Слабосигнальный эффект поля в гетероэпитаксиальных слоях кремния на сапфире, выращенных методом молекулярно-лучевой эпитаксии Текст научной статьи по специальности «Нанотехнологии»

Физика твердого тела Вестник Нижегородского университета им. Н.И. Лобачевского, 2009, № 4, с. 39-44

УДК 621.382

СЛАБОСИГНАЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ ПОЛЯ В ГЕТЕРОЭПИТАКСИАЛЬНЫХ СЛОЯХ КРЕМНИЯ НА САПФИРЕ, ВЫРАЩЕННЫХ МЕТОДОМ МОЛЕКУЛЯРНО-ЛУЧЕВОЙ ЭПИТАКСИИ

© 2009 г. С.В. Тихое 1, В.Г. Шенгуров 2, Д.А. Павлов 1, П.А. Шиляев 1, С.А. Денисов 2

1 Нижегородский госуниверситет им. Н.И. Лобачевского 2 Нижегородский научно-исследовательский физико-технический институт ННГУ

tikhov@phys unn.ru

Поступила в редакцию 28.04.2009

Показано, что малосигнальный метод измерения подвижности в эффекте поля обладает высокой информативностью в отношении тонких слоев кремния на сапфире, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии. Он позволяет определять состояние поверхности Si и границы раздела Si/Al2Oз в слоях кремния толщиной до 0.3 мкм. Определены также значения дрейфовых подвижностей носителей заряда и параметры центров захвата на этих поверхностях.

Ключевые слова: гетероструктуры, кремний на сапфире, эффект поля.

Введение

Монокристаллические пленки кремния суб-микронной толщины на изолирующих подложках могут быть использованы для создания комплементарных полевых нанотранзисторов [1, 2] со структурой металл - диэлектрик - полупроводник (МДП) в быстродействующих и ра-диационно стойких интегральных схемах. Обычно такие пленки получаются методом газофазной эпитаксии (ГФЭ) на подложках сапфира [3]. Известно, что они обладают значительно худшими электрофизическими характеристиками (высокая дефектность, низкие подвижность и времена жизни) по сравнению с гомоэпитаксиальными пленками кремния из-за различия в параметрах решеток и коэффициентах термического расширения [3]. Однако, несмотря на эти, вероятно, непреодолимые недостатки, наличие изолирующей подложки в значительной мере их компенсирует с точки зрения упрощения компоновки схемы, отвода тепла, возможностей миниатюризации и изоляции элементов.

В то же время слои кремния на сапфире (КНС), полученные методом молекулярнолучевой эпитаксии (МЛЭ), имеют лучшую структуру [4] и большую подвижность носителей заряда [5] по сравнению со слоями, полученными методом ГФЭ. Однако изучению эффекта поля в слоях КНС, полученных методом МЛЭ, уделялось мало внимания. В настоящей работе представлены результаты исследования малосигнального эффекта поля в слоях КНС методом Монтгомери - Эгрейна [6]. Отметим,

что этот метод вообще не применялся к слоям КНС, а между тем обладает значительной простотой и, как будет показано, весьма информативен по отношению к тонким слоям КНС.

Методика получения и исследования

Слои КНС толщиной d = 0.3-1 мкм выращивались методом МЛЭ в безмасляном вакууме не хуже 10-7 мм рт. ст. при температурах подложки 700, 750, 850°С. В качестве испарителя использовались бруски, вырезанные из кремния марки КЭФ-0.005. В таблице приведены некоторые параметры образцов, усредненные по объему: удельное сопротивление р, подвижность в эффекте Холла цн, концентрация равновесных электронов п0. Высокая концентрация электронов в слое толщиной 0.3 мкм получалась только после легирования ионами фосфора (образец 4).

Эффект поля (ЭП) исследовался в разборных структурах металл - диэлектрик - полупроводник (МДП) типа полевых транзисторов с пластинкой слюды ~ 10 мкм в качестве диэлектрика со стороны поверхности пленки Si. Для исследования ЭП на границе раздела Si /Al2O3 на поверхность сапфира наносился металлический управляющий электрод. К слою Si создавались токовые омические контакты из Au/Sb (10%) или Sn/Sb (10%). B созданных структурах измерялась частотная зависимость подвижности в эффекте поля fip методом Монтгомери - Эгрейна [6-8] в интервале частот f 1.8-10—1.8-10б Гц. Для определения механизма захвата в исследованных слоях и определения параметров цен-

тров захвата измерялись частотные зависимости подвижности в эффекте поля при разных температурах (80-480 К). Проводились также параллельные измерения электропроводности для выяснения механизма рассеяния носителей заряда в полученных слоях.

Экспериментальные результаты и обсуждение

Малосигнальная частотная зависимость подвижности в эффекте поля при монополярном эффекте поля дает возможность определять дрейфовую подвижность основных носителей на высокой частоте, когда нет захвата носителей на поверхностные или объемные ловушки в

пленке [9]. При наличии захвата по частотной и температурной зависимости можно определять время релаксации в эффекте поля тр, сечение захвата ^ и энергетическое положение центров захвата Е1: в запрещенной зоне полупроводника. Частотную зависимость подвижности в эффекте поля удалось исследовать в слабо легированных слоях КНС и-типа (р = 0.1-10 Ом-см) с относительно хорошими омическими токовыми контактами.

Близость значений подвижности электронов в эффекте Холла (см. таблицу и рис. 1) к значениям подвижности в эффекте поля на высокой частоте (/~ 106 Гц) на поверхности относительно толстых слоев кремния (>0.5 мкм) позволяет сделать заключение о наличии монопо-

Таблица

Некоторые параметры КНС-структур

Образец T, °С d, мкм р, Ом-см «0, см 3 ця, см /Вх

1 750 1.0 0.36 8.61016 201

2 850 1.0 0.27 2.3-1017 100

3 750 1.0 0.28 6.91016 318

4 700 0.3 1.62 1.11017 58

5 700 1.0 0.42 3.5-1016 400

/, Гц

Рис. 1. Зависимость подвижности в эффекте поля от частоты. Токовые контакты из Au/Sb. Кривые 1, 2 - для образца № 3 толщиной 1 мкм. Кривые 3, 4 - для образца толщиной 0.55 мкм. Кривые 1, 3 - Si/слюда, кривые 2, 4 - Si/сапфир

о

£

/Гц

Рис. 2. Зависимость подвижности в эффекте поля от частоты для легированного ионами фосфора образца КНС толщиной 0.3 мкм. Кривая 1 - Si/слюда, кривая 2 - Si/сапфир

лярного эффекта поля в этих слоях КНС и обеднения поверхности Si электронами. Частотная дисперсия подвижности в таком случае может быть объяснена захватом электронов на объемные или поверхностные ловушки [9]. На рис. 1, 2 приведены частотные зависимости подвижности для слоев КНС различной толщины с примерно одинаковым уровнем легирова-

щ17 -3

ния ~ 10 см .

Из рис. 1, 2 видно, что подвижность растет с ростом частоты и достигается ее насыщение при высоких частотах. В области насыщения подвижность равна дрейфовой подвижности электронов на поверхности пленки кремния или на границе Si/ А1203. Для относительно толстых слоев Si (>0.5 мкм) дрейфовая подвижность на поверхности пленки кремния близка к холлов-ской (300-400 см2/В-с) и в 4-10 раз больше, чем на границе с сапфиром (рис. 1, ср. кривые 1, 2). Различие в подвижностях практически исчезает в слое толщиной 0.3 мкм (рис. 2, ср. кривые 1, 2), так как толщина области пространственного заряда (ОПЗ) в этих слоях порядка толщины пленки. Значения электронной дрейфовой подвижности в этих слоях более чем на порядок ниже аналогичных значений в относительно толстых слоях. Вероятно, это объясняется повышенной дефектностью тонкого слоя из-за близости границы с сапфиром и рассеянием от границ пленки кремния (толщина пленки сравнима с длиной свободного пробега электронов). В области низких частот во всех образцах наблюдается резкое уменьшение подвижности на границе с сапфиром вплоть до смены ее знака. Этот результат свидетельствует о наличии инверсии проводимости в кремнии на границе с сапфиром.

Значения дырочной подвижности очень низкие (~1 см2/В-с), что связано, вероятно, с сильным захватом дырок на этой границе. На по-

верхности кремния в этих условиях подвижность в толстых слоях (~1 мкм) остается относительно большой и сохраняет электронный тип, что отвечает истощенному слою на поверхности пленки кремния. Наличие инверсионного слоя на границе Si/Al2O3 может затруднить создание МДП-транзисторов на и-типе пленки кремния из-за возможности шунтирования этим слоем активного ^-канала. Так как малосигнальная подвижность в эффекте поля при наличии истощенного или слабо инверсионного слоя измеряется на границе ОПЗ с квазинейт-ральным объемом полупроводника, то для того чтобы исследовать захват на разных границах раздела пленки кремния и выявлять различия в их совершенстве, необходимо производить измерение эффекта поля на этих границах для слоев, толщина которых значительно больше ОПЗ. В связи с этим такие измерения были проведены на слое кремния толщиной 1 мкм с

^7 1 А16 —3

уровнем легирования ~ 7-10 см .

Время релаксации гР в случае захвата на мо-ноэнергетический уровень ловушки может быть найдено из частотной зависимости подвижности в виде ступеньки по формуле [8]

Ц^ = Ц^ш -(Ц^ш- Цр0)/(1 + (1)

где Цро - низкочастотная подвижность в эффекте поля, ю - круговая частота измерений. В некоторых случаях экспериментальные частотные кривые оказывались шире теоретических зависимостей или с несколькими ступеньками (рис. 1, кривая 1), что объясняется захватом на континуум или набор дискретных уровней. В исследованных образцах наблюдался набор дискретных уровней с временами релаксации ~ 10-2 -10-6 с.

На рис. 3 показаны зависимости проводимости X (кривая 1) и подвижности в эффекте поля

Ц^ш, см /В-с

2, Ом

Г, К

Рис. 3. Зависимости проводимости X и высокочастотной подвижности в эффекте поля для слоя КНС толщиной 1 мкм (образец № 3). 1 - Е,

2 - на поверхности Si, 3 - на границе Si/Al2O3

-4

-4

на высокой частоте ц,Рш в толстой пленке на поверхности кремния (кривая 2) и на границе раздела кремний/сапфир (кривая 3). Обе подвижности были электронными и равнялись дрейфовым практически во всем диапазоне температур. В области температур выше 300 К подвижности и проводимость почти синхронно падали с ростом температуры из-за теплового механизма рассеяния носителей заряда. В области температур ниже 200 К преобладал механизм рассеяния носителей на заряженных дефектах [10]. В этой области проводимость значительно сильнее меняется по сравнению с подвижностью, что может быть связано с отрицательным заряжением поверхности пленки кремния при охлаждении, обычно наблюдаемом на окисленных кремниевых поверхностях. Это явление хорошо известно, и на нем даже основан температурный метод Грея - Брауна определения плотности поверхностных состояний [11].

На рис. 4, 5 показаны частотные зависимости подвижности в эффекте поля при разных температурах, измеренные на поверхности Si и на границе Si/Al2O3 КНС-структуры с толщиной слоя 1 мкм (образец 3). Видно, что в области пониженных температур можно выделить на релаксационных кривых несколько ступенек, соответствующих захвату на разные ловушки (отмечено стрелками на рис. 1, 4, 5). В области повышенных температур (> 300 К) релаксация хорошо описывается формулой (1) (ср. кривые

6, 8 на рис. 4), справедливой для захвата на моноуровень. Для границы Si/Al2O3 такой уровень можно выделить также в низкотемпературной области (рис. 5, кривые 2, 3). Сдвиг области дисперсии в область больших частот с ростом температуры (уменьшение времени релаксации) обусловлен возрастанием скорости эмиссии электронов с ловушечных уровней.

При приложении малого переменного измеряющего напряжения к управляющему электроду время релаксации эффекта поля определяется соотношением времен процессов захвата электронов на ловушки и эмиссией электронов из ловушек. Согласно теории [12], при приложении положительного тестирующего напряжения захват на моноэнергетический уровень происходит с постоянной времени Т

Т/ = [у„ (И1 + По)]-1 = (е„ + у„Ио)-1, (2)

где у„ - коэффициент захвата на ловушку, и 1 = хехр[(£с - Е)/Щ], По = Кс-ехр[(Еп - Ес)/Щ], Ыс - плотность состояний в зоне проводимости Si, Ес - край зоны проводимости Si, Е^ - поло-

жение уровня Ферми в Si, Е( - энергия лову-шечного уровня, еп - скорость эмиссии из ловушки. Время эмиссии Т при приложении отрицательного напряжения равно [12]

Т = е„1 = (ОпЫгп #с)-1ехр[(Ес - Е)/Щ =

= (офпТ2)-1ехр [(Ес - Е)], (3)

где оп - сечение захвата на ловушку электрона, иТп - тепловая скорость электрона, для Si Ьп = = 6.64О21 см-2-с-1-К-2. При выполнении условия по >> п1 (выполняется для относительно глубоких ловушек) захват происходит значительно быстрее, чем выброс, и в целом время Тр будет определяться более медленным временем эмиссии. В этом случае из формулы (3) получаем

1п(тТ2) = - 1п (опЬп) + (Ес - Е/)/^Т. (4)

Если пренебречь температурной зависимостью сечения захвата и энергии ионизации, то (4) - уравнение прямой в координатах ^(тТ2), 1ШТ. Тангенс угла наклона этой прямой равен энергии ионизации уровня ловушки, а сама прямая отсекает на оси ординат отрезок, равный - 1п(опЬп). С помощью формул (1) и (4) был проведен анализ температурных зависимостей кинетических кривых полевой подвижности. Оказалось возможным выделить на рис. 4 и 5 области, связанные с захватом на моноуровни ловушек при повышенных температурах на обеих границах и в области пониженных температур на границе Si/A12O3 (отмечено вертикальными линиями на рис. 5). Эти результаты представлены на рис. 6. По прямолинейным участкам зависимостей ^(тр Т2)~103/Т в соответствии с теорией определены значения глубины залегания ловушечных уровней и их сечения захвата. Оказалось, что на поверхности Si доминирует захват на уровень Ес - Е( ~ 0.33 эВ с оп ~ 3 • 1 О18 см2, а на границе раздела Si/A12O3 выявляется захват на два более мелких уровня с параметрами 0.18 эВ, 1.5-1О-19 см2 (в области температур выше комнатной) и 0.11 эВ, 44О-21 см2 (в области температур ниже комнатной). Судя по значениям сечения захвата, все эти уровни являются акцепторами с кулоновским барьером. Близкие по параметрам уровни в пленках КНС п-типа, полученных методом ГФЭ, были выявлены авторами работ [13, 14] на основе измерения методом термостимулированного разряда конденсатора. Полученные энергетические параметры центров также близки к вакансиям и дивакансиям в монокристаллах кремния [15]. Эти результаты позволяют сделать предварительное заключение об объемной природе обнаруженных ловушек.

£ Гц

Рис. 4. Зависимость подвижности в эффекте поля от частоты для слоя КНС толщиной 1 мкм в ячейке со слюдой (образец № 3). Т, К: 1 - 80, 2 - 115, 3 - 220, 4 - 253, 5 - 300, 6 - 383, 7 - 472. Кривая 8 - теоретическая кривая при 383 К, построенная по выражению (1)

£ Гц

Рис. 5. Зависимость подвижности в эффекте поля от частоты для пленки КНС толщиной 1 мкм на границе кремний/сапфир (образец № 3). Т, К: 1 - 80, 2 - 145, 3 - 195, 4 - 243, 5 - 300, 6 - 330, 7 - 390, 8 - 425

1О3/Т, К

Однако окончательный вывод об этом может быть сделан только после исследования влияния на кинетику эффекта поля изменения поверхностного потенциала. Такие исследования будут проведены в будущем в МДП-структурах, изготовленных на основе КНС-структур. Заметим, что широко распространенные методы определения параметров ловушек: метод термостимулированного разряда конденсатора, а

Рис. 6. Зависимости хР Т2 от 103/ Т для слоя КНС толщиной 1 мкм. Кривая 1 - Si; кривые 2, 3 -Si/Al2O3

также и еще более сложный метод нестационарной емкостной спектроскопии глубоких уровней - информативно ограничены по сравнению с методом эффекта поля, так как не дают возможности наряду с параметрами ловушек определять такие важные для практического применения характеристики слоев, как дрейфовая подвижность и подвижность в эффекте поля.

Заключение

Исследован слабосигнальный эффект поля в тонких (0.3^1 мкм) слоях Si n-типа на сапфире, полученных методом молекулярно-лучевой эпитаксии, на разных границах раздела: Si - воздух и Si - сапфир. Показано, что эффект поля на поверхности Si носит монополярный характер и сопровождается захватом электронов. На границе раздела Si - сапфир наблюдается слабая инверсия и сильный захват как дырок, так и электронов. Подвижность в эффекте поля на высокой частоте (~106 Гц) на обеих границах определяется дрейфовой подвижностью электронов. В относительно толстых слоях (> 0.5 мкм) дрейфовая подвижность на поверхности кремния (300-500 см2/В-с) в 410 раз выше подвижности на границе кремний -сапфир. В слое толщиной 0.3 мкм эти подвижности близки и более чем на порядок ниже аналогичных значений в толстых слоях. Установлено, что электронный захват в толстых (~ 1 мкм) слоях происходит на разные объемные ловушки вблизи поверхности Si с глубиной залегания 0.33 эВ, а вблизи поверхности Si - сапфир - 0.11 и 0.18 эВ.

Работа выполнена при поддержке гранта Рособразования РНП 2.1.1/3626.

Список литературы

1. Wilk G.D., Wallace R.M., and Anthony J.M. // J. Appl. Phys. 2001. V. 89. P. 5243.

2. International Technology Roadmap for Semiconductor // 2001 ed ( Semiconductor Industry, San Jose, CA, 2001). P. 216.

3. Панков В.С., Цыбульников М.И. Эпитаксиальные кремниевые слои на диэлектрических подложках и приборы на их основе. М.: Энергия, 1979.

4. Светлов С.П., Чалков В.Ю., Шенгуров В.Г. и др. // ФТТ. 2004. Т. 46. В. 1. С. 15.

5. Richmond E.D., Pellegrino J.G., Twigg M.E. et al. // Thin Solid Films. 1990. V. 192. P. 287.

6. Пека Г.П. Физика поверхности полупроводников. Киев, 1967.

7. Montgomery H.C. // Phys. Rev. 1957. V. 106. P. 441.

8. Юнович А.Э. // ФТТ. 1959. V. 1. P. 1092.

9. Тихов С.В., Карпович И.А., Мартынов В.В., Фунина Г.В. // Известия вузов. Физика. 1986. В. 4. С. 61.

10. Обзоры по электронной технике. Серия 6. Материалы. М.: ЦНИИ «Электроника», 1980. Выпуск 2 (705). С.1.

11. Овсюк В.Н. Электронные процессы в полупроводниках с областями пространственного заряда. Новосибирск: Наука, 1984.

12. Берман Л.С., Лебедев А.А. Емкостная спектроскопия глубоких центров в полупроводниках. Л.: Наука, 1981.

13. Тихомиров Г.В., Китченко Е.С., Коровин А.П. и др. // Электронная техника. Сер. 2. Полупроводниковые приборы. 1984. Вып. 4 (170). С. 21.

14. Kimerling L.S., De Angelis H.M., Diebold J.M. // Sol. St. Comm. 1975. V. 16. N. 1. P. 171.

15. Емцев В.В., Машовец Т.В. Примеси и точечные дефекты в полупроводниках. М.: Радио и связь,

SMALL-SIGNAL FIELD EFFECT IN HETEROEPITAXIAL SILICON-ON-SAPPHIRE LAYERS PRODUCED BY MOLECULAR-BEAM EPITAXY

S. V. Tikhov, V. G. Shengurov, D.A. Pavlov, P.A. Shilyaev, S.A. Denisov

Small-signal measurement technique to study field-effect mobility has been shown to have high informativity in relation to thin silicon-on-sapphire layers produced by molecular beam epitaxy. This technique allows determining the state of the Si surface and Si|/Al2O3 interface in Si layers with the thickness below 0.3 ^m. The values of charge carrier drift mobility and trapping center parameters on these surfaces have also been determined.

Keywords: heterostructures, silicon on sapphire, field effect, small-signal measurement technique.

1981