intenzivnije odžarivanje zahvaćenog naelektrisanja na višoj (125 o C) nego na nižoj (25 o C) temperaturi, dok gustina površinskih stanja 18 ostaje nepromenjena. Veza izmedju ovih komponenata napona praga i odgovarajućih gustina naelektrisanja je: V T = V ot + V it = q N ot + q N it, (2.6) C ox C ox gde su N ot (znak - ispred ovog člana se odnosi na NMOS, a znak + na PMOS tranzistore) i N it gustine zahvaćenog nelektrisanja i površinskih stanja po jedinici površine (obično se izražavaju u cm 2 ), redom, definisane u odnosu na njihove vrednosti pre naprezanja komponenata. Naime, pre ozračivanja tranzistora takodje postoje odredjene gustine ovih defekata (N ot () i N it ()), tako da je N ot,it = N ot,it N ot,it (), gde je N ot,it ukupna gustina ovih defekata tokom ozračivanja ili oporavka tranzistora. To znači da N ot ( N it ) označava promenu gustine odgovarajućih defekata, ali je uobičajeno da se koristi samo izraz gustina defekata. C ox = ε ox /t ox je kapacitivnost oksida gejta po jedinici površine (ε ox - dielektrična konstanta oksida, t ox - debljina oksida), a V T predstavlja promenu napona praga V T, u nekom trenutku tokom ozračivanja ili oporavka, u odnosu na njegovu vrednost pre ozračivanja V T ( V T = V T V T ). Slika 2.9 prikazuje promene komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja sa vremenom oporavka, i kao što se može videti, intenzitet odžarivanja raste sa porastom pozitivnog napona na gejtu. U cilju 17 Ovde se podrazumeva i kratkotrajni oporavak nakon impulsnog ozračivanja, u kome se zahvaćeno naelektrisanje formira. 18 To su stanja na medjupovršini čiji se energetski nivoi nalaze unutar zabranjene zone supstrata.

14 V ot, V it V it 125 o C 25 o C V ot ozra~ivanje oporavak Doza (1 4 Gy) V ot = 1 V 2.5 V V ozra~ivanje oporavak 1 o C Doza (1 4 Gy) Sl. 2.8: Uticaj temperature oporavka na promene komponenata napona praga NMOS tranzistora; = 1 V tokom ozračivanja i oporavka [28]. Sl. 2.9: V ot tokom ozračivanja i oporavka NMOS tranzistora; sobna temperatura i = 1 V tokom ozračivanja, i t = 1 o C i različiti naponi na gejtu tokom oporavka [28]. objašnjenja dobijenih eksperimentalnih rezultata (sl. 2.8 i 2.9) [28], pretpostavljeno je da postoje tri energetska nivoa u zabranjenoj zoni oksida na kojima se nalaze pozitivno naelektrisani radijacioni defekti koji čine zahvaćeno naelektrisanje, i koji predstavljaju centre zahvata elektrona (sl. 2.1). Jedan energetski nivo zahvaćenog naelektrisanja leži u oblasti provodne zone supstrata (E 1 ), drugi u oblasti valentne zone supstrata (E 2 ) i treći iznad vrha valentne zone oksida (E 3 ). Elektroni koji tuneluju iz supstrata, ili se termalno emituju iz valentne zone oksida, mogu da se zahvate na ovim centrima i da ih neutrališu, što dovodi do smanjenja N ot. Popunjenost nivoa E 1 (broj pozitivno naelektrisanih defekata na njemu) zavisi od temperature i pozitivnog napona na gejtu. Naime, u slučaju više temperature veća je koncentracija elektrona u provodnoj zoni supstrata, a samim tim veći je broj elektrona koji mogu da tuneluju do centara zahvata na tom nivou. Sa druge strane, sa povećanjem pozitivne polarizacije gejta smanjuje se visina potencijalne barijere tunelovanja. Popunjenost nivoa E 2 skoro je nezavisna od temperature odžarivanja, ali jako zavisi od vrednosti pozitivnog napona na gejtu (povećanje napona dovodi do smanjenja potencijalne barijere za tunelovanje i povećanja koncentracije elektrona u valentnoj zoni supstrata, uz medjupovršinu). Popunjenost energetskog nivoa E 3 ne zavisi od napona na gejtu, ali je jako temperaturno zavisna (sa povećanjem temperature raste broj elektrona koji mogu da napuste valentnu zonu oksida). QHRGCDUHQLGHR ( 1 RW ( 1 RW 7HPSHUDWXUD R & Sl. 2.1: Energetski zonski dijagram n-kanalnog MOS tranzistora pri pozitivnoj polarizaciji gejta [28]. Sl. 2.11: Promene neodžarenih delova zahvaćenog naelektrisanja i E centara sa temperaturom odžarivanja [24].

15 Lenahan i Dressendorfer [24] su pokazali da odžarivanje zahvaćenog naelektrisanja u stvari predstavlja odžarivanje E centara. Slika 2.11 prikazuje promene neodžarenih delova zahvaćenog naelektrisanja i E centara sa temperaturom odžarivanja (izohronalni oporavak), ozračenih MOS kondenzatora sa (111) orijentacijom medjupovršine. Sa slike se vidi da su ove promene iste. Kasnije je potvrdjeno da su promene gustine E centara tokom izohronalnog oporavka ozračenih kondenzatora sa (1) orijentacijom medjupovršine iste sa promenama gustine zahvaćenog naelektrisanja, dobijene C-V metodom [25]. Ova istraživanja navode na zaključak da je E centar odgovoran za ponašanje gustine zahvaćenog naelektrisanja tokom oporavka ozračenih komponenata. Svako od istraživanja ponašanja radijacionih defekata u oksidu tokom procesa oporavka tranzistora daje odredjene zaključke vezane za odnos izmedju promene gustine ovih defekata i vremena oporavka. Medjutim, cilj je da se na osnovu celog skupa dobijenih informacija dodje do generalizovanih zaključaka koji bi važili za odredjene uslove oporavka (električno polje, temperatura,...) i tipove oksida (vlažan, suv, očvrsnut, osetljiv...). Naravno, najkorisnije bi bilo da se promene N ot matematički opišu i nadju funkcije odziva radijacionih defekata tokom njihovog odžarivanja pri različitim uslovima. Kao posledica tih težnji, do sada je objavljeno nekoliko istraživanja u kojima su modelovani procesi odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja, ali čini se da su ti pokušaji samo delimično uspeli. Derbenwick i Sander [29] su pokazali da se gustina zahvaćenog naelektrisanja smanjuje po linearnom zakonu sa logaritmom vremena. Winokur i saradnici [3, 31] kasnije su razvili ovu teoriju, koja je dobila ime linearna teorija. Pokazali su da ova teorija veoma dobro opisuje ponašanje zahvaćenog naelektrisanja tokom oporavka tranzistora sa radijaciono osetljivim oksidom. Medjutim, u slučaju komercijalnih i radijaciono očvrsnutih oksida linearna teorija ne daje dobre rezultate. Treba istaći da u ovim radovima nisu diskutovani mehanizmi koji dovode do ovakve zavisnosti. Oldham i saradnici [9] su predložili model za opisivanje odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja kod ozračenih tranzistora tokom oporavka na sobnoj temperaturi, koji će u daljem tekstu biti ukratko opisan. Pri formiranju modela, pošlo se od pretpostavke da je smanjenje gustine zahvaćenog naelektrisanja posledica tunelovanja zahvaćenih šupljina iz oksida u valentnu zonu supstrata 19, i da je, pošto se radi o sobnoj temperaturi, aktivan samo nivo E 2 sa sl. 2.1, odnosno da je celokupno zahvaćeno naelektrisanje koje se odžaruje lokalizovano na ovom energetskom nivou. Prema modelu tunelovanja, verovatnoća p tun da zahvaćena šupljina, koja se nalazi na rastojanju x od medjupovršine, tuneluje u valentnu zonu supstrata data je izrazom: p tun = 1 t o exp( βx), (2.7) gde je t o vreme prvog tunelskog dogadjaja neposredno nakon ozračivanja (obično se uzima da je t o 1 13 s), a β parametar barijere tunelovanja (odredjuje njenu visinu). Da bi se pojednostavila procedura nalaženja izraza za gustinu zahvaćenog naelektrisanja, usvojeno je postojanje tunelskog fronta, kao sastavnog dela tunelske teorije, koji je na rastojanju X m od medjupovršine definisan na sledeći način: X m (t) = (1/2β) ln(t/t o ). (2.8) Tunelski front se definiše kao ravan u oksidu gde je promena gustine zahvaćenog naelektrisanja najveća. Pri tome se pretpostavlja da je on veoma oštar, tako da se može smatrati da su u nekom trenutku, kada se tunelski front nalazi na rastojanju X m (t), svi centri zahvata na rastojanjima većim od X m (t) popunjeni šupljinama, a na manjim prazni. Na osnovu izraza (2.8) vidi se da brzina tunelskog fronta po vremenskoj dekadi iznosi: X m = (2β) 1 ln(1) = 1.15β 1. Za termički oksid, X m leži u intervalu.2.4 nm/dekada, što zavisi od temperature i primenjenog polja. Parametar barijere tunelovanja β, u odsustvu napona na gejtu, dat je izrazom: β() = [ 2m t h 2 ] E t, (2.9) gde je m t efektivna masa tunelovanja, E t energetski nivo zahvaćenih šupljina u odnosu na vrh valentne zone supstrata, a h = h/2π (h je Plankova konstanta). E t u stvari predstavlja potencijalnu barijeru za elektrone 19 Ovde postoji potpuna jednakost u značenju procesa tunelovanja elektrona u oksid i šupljina u supstrat.

16 iz valentne zone supstrata koju moraju savladati da bi prešli u oksid i doveli do neutralizacije zahvaćenog naelektrisanja. Primenom napona na gejtu, menja se vrednost parametra barijere tunelovanja: β(ε ox ) = β()(1 qε ox x o /E t ) 1/2, (2.1) gde je ε ox električno polje u oksidu prouzrokovano primenjenom polarizacijom gejta. Za zahvaćene šupljine (zahvaćeno naelektrisanje) u oblasti 3 do 4nm od medjupovršine, jednačina (2.1) predvidja smanjenje β od približno 25% sa povećanjem električnog polja od do 4M V/cm. Pošto je nagib krive koja opisuje promene V ot sa vremenom oporavka srazmeran sa β 1, pri ovoj promeni električnog polja dolazi do povećanja nagiba za oko 33%. Ukupna gustina naelektrisanja zahvaćenih elektrona, koji su tunelovanjem iz valentne zone supstrata stigli u oksid, tj. rekombinovanih šupljina, za vreme t od početka tunelovanja, može se izraziti na sledeći način: Xm(t) Q tun (t) = q p(x)dx, (2.11) gde je q naelektrisanje elektrona, a p(x) početna raspodela zahvaćenog naelektrisanja, tj. raspodela šupljina po dubini oksida gejta na početku oporavka. Promena komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja, uz pretpostavku da je debljina oxida t ox mnogo veća od rastojanja koje prelazi tunelski front (t ox 1nm), je: V ot (t) = C + Q tun(t) C ox, (2.12) gde je C komponenta napona praga u trenutku t o (C = V ot (t o )). Mada je u opštem slučaju raspodela p(x) nepoznata, pretpostavljeno je da se nakon ozračivanja tranzistora radi o jednostavnoj eksponencijalnoj zavisnosti: p(x) = p o e λx, gde je p o gustina zahvaćenog naelektrisanja blizu medjupovršine nakon ozračivanja (preciznije rečeno, p o je gustina na nekom rastojanju x o koje odgovara položaju tunelskog fronta u trenutku t o ). Rešavanjem integrala (2.11) dobija se: gde je Q tun (t) = qp o 2β f ν(t), (2.13) f ν (t) = 1 ν [( t t o ) ν 1], (2.14) i ν = λ/2β. Za λ (uniformna raspodela zahvaćenog naelektrisanja: p(x) = p o = const.) = ν = f ν (t) ln(t/t o ), što znači da je promena Q tun sa vremenom oporavka linearna [3]. Korišćenjem jednačine (2.13) dobija se sledeći izraz za promenu komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja: V ot (t) = C + Af ν (t), (2.15) gde je A = qp o /(2βCox). Provera ovog modela izvršena je korišćenjem tranzistora sa različitim oksidima gejta: očvrsnuti TI, osetljivi TI i osetljivi SNL (koji je po osetljivosti izmedju ova dva tipa oksida). Eksperimentalni rezultati su pokazali da tokom odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja ne dolazi do promene gustine površinskih stanja. Naime, smanjenje N ot nije praćeno povećanjem N it, već je isključivo posledica zahvatanja elektrona koji tuneluju iz supstrata, što je uslov primene tunelske teorije. Slika 2.12 daje poredjenje eksperimentalno dobijenih vrednosti promene napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja, tokom oporavka tranzistora, sa krivama dobijenim na osnovu izraza (2.15), za različite tipove oksida. Kao što se može videti, tunelski model daje izuzetno dobro slaganje sa eksperimentom, a vrednosti V ot zavise od tipa oksida. U slučaju osetljivog TI oksida zavisnost V ot od vremena oporavka je linearna, tako da se jedino za ovaj tip oksida može primeniti linearna teorija [3]. Ovako različito ponašanje posledica je prostorne raspodele zahvaćenog naelektrisanja, koja je proporcionalna relativnoj efikasnosti zahvatanja, prikazanoj na sl U slučaju osetljivog TI oksida zahvaćeno naelektrisanje je rasporedjeno uniformno, a osetljivog SNL i očvrsnutog TI oksida neuniformno. Raspodele prikazane na sl.

17 2.13 su u saglasnosti sa istraživanjem [17], u kome je pokazano, korišćenjem XPS 2 metode, da se razlikuju raspodele napregnutih veza u radijaciono očvrsnutom i radijaciono osetljivom oksidu. Napregnuta oblast, u kojoj se nalazi zahvaćeno naelektrisanje, kod očvrsnutih oksida je uža nego kod osetljivih, i postoji oštra granica izmedju napregnute i nenapregnute oblasti. V ot o~vrsnuti oksid (tip TI) osetljivi oksid (tip SNL) osetljivi oksid (tip TI) model Vreme (s) Sl. 2.12: Promene napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja ozračenih NMOS tranzistora sa vremenom oporavka; TI (Texas Instruments Corp.), SNL (Sandia National Labs) [9]. Relativna efikasnost zahvatanja o~vrsnuti TI osetljivi TI osetljivi SNL x (nm) Sl. 2.13: Zavisnost efikasnosti zahvatanja šupljina od debljine oksida (računato od medjupovršine). Pune linije su dobijene fitovanjem eksperimentalnih vrednosti, a isprekidane su ekstrapolirane [9]. Pošto tunelski model Oldhama-a i saradnika [9] sadrži više nepoznatih parametara (C, A, ν i t o ), koje je često teško odrediti, Savić i saradnici [32, 33] predložili su način fitovanja eksperimentalnih vrednosti V ot, dobijenih tokom oporavka ozračenih tranzistora, za čiju primenu nije potrebno unapred poznavati ove parametre. Parametar C se može eliminisati korišćenjem nekog od eksperimentalnih rezultata: C = V i = V ot (t i ), (2.16) gde je V i bilo koja eksperimentalna vrednost promene napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja dobijena tokom oporavka tranzistora (najbolje je uzeti prvu eksperimentalnu vrednost). Ovo omogućava i eliminisanje parametra t o, koji se teško može odrediti. Naime, korišćenjem izraza (2.16), izraz (2.15) može se predstaviti u obliku: V ot (t) = V i + A 1 [( ) t ν 1], (2.17) ν ti gde je A = A(t i /t ) ν. Primenom metode najmanjih kvadrata, za parametre A i ν dobijaju se sledeći izrazi: n [( ) ν tk ν ( V k V i ) 1] t A k=1 i = n [( ) ν 2, (2.18) tk 1] k=1 n {( ) ν [ tk [ V k V (t k )] ν ln t k=1 i t i ( tk t i ) ] } =, (2.19) gde je n ukupan broj eksperimentalnih vrednosti, a indeks i označava jednu od njih. Najpre se nadje nepoznata ν, tako što se numeričkim putem reši poslednja jednačina, a zatim se pomoću izraza (2.18) odredi A. Kao što je pokazano, tunelski model dobro fituje eksperimentalne vrednosti gustine zahvaćenog naelektrisanja tokom oporavka na sobnoj temperaturi [9], kada je aktivan samo nivo E 2. Medjutim, McWhorter i saradnici [34] su pokušali da modeliraju proces odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja i na višim temperaturama. U tom 2 Skraćenica od X-ray Photoelectron Spectroscopy.

18 cilju, predložili su kombinovani tunelsko-termalni model, zasnovan na tunelskom [9] i termalno-emisionom modelu [35, 36], koji će u nastavku biti ukratko opisan. U tunelskom modelu, kako je ranije rečeno, pretpostavlja se da je dominantni mehanizam odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja tunelovanje šupljina u valentnu zonu supstrata. Pošto je na osnovu njega gustina odžarenog naelektrisanja data izrazom (2.11), onda se komponenta napona praga usled preostalog zahvaćenog naelektrisanja može izraziti na sledeći način: V ot (t) = q N ot(t) C ox (t ox x) p(x) = q dx, (2.2) X m (t) ε ox pri čemu je ovaj izraz identičan sa izrazom (2.12). Termalno-emisioni model je zasnovan na pretpostavci da je dominantni mehanizam u odžarivanju zahvaćenog naelektrisanja termalna emisija zahvaćenih šupljina u valentnu zonu oksida, tj. elektrona iz valentene zona oksida do zahvaćenih šupljina. Verovatnoća da zahvaćena šupljina bude termalno emitovana u valentnu zonu oksida, data je sledećim izrazom: p em = AT 2 exp( φ t q/(kt )), (2.21) gde je φ t razlika u energiji izmedju energetskog nivoa zahvaćenih šupljina i vrha valentne zone oksida, k Bolcmanova konstanta, T apsolutna temperatura, i A parametar koji zavisi od poprečnog preseka zahvata šupljina i drugih fizičkih parametara. Brzina odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja, usled termalne emisije šupljina, može se opisati izrazom: p t (φ t, t) t = AT 2 exp( φ t q/(kt ))p t (φ t, t), (2.22) gde je p t (φ t, t) raspodela zahvaćenih šupljina po energiji, u datom trenutku t. Rešavanjem ove jednačine, dobija se: p t (φ t, t) = p(φ t ) exp( AT 2 exp( φ t qt/(kt ))), (2.23) gde je p(φ t ) raspodela zahvaćenih šupljina po energiji odmah nakon ozračivanja. Analogno sa tunelskim frontom, ovde se može uvesti termalno-emisioni front φ m, kao energetski nivo sa koga se dešava maksimalna emisija šupljina: φ m (t) = kt q ln[at 2 t]. (2.24) Pri tome se pretpostavlja da se termalno-emisioni front kreće duž zabranjene zone oksida, od valentne ka provodnoj zoni, i da su u nekom trenutku nivoi zahvaćenih šupljina energije manje od φ m (t) prazni, a veće od φ m (t) popunjeni. Na osnovu toga, komponenta napona praga usled preostalog zahvaćenog naelektrisanja može se izraziti u obliku: (t ox x c ) p(φ t ) V ot (t) = q dφ t, (2.25) φ m(t) ε ox gde je x c položaj centroida naelektrisanja. Na osnovu termalno-emisionog modela se u slučaju uniformne raspodele šupljina po energiji, dobija prava linija ako se nacrta V ot u zavisnosti od log(t ) (naravno, pri tome se podrazumeva da tunelski efekat nema uticaja). Odredjena odstupanja od linearne zavisnosti, koja se mogu javiti, su posledica neuniformne raspodele. Medjutim, ni jedan ni drugi model sami ne mogu da opišu zavisnost odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja od električnog polja i temperature. Tunelski model je jako zavisan od električnog polja, i slabo zavisan od temperature, a termalno-emisioni model obrnuto. Njihova kombinacija daje tunelsko-termalni model, na osnovu koga se dobija izraz za brzinu smanjenja gustine zahvaćenog naelektrisanja kao funkcija položaja u prostoru, energije i vremena: p t (x, φ t, t) t = (p tun + p em )p t (x, φ t, t), (2.26) gde je p t (x, φ t, t) raspodela zahvaćenih šupljina po energiji i prostoru, u datom trenutku t, a p tun i p em definisani su izrazima (2.7) i (2.21), redom.

19 Slika 2.14 prikazuje koncept tunelskog i termalno-emisiong fronta, pri čemu je pretpostavljeno da se energetski nivoi šupljina nalaze u celom energetskom opsegu valentne zone supstrata, tj. nisu lokazlizovani kao nivoi sa sl Medjutim, pokazano je da raspodela tih nivoa po energiji ima izraženi pik za E 1 ev, i to predstavlja vrednost energije koju poseduje najveći broj zahvaćenih šupljina. Da bi se pojednostavio problem nalaženja parametara modela, pretpostavljeno je da su tunelovanje i termalna emisija šupljina nezavisni procesi, mada šupljine na granici interakcije ova dva fronta učestvuju u oba procesa. Na osnovu kombinovanog tunelsko-termalnog modela, korišćenjem Poisson-ove jednačine, može se dobiti sledeći izraz za promenu napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja: V ot (t) = q x m (t) φ m (t) (t ox x) p(x, φ t ) ε ox dφ t dx. (2.27) Na sl prikazani su rezultati fitovanja eksperimentalnih vrednosti komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja, korišćenjem izraza (2.27). Prethodno su, na osnovu eksperimentalnih podataka za jednu temperaturu, odredjeni parametri fitovanja. Kao što se može videti, slaganje eksperimentalnih i modelovanih vrednosti je veoma dobro. V ot o C 12 o C 8 o C 25 o C model sobna temp. pove}anje temperature Vreme (s) Sl. 2.14: Energetski zonski dijagram koji prikazuje dva fronta odžarivanja naelektrisanja [34]. Sl. 2.15: Eksperimentalne vrednosti V ot tokom oporavka i krive dobijene modelom [34]. Treba istaći da kombinovani tunelsko-termalni model važi samo u slučaju kada ne postoje drugi mehanizmi odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja (kao što je tunelovanje elektrona iz provodne zone supstrata) i ne postoji povezanost opadanja N ot sa povećanjem N it [37]. Naime, na osnovu toga što je proces tunelovanja nezavisan od temperature, smatrano je da povišena temperatura ne dovodi do povećanog tunelovanja šupljina u supstrat, tj. zanemarena je mogućnost da šupljine tuneluju u provodnu zonu supstrata, uprkos istraživanjima koja su to predvidjala [28, 38]. Inače, pokazano je da tokom oporavka ozračenih tranzistora nije dolazilo do promene gustine površinskih stanja. Kao što je već rečeno, pod dejstvom pozitivne polarizacije gejta dolazi do odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja. Slika 2.16 prikazuje proces zahvatanja elektrona, koji je tunelovao iz supstrata, na relaksiranom E centru, i ovaj proces dovodi do smanjenja vrednosti N ot (pri tome se podrazumeva da je E centar najdominantniji u oksidu, i samo se on razmatra) [39]. Dobijeni kompleks (neutralni E centar) se ne može detektovati niti električnim metodama (nije naelektrisan) niti ESR metodom (nema nesparene elektrone). Kao što se sa slike vidi, pretpostavljeno je da se elektron ne zahvata na pozitivno naelektrisanom atomu Si + o, već na neutralnom atomu koji poseduje nespareni elektron Si ȯ, i na taj način se vrši kompenzacija naelektrisanja. To se objašnjava težnjom za popunjavanjem nesparenog spina. Na taj način, ova dva atoma silicijuma predstavljaju električno neutralni kompleks. Medjutim, da li će ponovo izmedju njih da se formira veza zavisi od njihove medjusobne udaljenosti, temperature i vremena koje je proteklo od zahvatanja elektrona. Ako se nakon pozitivnog, primeni negativni napon na gejtu, onda će elektroni sa neutralnih E centara, u kojima veza nije ponovo formirana, da tuneluju u supstrat (to je proces suprotan od onog prikazanog na sl. 2.16). To znači da se, u toku

20 procesa oporavka pod dejstvom pozitivnog napona na gejtu, jedan deo odžarenog zahvaćenog naelektrisanja samo kompenzovao, a drugi neutralisao (trajno odžario). Na osnovu ove analize, očigledno je da primenom negativnog, nakon primene pozitivnog napona na gejtu, može doći do povećanja gustine zahvaćenog naelektrisanja, tj. ponovnog naelektrisavanja kompenzovanih centara (ovaj proces je poznat pod nazivom suprotno odžarivanje 21 ). Da bi ispitali efekat suprotnog odžarivanja, Lelis i saradnici [39] izvršili su eksperiment naizmenične promene smera električnog polja u oksidu, tj. eksperiment naizmenične promene znaka napona na gejtu 22. NP eksperiment je sproveden na sobnoj temperaturi, nakon ozračivanja tranzistora koji su se razlikovali u tipu oksida gejta (srednje očvrsnuti A, očvrsnuti B i osetljivi C oksid). Tranzistori su ozračivani X-zracima energije 1 kev ili elektronima iz LINAC-a (linearnog akcelera V ot, V it. -.5 E ox = MV/cm V it V ot E ox = MV/cm V it V ot E ox = MV/cm Vreme (s) Sl. 2.16: Zahvatanje elektrona i kompenzacija zahvaćenog naelektrisanja [39]. Sl. 2.17: V ot i V it tokom NP eksperimenta sprovedenog na sobnoj temperaturi [39]. tora) energije 12 M ev, i tokom NP eksperimenta dobijeno je isto ponašanje gustina zahvaćenog naelektrisanja, za obe vrsta zračenja. Slika 2.17 prikazuje tipične promene komponenata napona praga NMOS tranzistora čiji je oksid tipa B, tokom NP eksperimenta sprovedenog nakon ozračivanja X-zracima. Sa slike se vidi da dolazi do naizmeničnog smanjenja i povećanja gustine zahvaćenog naelektrisanja, dok gustina površinskih stanja stalno blago raste. Na osnovu eksperimentalnih rezultata [39], može se zaključiti da intenzitet suprotnog odžarivanja zavisi od 1) tipa oksida gejta i 2) broja etapa uzastopne promene znaka napona na gejtu. Promene gustine zahvaćenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata najveće su kod radijaciono očvsnutih, a najmanje kod radijaciono osetljivih oksida. Objašnjenje za takvo ponašanje daje koncept tunelskog fronta [9], a ono je posledica različite prostorne raspodele zahvaćenog naelektrisanja u oksidu. U slučaju osetljivog oksida zahvaćeno naelektrisanje je uniformno rasporedjeno unutar uske oblasti blizu medjupovršine, širine nekoliko nanometara, i veće je gustine nego u slučaju očvsnutog oksida, gde je ono neuniformno rasporedjeno, a najveća koncentracija je blizu medjupovršine (sl. 2.13). Zbog toga je broj šupljina koje učestvuju u tunelskom procesu tokom NP eksperimenata veći kod očvrsnutih, a manji kod osetljivih oksida. Eksperimentalni rezultati su još pokazali da se u svakoj narednoj etapi primene negativnog, nakon primene pozitivnog napona na gejtu, smanjuje deo zahvaćenog naelektrisanja koje se ponovo formira (sl. 2.17). To znači da se tokom svake etape oporavka sa pozitivnim naponom na gejtu jedan deo zahvaćenog naelektrisanja trajno odžaruje (najveći deo svakako tokom prve etape). To je posledica činjenice da izmedju suprotno naelektrisanih atoma silicijuma (sl. 2.16) postoji Kulonovsko elektrostatičko privlačenje, koje u kombinaciji sa termalnim oscilovanjem atoma, dovodi do toga da atomi budu dovoljno blizu i da se veza izmedju njih ponovo formira. Zbog toga što su eksperimenti vršeni na sobnoj temperaturi, pretpostavljeno je da se energetski nivo zahvaćenog naelektrisanja koje učestvuje u NP eksperimentu nalazi u oblasti valentne zone supstrata (nivo E 2 sa sl. 2.1), 3.1eV [4] iznad vrha valentne zone oksida. Lelis i saradnici [38] su nastavili ispitivanje ponašanja zahvaćenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata, 21 Od engleskog izraza reverse annealing. 22 U daljem tekstu NP eksperiment.

21 korišćenjem viših temperatura. Dobijeni rezultati su pokazali da je za temperature manje od 125 o C primećena slaba temperaturna zavisnost procesa pravog i suprotnog odžarivanja, na osnovu čega je pretpostavljeno da je pri ovim temperaturama aktivan samo nivo u oblasti valentne zone supstrata. Medjutim, u slučaju viših temperatura primećeno je povećanje dela zahvaćenog naelektrisanja koje se odžaruje tokom pozitivne, odnosno formira (suprotno odžaruje) tokom negativne polarizacije gejta. Ovo povećanje je naročito izraženo kod osetljivih oksida (tip C), jer su kod njih u slučaju sobne temperature promene N ot bile najmanje. Sa druge strane, kod očvrsnutih oksida su ove promene i na sobnoj temperaturi bile izraženije (može se reći da je veći deo zahvaćenih šupljina bio aktivan i na ovoj temperaturi), tako da nije primećena tako izražena temperaturna zavisnost tokom NP eksperimenata. Na sl dato je tipično ponašanje komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja NMOS tranzistora sa osetljivim oksidom C ozračenog X-zracima, tokom NP eksperimenta, za tri temperature oporavka. Kao što se može videti, pravo i suprotno odžarivanje su izrazita funkcija temperature. Slika 2.19 prikazuje promene vrednosti V ot NMOS tranzistora sa očvrsnutim oksidom B tokom NP eksperimenta, i očigledno je da ovaj tip oksida pokazuje slabiju temperaturnu zavisnost. V ot Vreme (s) MV/cm 145 o C 85 o C sobna t MV/cm 145 o C 85 o C sobna t Sl. 2.18: Promene komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja NMOS tranzistora sa osetljivom oksidom, tokom naizmenične primene pozitivnog i negativnog električnog polja, nakon ozračivanja X-zracima [38]. V ot Vreme (s) MV/cm 145 o C sobna t MV/cm 145 o C sobna t Sl. 2.19: Promene komponente napona praga usled zahvaćenog naelektrisanja NMOS tranzistora sa očvrsnutim oksidom, tokom naizmenične primene pozitivnog i negativnog električnog polja, nakon ozračivanja X-zracima [38]. Da bi objasnili povećanje odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja na povišenim temperaturama, autori su pretpostavili da, pored razmene naelektrisanja sa valentnom zonom supstrata, postoji i razmena naelektrisanja sa provodnom zonom supstrata, i da je taj mehanizam, kod NP eksperimenata sprovedenih na povišenim temperaturama, dominantniji. Naime, iako je, na osnovu aproksimacije prvog reda koja zanemaruje fononski potpomognuto tunelovanje, verovatnoća da jedan elektron tuneluje iz provodne zone supstrata u oksid, kroz potencijalnu barijeru date visine u odredjenom vremenskom trenutku, nezavisna od temperature, broj čestica koje pokušavaju tunelovanje (koncentracija elektrona u provodnoj zoni supstrata), kao i visina barijere, zavise od temperature. Medjutim, problem je bio položaj energetskog nivoa zahvaćenog naelektrisanja koji se nalazi u zabranjenoj zoni oksida nasuprot provodne zone supstrata, pošto postoji veći broj istraživanja temperaturne zavisnosti odžarivanja zahvaćenog naelektrisanja, koja daju različite informacije o njegovom položaju. Da bi usaglasili sva ova istraživanja, Lelis i saradnici [38] su uveli jednu drugačiju pretpostavku od one koja je do tada postojala [28]. Naime, smatrali su da ne postoje dva lokalizovana energetska nivoa (E 1 i E 2 na sl. 2.1), već jedan lokalizovani energetski nivo, koji se nalazi u oblasti valentne zone supstrata, i koji predstavlja osnovno stanje E centra, a da se u oblasti provodne zone supstrata nalazi energetski nivo pobudjenog stanja E centra (nešto slično je pre toga predložio Breed [41]). Na sl. 2.2 date su energetske oblasti u kojima se mogu nalaziti energetski nivoi osnovnog i pobudjenog stanja E centra, a koje su uvedene da bi se obuhvatili položaji nivoa dobijeni u drugim radovima [38]. U radu [38] takodje je predložen generalizovani model, prikazan na sl. 2.21, za objašnjenje smanjenja N ot tokom primene pozitivnog (pravo odžarivanje) i povećanja ove gustine tokom primene negativnog napona na

22 gejtu (suprotno odžarivanje zahvaćenog naelektrisanja). Pri tome, on važi i za više temperature (a ne samo za sobnu temperaturu, kao model sa sl. 2.16), i može da objasni zavisnost pravog i suprotnog odžarivanja od temperature. Na osnovu ovog modela, E centar ima stanje u kome je izvršena samo kompenzacija naelektrisanja (sl. 2.21(C)) i stanje u kome je ponovo formirana raskinuta veza (tzv. stanje neutralizacije ; sl. 2.21(A)). Zbog toga što je stanje (C) aktivno u NP eksperimentima, poznato je pod nazivom switching oxide trap 23 (ovo je generalni naziv za sve centre koji mogu učestvovati u NP eksperimentima). Osnovni nivo sa sl. 2.2 Sl. 2.2: Energetske oblasti u kojima se mogu nalaziti energetski nivoi osnovnog i pobudjenog stanja E centra [38]. Sl. 2.21: Model za kompenzaciju i neutralizaciju zahvaćenog naelektrisanja [38]. je osnovno stanje (C) koje sadrži jedan negativno naelektrisan atom silicijuma sa dva elektrona koji imaju antiparalelnu orijentaciju spina, i jedan pozitivno naelektrisan atom silicijuma (sl. 2.21). Pobudjeni nivo sa sl. 2.2 predstavlja pobudjeno stanje (C) (nije prikazano na sl. 2.21), koje nastaje kada jedan elektron sa negativno naelektrisanog atoma predje na pozitivno naelektrisan atom, tako da oba atoma postaju neutralna, ali veza izmedju njih još nije formirana. Pobudjeno stanje (C) može nastati pod dejstvom povišene temperature. Drugi način nastanka pobudjenog stanja (C) je da elektron, koji tuneluje iz provodne zone supstrata, bude zahvaćen na pozitivno naelektrisanom atomu silicijuma (to odgovara prelazu iz stanja (B) u pobudjeno stanje (C)). Medjutim, pobudjeno stanje (C) je nestabilno, i sistem koga čine ova dva atoma silicijuma se za manje od 1 s ili vraća u osnovno stanje (C) ili prelazi u stanje (A). Prelaz pobudjenog stanja (C) u osnovno stanje (C) odgovara prelazu elektrona sa jednog na drugi neutralni atom silicijuma (nastaje kompenzacija naelektrisanja), dok prelaz u stanje (A) predstavlja ponovno formiranje veze izmedju ovih atoma (neutralizacija naelektrisanja). Treba istaći da je model prikazan na sl predložen na osnovu eksperimentalnih rezultata dobijenih električnim merenjima. Rezultati ispitivanja ponašanja zahvaćenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata, kod komponenata koje su prethodno stresirane električnim poljem, prikazani su u radu [42]. Najpre je izvršeno naprezanje MOS kondenzatora korisćenjem jedne od sledećih eksperimentalnih tehnika: lavinska injekcija šupljina, lavinska injekcija elektrona ili Fowler-Nordheim-ova (F-N) tunelska injekcija elektrona, pri čemu je promena gustine formiranog zahvaćenog naelektrisanja praćena preko napona ravnih zona V F B, dobijenog iz C-V merenja. U eksperimentima lavinske injekcije korišćen je naponski impuls trougaonog oblika, amplitude 6 V i frekvence 75 khz, koji u oksidu kondenzatora stvara maksimalno električno polje od 5 M V/cm. Ovaj impuls dovodi do dubokog osiromašenja i lavinskog proboja u supstratu, pri čemu se generišu manjinski nosioci blizu medjupovršine, koji 23 U daljem tekstu SOT centar.

23 se pri delovanju napona na gejtu odgovarajućeg smera kreću kroz oksid, formirajući defekte u njemu. F-N tunelovanje elektrona iz supstrata u oksid izvršeno je pod dejstvom konstantnog pozitivnog napona na gejtu koji stvara električno polje veće od 6 MV/cm. Eksperimentalni rezultati su potvrdili povećanje gustine zahvaćenog naelektrisanja nakon primene nekog od navedenih naprezanja. Medjutim, ponašanje ovih gustina tokom NP eksperimenata, sprovedenih nakon naprezanja MOS kondenzatora, je različito, u zavisnosti od načina formiranja zahvaćenog naelektrisanja. Naime, u slučaju kada je zahvaćeno naelektrisanje formirano lavinskom injekcijom šupljina, vrednost N ot opada sa vremenom oporavka bez obzira na znak primenjenog napona na gejtu. U slučaju kada je zahvaćeno naelektrisanje formirano lavinskom injekcijom i F-N tunelovanjem elektrona, vrednost N ot tokom oporavka raste sa negativnim, a opada sa pozitivnim naponom na gejtu. Slika 2.22 prikazuje rezultat NP eksperimenta, izvršenog nakon lavinske injekcije šupljina. Promena znaka napona na gejtu vršena je svakih 2 minuta. Nakon V FB (-) (+) (-) (+) (-) (+) (-) (+) Vreme (1 3 s) Sl. 2.22: Ponašanje napona ravnih zona tokom naizmenične promene napona na gejtu, koji stvara električno polje u oksidu, datog smera, od 4.5 MV/cm, sprovedene nakon lavinske injekcije šupljina [42]. V FB (-) (+) (-) (+) (-) (+) Vreme (1 3 s) Sl. 2.23: Ponašanje napona ravnih zona tokom naizmenične promene napona na gejtu, koji stvara električno polje u oksidu, datog smera, od 4.5 MV/cm, sprovedene nakon F-N tunelovanja elektrona [42]. prve etape sa negativnom polarizacijom, tokom koje je došlo do smanjenja V F B po apsolutnoj vrednosti, što odgovara opadanju gustine zahvaćenog naelektrisanja, tokom ostalih etapa sa negativnom polarizacijom se ne uočava promena ove gustine. Tokom oporavka sa pozitivnim naponom na gejtu primećeno je stalno odžarivanje zahvaćenog naelektrisanja. Slika 2.23 prikazuje ponašanje napona ravnih zona tokom NP eksperimenta, sprovedenog nakon F-N tunelovanja elektrona. Promena znaka napona na gejtu vršena je svakih 1 minuta. Sa slike se uočava naizmenično povećanje i smanjenje gustine zahvaćenog naelektrisanja u zavisnosti od smera električnog polja (gustina raste primenom negativnog, a opada primenom pozitivnog napona na gejtu). Takodje, sa povećanjem broja ciklusa smanjuje se promena napona V F B. Objašnjenje za ovako različito ponašanje sa sl i 2.23 dato je na osnovu pretpostavke o postojanju dva različita tipa defekata, a koja se bazirala na istraživanju [43] koje je pokazalo da u slučaju naprezanja električnim poljem ne postoji direktna korelacija izmedju gustine zahvaćenog naelektrisanja, detektovane električnom metodom, i gustine E centara, odredjene pomoću ESR metode. Manja gustina E centara ukazuje na to da postoji ili još neko stanje E centra koje se ne može detektovati ESR metodom, ili još neki defekt osim njega. Na osnovu rezultata prikazanih u radu [42] pretpostavljeno je da u slučaju lavinske injekcije šupljina dolazi do zahvatanja šupljina, a u slučaju lavinske injekcije i F-N injekcije elektrona do formiranja tzv. anomalnog pozitivnog naelektrisanja 24 (APC), čija mikrostruktura nije poznata. Prema ovom modelu, energetski nivo zahvaćenih šupljina je ispod vrha valentne zone supstrata, i one se odžaruju, tj. njihova gustina se smanjuje bez obzira na znak primenjenog napona, samo su promene izraženije u slučaju pozitivnog napona na gejtu. Suprotno tome, energetski nivo APC centara se nalazi u oblasti zabranjene zone supstrata, i oni, razmenjujući naelektrisanje sa supstratom, mogu da se neutrališu pod dejstvom pozitivnog, odnosno formiraju ( regenerišu ) 24 Od engleskog izraza anomalous positive charge.

24 pod dejstvom negativnog napona na gejtu. Freitag i saradnici [44] izvršili su NP eksperimente sa tranzistorima kod kojih je prethodno X-zračenjem ili F-N injekcijom formirano zahvaćeno naelektrisanje. Na osnovu svojih eksperimentalnih rezultata, zaključili su da postoje dva različita defekta, od kojih se jedan odžaruje trajno, a drugi samo privremeno. Naime, odbačen je Lelis-ov model [38], a prihvaćen model [42] o postojanju dva različita tipa defekata: zahvaćene šupljine i APC centri. Treba naglasiti da su njihovi rezultati, vezani za ponašanje zahvaćenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata, takodje dobijeni na osnovu električnih merenja, bez ulaženja u mikrostrukturu defekata, tako da uvedene pretpostavke nije bilo moguće nepobitno dokazati. U radu [45] prikazani su rezultati NP eksperimenata sprovedenih na tranzistorima koji su prethodno podvrgnuti dejstvu jonizujućeg zračenja (Xzraka). Za razliku od prethodnog istraživanja, u kome je NP eksperiment sproveden na sobnoj temperaturi, u ovom su primenjivane i više temperature. Autori su, koristeći rezultate električnih merenja, zaključili da nesumljivo postoje dva defekta, da se APC naelektriše i razelektriše linearno sa logaritmom vremena, da je ovaj defekt stabilan do 16 o C, a zahvaćene šupljine do mnogo nižih temperatura. Pre nekoliko godina [46, 47], pomoću ESR metode izvršeno je ispitivanje strukture defekata koji učestvuju u NP eksperimentima sprovedenim nakon ozračivanja i injekcije nosilaca. Korišćeni su tranzistori sa radijaciono očvrsnutim oksidom, zbog toga što oni sadrže veću gustinu SOT centara nego radijaciono meki oksidi. Kao što je već rečeno, Lelis-ov model (sl. 2.21) je predvidjao da su E centri odgovorni za promenu vrednosti N ot tokom NP eksperimenata, i da njihova gustina raste sa negativnim, a opada sa pozitivnim naponom na gejtu. Rezultati istraživanja [46, 47] su pokazali da se E centar može ponašati kao SOT centar i da ne postoje dva odvojena defekta, kako je pretpostavljeno u radovima [42, 44, 45]. To znači da su pretpostavke Lelis-a i saradnika [39, 38] bile dobre, iako su donesene na osnovu rezultata električnih merenja. Medjutim, istraživanja [46, 47] nisu mogla da razjasne gde se vezuje zahvaćeni elektron: na neutralnom atomu silicijuma (stanje (C) sa sl. 2.21) ili na pozitivnom atomu silicijuma, pri čemu se dobijaju dva neutralna atoma izmedju kojih veza nije formirana. Uporedo sa formiranjem zahvaćenog naelektrisanja dolazi i do formiranja radijacionih defekata na medjupovršini, od kojih su, zbog toga što mogu da zahvataju nosioce naelektrisanja iz kanala, najznačajniji oni koji imaju energetske nivoe u okviru zabranjene zone supstrata, i koji su poznati pod nazivom površinska stanja. Medjutim, pored opšte podele na zahvaćeno naelektrisanje i površinska stanja, pošto, koristeći električne metode za razdvajanje uticaja ovih defekata na napon praga (subtreshold, C-V, charge-pumping metoda), nije moguće napraviti oštru granicu izmedju njih, uvedena su i tzv. granična stanja ( border traps ) [48]. To su stanja u oksidu, uz medjupovršinu (sl. 2.24), koja mogu brzo da razmenjuju naelektrisanje sa supstratom, čak i tokom samih električnih merenja. Treba istaći da je ova podela izvršena mnogo ranije, i tada su ova stanja nazvana spora stanja ( slow states ) [49]. Na sl prikazane su promene gustina zahvaćenog naelektrisanja, površinskih stanja i graničnih stanja ozračenih MOS tranzistora tokom oporavka na sobnoj i povišenoj temperaturi. Treba još napomenuti da postoji i podela na brza i spora granična stanja [2], u zavisnosti od brzine razmene naelektrisanja sa supstratom. Lelis i Oldham [51] su dali kritički osvrt na terminologiju vezanu za stanja u oksidu. Po njihovom mišljenju postoji puno suvišnih termina: spora površinska stanja, anomalno pozitivno naelektrisanje (APC), centri zahvata u oksidu blizu medjupovršine ( near interfacial hole traps ) itd, jer mnogi označavaju iste defekte. Takodje, osporeno je uvodjenje graničnih stanja, jer nije moguće odrediti jasnu granicu izmedju njih sa jedne, i naelektrisanja u oksidu i na medjupovršini sa druge strane. Naime, smatrano je da nema graničnih stanja, već da se deo zahvaćenog naelektrisanja registruje kao površinska stanja, u zavisnosti od brzine električnih merenja (ukoliko su merenja sporija, utoliko se veći deo zahvaćenog naelektrisanja registruje kao površinska stanja). Po njihovom mišljenju, jedino je moguće uvesti termin SOT stanja (njihova struktura je data na slici 2.21), kao posledica činjenice da se tokom oporavka tranzistora deo zahvaćenog naelektrisanja trajno odžaruje, a deo samo kompenzuje (pri tome se pretpostavlja da su SOT stanja u stvari E centri [46]). U radu [5] je na osnovu ESR i C-V merenja, od strane istraživača koji podržavaju postojanje graničnih stanja, takodje pokazano da se E centri mogu ponašati u električnim merenjima i kao granična stanja i kao zahvaćeno naelektrisanje. Samim tim, to može dovesti u pitanje opravdanost uvodjenja graničnih stanja, s obzirom da imaju istu mikrostrukturu

25 N ot, N it, N bt (1 11 cm -2 ) t = 25 o C = 6 V N it N ot t = 8 o C = 6 V Vreme (1 6 s) N bt Sl. 2.24: Ilustracija položaja graničnih stanja [48]. Sl. 2.25: N ot, N it i N bt tokom oporavka ozračenih tranzistora [5]. kao zahvaćeno naelektrisanje. Na osnovu ovih istraživanja, može se zaključiti da je najpogodnije zadržati Deal-ovu [52] podelu na stanja u oksidu (pokretni joni, fiksno naelektrisanje, neutralni centri zahvata i zahvaćeno naelektrisanje), i na medjupovršini, a da su ostali tipovi centara zahvata u oksidu, koji se javljaju tokom ozračivanja i oporavka (SOT stanja, granična stanja, APC centri,...), najverovatnije E centri, jer pri nekim eksperimentima i električnim metodama za razdvajanje naelektrisanja, E centar može da ispolji neku drugu svoju osobinu (kao što je kompenzacija naelektrisanja [38]), ili da se registruje kao površinsko, odnosno granično stanje [5]. Sa druge strane, Stahlbush [53] smatra da E centri nisu odgovorni za veći deo sporih stanja, već da su za njih odgovorni defekti uz medjupovršinu koji sadrže vodonik. Pošto je tačnost odredjivanja gustine defekata pomoću ESR metode oko faktora dva [15], onda jedini sigurni zaključak koji se može izvesti je da su E centri najbrojniji, ali ne i jedini defekti u oksidu. 2.2 Površinska stanja U zavisnosti od toga kada dolazi do formiranja površinskih stanja, može se izvršiti podela na normalno (konvencionalno) i latentno generisanje površinskih stanja. Prvi tip generisanja se dešava tokom i neposredno nakon ozračivanja, i završava se kada gustina površinskih stanja N it udje u zasićenje. Latentno generisanje površinskih stanja se odigrava tokom vremenski dugih oporavaka ozračenih MOS tranzistora, i karakteristično je po tome što do porasta N it dolazi nakon prividne saturacije ove gustine, tj. posle konvencionalnog porasta. Slika 2.26 jasno pokazuje razliku izmedju konvencionalnog i latentnog generisanja površinskih stanja [54] Normalni ili konvencionalni porast gustine površinskih stanja Primer konvencionalnog generisanja površinskih stanja je porast njihove gustine neposredno nakon kratkotrajnog (impulsnog) ozračivanja. Slika 2.27 prikazuje promene gustine površinskih stanja nakon impulsnog ozračivanja kondenzatora [55]. Komponente su ozračene LINAC-om do doze od 6 kgy(sio 2 ), za vreme od.1 s. Kriva A predstavlja oporavak kondenzatora sa pozitivnim naponom na gejtu, koji stvara električno polje jačine 4 M V/cm, pri čemu je ista vrednost električnog polja bila i tokom ozračivanja. Komponente čije je ponašanje površinskih stanja predstavljeno krivom E, ozračivane su i oporavljane sa negativnim električnim poljem od 4 MV/cm. Kao što se može videti, u slučaju A gustina formiranih površinskih stanja je najveća, a u slučaju E je najmanja. Krive B, C, i D dobijene su za MOS kondenzatore koji su ozračivani pri istim (4M V/cm), ali su oporavljani pri različitim uslovima. Naime, tokom oporavka, električno polje u oksidu najpre je bilo negativno ( 4MV/cm), tokom intervala od 2, 2 i 2 s za slučaj B, C, i D, redom, da bi se

26 N it (1 11 cm -2 ) pre ozra~. D a = 6 kgy t ox = 96.5 nm generisanje i transport naelektrisanja Vreme (s) B C A D E Sl. 2.26: Ilustracija konvencionalnog i latentnog porasta gustine površinskih stanja kod ozračenog MOS tranzistora, tokom oporavka na sobnoj temperaturi [54]. Sl. 2.27: Uticaj polarizacije gejta na ponašanje gustine površinskih stanja nakon impulsnog ozračivanja MOS kondenzatora (primer konvencionalnog generisanja površinskih stanja) [55]. nakon toga njegov smer promenio. Na osnovu slike se može zaključiti da negativno električno polje sprečava formiranje površinskih stanja, što znači da je neka pozitivno naelektrisana čestica odgovorna za porast vrednosti N it. Slika 2.28 takodje prikazuje uticaj jačine električnog polja na formiranje površinskih stanja. Kao što se vidi, postoji izrazita zavisnost vrednosti gustine površinskih stanja u zasićenju od pozitivnog napona na gejtu, pri čemu se zasićenje javlja ranije kod većih električnih polja. Na sl data je zavisnost gustine površinskih stanja od vremena, pri različitim temperaturama oporavka. Povećanje temperature dovodi do smanjenja vremenskog intervala posle koga gustina formiranih površinskih stanja dostiže zasićenje. Medjutim, interesanto je zapaziti da se vrednost gustine površinskih stanja u zasićenju ne menja više od 2 %, što znači da temperatura slabo utiče na ukupan broj formiranih površinskih stanja. N it (1 11 cm -2 ) MV/cm 4 MV/cm 2 MV/cm 1 MV/cm Vreme (s) D it (x1 7 cm -2 ev -1 )/Gy 2. tox = 26 nm = 5.2 V 297 K 375 K 355 K 315 K 335 K Vreme (s) 278 K Sl. 2.28: Gustina površinskih stanja kao funkcija vremena nakon impulsnog ozračivanja elektronima, za nekoliko vrednosti električnog polja primenjenog tokom oporavka [56]. Sl. 2.29: Gustina površinskih stanja kao funkcija vremena nakon impulsnog ozračivanja elektronima, za nekoliko vrednosti temperature oporavka [57]. Na osnovu mnogobrojnih istraživanja uticaja zračenja i oporavka nakon ozračivanja na MOS tranzistore, predloženo je više modela za konvencionalno generisanje površinskih stanja, koji se mogu svrstati u dve grupe [1, 13]: modeli zasnovani na šupljinama i na vodoniku. Najpoznatiji predstavnik prve grupe je model zahvaćenih šupljina (h + model), a druge grupe model transporta vodonikovih jona (H + model). Prema h + modelu [58] [63], šupljine formirane zračenjem, koje se pod dejstvom pozitivnog električnog polja transportuju do medjupovršine, dovode do formiranja površinskih stanja. Naime, šupljine se zahvataju blizu

27 medjupovršine, i jedan njihov deo se konvertuje u površinska stanja. Medjutim, mikroskopski detalji procesa konverzije nisu poznati. Zbog odredjenih nedostataka koje poseduje [57], ovaj model nije naišao na širu podršku. Jedan od osnovnih nedostataka je taj što on ne može da objasni eksperimentalne rezultate koji pokazuju da se proces formiranja površinskih stanja, na sobnoj temperaturi, završava tek nakon nekoliko časova od impulsnog ozračivanja (sl ). Naime, pošto je transport šupljina veoma brz proces (< 1 s), to bi značilo da se konverzija zahvaćenih šupljina u površinska stanja odigrava sporo, za šta ne postoji fizičko objašnjenje. Sa druge strane, ako bi ova konverzija i bila proces koji ograničava brzinu formiranja površinskih stanja, vreme formiranja N it bi trebalo da zavisi od orijentacije medjupovršine, što nije bilo uočeno [57]. Osim toga, ovaj model ne može da objasni eksperimentalne rezultate koji pokazuju smanjenje brzine formiranja površinskih stanja sa povećanjem debljine oksida i sa smanjenjem električnog polja [57]. H + model pretpostavlja da su za porast gustine površinskih stanja odgovorni vodonikovi joni [55, 64, 57, 65, 66, 67, 68]. Prema ovom modelu, proces formiranja površinskih stanja odigrava se u dve etape. U prvoj etapi, zračenjem formirane šupljine u toku transporta ka medjupovršini reaguju sa vodonikom vezanim u oksidu, oslobadjajući vodonikove jone (reakcije (2.4) i (2.5)). Oslobodjeni joni driftuju ka medjupovršini gde stupaju u reakciju sa elektronima iz supstrata i formiraju vrlo reaktivne atome vodonika H o [64]: H + + e H o, (2.28) pri čemu nastali H o reaguje sa prekursorom za formiranje površinskog stanja Si 3 Si s H, formirajući površinsko stanje Si 3 Si ṡ 25 i molekul vodonika H 2 [64]: Si s H + H o Si ṡ + H 2. (2.29) Na taj način, zavisnost brzine formiranja površinskih stanja od primenjenog električnog polja, može se objasniti vremenom potrebnim da svi joni stignu do medjupovršine, koje je inače znatno duže nego kod drifta šupljina. To pokazuje i vrednost aktivacione energije procesa konvencionalnog porasta N it (E a =.8 ev ) [57] koja je jednaka vrednosti aktivacione energije drifta H + jona kroz oksid [69]. U ovom modelu nije potpuno odbačena mogućnost formiranja površinskih stanja pomoću direktne konverzije zahvaćenih šupljina (h + model). Medjutim, šupljine mogu da budu odgovorne samo za formiranje brze komponente površinskih stanja, koja čini manje od 1 % ukupne gustine [57]. Ovde treba spomenuti još neke od vodonikovih modela. Griscom [8] je predložio model po kome je molekularni vodonik odgovoran za formiranje površinskih stanja, ali je on vrlo brzo napušten (i to od samog autora [64]), jer nije bio u mogućnosti da objasni zavisnost formiranja površinskih stanja od napona na gejtu. Shaneyfelt i saradnici [7] su predložili (HT) 2 ( hole-trapping/hydrogen transport ) model, koji je vrlo sličan sa H + modelom. Jedina razlika je u tome što su autori, da bi objasnili svoje eksperimentalne rezultate, pretpostavili da se oslobadjanje vodonikovih jona pod dejstvom šupljina, ne odigrava u unutrašnjosti oksida, već blizu medjupovršine. Medjutim, da bi ovaj model mogao da uključi zavisnost brzine porasta N it od debljine oksida, uvedene su dve dodatne pretpostavke, koje daju dva moguća objašnjenja ove zavisnosti. Prva pretpostavka je da postoji razlika u prostornoj raspodeli zahvaćenih šupljina izmedju debljih i tanjih oksida. Naime, pretpostavljeno je da se u slučaju debljeg oksida centroid centara zahvata šupljina nalazi dublje u oksidu, što dovodi do toga da se vodonikovi joni oslobadjaju dalje od medjupovršine. Druga pretpostavka je da su naprezanja u debljem i tanjem oksidu različita, i da to utiče na drift H + jona. Medjutim, na osnovu svih ovih pretpostavki, može se postaviti pitanje valjanosti ovog modela, pogotovu što su i sami autori priznali da su sve ove mogućnosti spekulativne i da zahtevaju dodatne eksperimentalne dokaze (koji u kasnijim istraživanjima nisu dati). Na osnovu mnogobrojnih eksperimentalnih činjenica koje su do sada navedene, očigledno je da H + model najbolje objašnjava konvencionalno generisanje površinskih stanja. Kao što je već rečeno, do konvencionalnog porasta gustine površinskih stanja dolazi nakon impulsnog ozračivanja. Naime, ozračivanje se vrši velikom brzinom doze, za veoma kratko vreme, tako da se uglavnom sva površinska stanja formiraju nakon, a ne tokom 25 Si 3 Si ṡ defekt će u daljem tekstu biti prikazivan kao Si ṡ, i on označava atom silicijuma na medjupovršini, vezan za tri atoma silicijuma u supstratu (tačka označava nespareni spin).

28 ozračivanja. Medjutim, do konvencionalnog porasta N it može doći i u slučaju vremenski dugog ozračivanja (mala brzina doze), i to tokom samog ozračivanja, što prikazuje sl Ozračivanje većom brzinom doze trajalo je 5 s, a konvencionalno generisanje površinskih stanja odigravalo se tokom i nakon ozračivanja. U slučaju manje brzine doze ozračivanje je trajalo oko 35 sati, tako da je do konvencionalnog porasta N it došlo tokom ozračivanja (u oba slučaja je ukupna doza zračenja bila 15 Gy(SiO 2 )). Može se zaključiti da se konvencionalnog generisanje površinskih stanja odigrava tokom i/ili neposredno nakon ozračivanja. U radu [68] prikazani su rezultati modelovanja konvencionalnog porasta gustine površinskih stanja nakon impulsnog ozračivanja, zasnovanog na H + modelu. Pri tome, pretpostavljeno je da se kretanje vodonikovih jona, od mesta stvaranja do medjupovršine, može opisati CTRW modelom [1] [12], i na osnovu toga dobijen je sledeći izraz zavisnosti gustine površinskih stanja nakon impulsnog ozračivanja od vremena oporavka: [ ( 1 ) ] z/τ α N it (t) = Nit 1 R (z) G(y)dy dz, (2.3) gde je Nit saturaciona (maksimalna) vrednost gustine površinskih stanja, R (z) normalizovana početna gustina H + jona, z = 1 (x/t ox ) i τ = (µ/t ox ) 1/α t. Parametar α odredjuje disperzivnost transporta H + jona (manja vrednost-veće rasejanje pri transportu) i ima vrednost izmedju i 1, a µ je parametar proporcionalan prosečnom predjenom rastojanju vodonikovih jona pri jednom skoku, i funkcija je primenjenog električnog polja. Naime, pri modelovanju procesa konvencionalnog generisanja površinskih stanja prihvaćena je pretpostavka CTRW modela po kojoj se H + joni ka medjupovršini kreću u skokovima, izmedju dva bliska centara zahvata (analogno kretanju šupljina; sl. 2.2). Numeričkim rešavanjem ove jednačine može se simulirati proces konvencionalnog porasta N it. Modelovanje je takodje pokazalo da važi: t 1/2 t 1/α ox i t 1/2 E m/α, gde je t 1/2 vreme potrebno da gustina površinskih stanja dostigne polovinu svoje vrednosti u zasićenju, tj. vreme za koje je N it (t)/ Nit =.5, E jačina električnog polja, a m konstanta ( < m < 1). Slika 2.31 prikazuje eksperimentalne vrednosti porasta gustine površinskih stanja i krive dobijene fitovanjem, korišćenjem izraza (2.3). Najbolje slaganje modela sa eksperimentom je dobijeno za α =.38. Krstići i puna linija sa slike predstavljaju slučaj kada je tokom ozračivanja i oporavka bio pozitivan napon na gejtu, koji daje električno polje od 2 M V/cm, a trouglovi i isprekidana linija slučaj negativnog napona na gejtu tokom ozračivanja, a pozitivnog tokom oporavka. Kao što se sa slike može videti, predloženi model daje dobro slaganje sa eksperimentom. N it, N bt (1 11 cm -2 ) ozra~ivanje 3 Gy(SiO 2 )/s + oporavak oporavak 1.2x1-4 Gy(SiO 2 )/s N it N it N bt Vreme (s) N bt N it / N it t ox = 35 nm eksperiment +2 MV/cm -2/+2 MV/cm model +2 MV/cm -2/+2 MV/cm Vreme (s) Sl. 2.3: Promene gustina površinskih i graničnih stanja tokom ozračivanja i oporavka za dve različite brzine doze zračenja [5]. Sl. 2.31: Poredjenje eksperimentalnih i modelovanih vrednosti normalizovane gustine površinskih stanja tokom oporavka [68]. Istraživanje je takodje sadržalo i ispitivanje uticaja debljine oksida gejta na proces formiranja površinskih stanja. Ponašanje normalizovane gustine površinskih stanja tokom oporavka na sobnoj temperaturi, za tranzistore sa različitim debljinama oksida, prikazano je na sl i Može se zapaziti da vrednosti N it nakon impulsnog ozračivanja zavise od debljine oksida i smera električnog polja tokom ozračivanja. Eksperimentalni rezultati su pokazali da je u slučaju negativnog napona na gejtu tokom ozračivanja, i pozitivnog

29 N it / N it N it / N it Vreme (s) Sl. 2.32: Promene gustine površinskih stanja nakon ozračivanja NMOS tranzistora (tokom ozračivanja i oporavka električno polje u oksidu je bilo 2 MV/cm) [68] Vreme (s) Sl. 2.33: Promene gustine površinskih stanja nakon ozračivanja NMOS tranzistora (tokom ozračivanja E ox = 2 MV/cm, a tokom oporavka 2 MV/cm) [68]. tokom oporavka, vreme porasta N it proporcionalno sa t 2.6 ox (α = 1/2.6 =.38). Sa druge strane, fitovanjem eksperimentalnih vrednosti predloženim modelom takodje je dobijena vrednost α =.38. Treba još istaći da je vreme porasta N it proporcionalno sa Eox 1.73 (m =.66) Mikrostruktura površinskih stanja Napred opisani modeli za formiranje površinskih stanja predloženi su na osnovu eksperimentalnih rezultata dobijenih električnim merenjima, korišćenjem različitih tehnika za razdvajanje naelektrisanja u oksidu i na medjupovršini, i bez detaljnijih analiza strukture ovih defekata. To je i razumljivo, jer je sa stanovišta rada komponente bitna gustina ovih defekata, koji utiču na električne parametre komponenata, kao i ponašanje ovih gustina tokom i nakon ozračivanja. Medjutim, da bi se poboljšao kvalitet oksida, a samim tim i pouzdanost MOS tranzistora, neophodno je poznavati mikrostrukturu i ponašanje defekata na medjupovršini. U literaturi postoji veći broj istraživanja mikrostrukture defekata na medjupovršini [1, 71, 53, 15]. Medjutim, najveći broj istraživanja razmatra (111) orijentaciju medjupovršine, iako se ona veoma retko koristi kod savremenih MOS komponenata. (111) orijentacija medjupovršine sadrži jedan tip defekata (poznat pod nazivom P b centar) [24], dok na medjupovršini sa (1) orijentacijom, koja se uglavnom koristi kod savremenih tranzistora, postoje dva osnovna tipa defekata: P b i P b1 centri [72]. Struktura P b centra je poznata, i on se sastoji od jednog atoma silicijuma, koji se nalazi na medjupovršini, vezanog sa tri atoma silicijuma iz supstrata, i jednom nezasićenom vezom Si ṡ (to je ujedno i struktura P b centra 26 ). Struktura P b1 centra nije poznata, jer se ne zna šta predstavljaju ostale tri zasićene veze atoma silicijuma Si ṡ. Na slici 2.34 data je struktura ovih defekata na medjupovršini sa (1) orijentacijom. Kao što se vidi, pretpostavljeno je da atom silicijuma sa jednom nezasićenom vezom, vezan sa jednim atomom kiseonika i dva atoma silicijuma, predstavlja P b1. Rezultati najnovijih istraživanja [73], dobijeni na osnovu ESR metode, takodje nisu mogli da daju preciznu strukturu P b1 centra. Medjutim, pretpostavljeno je da njega čini atom silicijuma sa jednom nezasićenom vezom, koji se nalazi u supstratu, neposredno ispod medjupovršine, a pored ovog atoma nalazi se atoma kiseonika. Istraživanje [72] takodje je pokazalo da kod nestresiranih tranzistora postoji direktna korelacija izmedju gustine površinskih stanja, dobijene C-V metodom, i gustine P b centara, dobijene ESR metodom, medjutim ne i jednakost ovih gustina (sl. 2.35). Sa slike se vidi da je vrednost D it oko dva puta veća od ukupne gustine P b + P b1 centara, što može biti posledica činjenice da jedan amfoterični P b ili P b1 defekt uvodi dva energetska stanja u zabranjenu zonu supstrata [74]. Primenom ESR metode, Kim i Lenahan [25] su izvršili ispitivanje procesa formiranja i odžarivanja radi- 26 Očigledno da je u prethodno analiziranim radovima razmatran samo ovaj defekt (videti reakciju 2.29).