Cover Image

Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС

При взаємодії корпускулярного і електромагнетного випромінення з твердим тілом (структурою ІС) відбувається пересилання енергії останньому, в результаті чого змінюються його властивості. Характер взаємодії і ефекти, що при цьому виявляються, в загальному випадку визначаються видом випромінення, йо...

Full description

Saved in:
Bibliographic Details
Published in:Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
Date:2009
Main Authors: Новосядлий, С.П., Бережанський, В.М.
Format: Article
Language:Ukrainian
Published: Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України 2009
Online Access:https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/76340
Tags: Add Tag
No Tags, Be the first to tag this record!
Journal Title:Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Cite this:Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС / С.П. Новосядлий, В.М. Бережанський // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2009. — Т. 7, № 1. — С. 73-120. — Бібліогр.: 31 назв. — укр.

Institution

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
_version_ 1859724698615545856
author Новосядлий, С.П.
Бережанський, В.М.
author_facet Новосядлий, С.П.
Бережанський, В.М.
citation_txt Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС / С.П. Новосядлий, В.М. Бережанський // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2009. — Т. 7, № 1. — С. 73-120. — Бібліогр.: 31 назв. — укр.
collection DSpace DC
container_title Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
description При взаємодії корпускулярного і електромагнетного випромінення з твердим тілом (структурою ІС) відбувається пересилання енергії останньому, в результаті чого змінюються його властивості. Характер взаємодії і ефекти, що при цьому виявляються, в загальному випадку визначаються видом випромінення, його енергією та інтенсивністю, видом структур ІС, які при цьому опромінюються. Дані радіяційні дослідження можуть лягти в основу побудови радіяційно-тривкої технології для формування як біполярних, так і польових структур ІС. Детально проаналізовано радіяційні ефекти в структурах із субмікронними глибинами залягання p—n-переходів та з ізопланарною діелектричною ізоляцією. Energy transfer to solids (IC structures) takes place at their interaction with corpuscular and electromagnetic radiation. As a result, properties of these solids change. In general case, the type of radiation, its energy and intensity, and the type of IC structures, which are irradiated, determine the character of this interaction and effects, which manifest themselves here. Radiation investigations presented here can underlie development of radiation-hardened technology for fabrication of both bipolar and unipolar IC structures. Radiation effects in structures with submicron junction depths and with isoplanar dielectric isolation are analyzed in detail. При взаимодействии корпускулярного и электромагнитного излучения с твердым телом (структурой ИС) происходит передача энергии последнему, в результате чего изменяются его свойства. Характер взаимодействия и эффекты, которые при этом проявляются, в общем случае определяются видом излучения, его энергией и интенсивностью, видом структур ИС, которые при этом облучаются. Данные радиационные исследования могут лечь в основу построения радиационно-стойкой технологии для формирования как биполярных, так и полевых структур ИС. Детально проанализированы радиационные эффекты в структурах с субмикронными глубинами залегания p—n-переходов, а также с изопланарной диэлектрической изоляцией.
first_indexed 2025-12-01T11:03:23Z
format Article
fulltext 73 PACS numbers: 61.72.U-, 61.80.Jh, 73.40.Qv, 85.30.Pq, 85.40.Qx, 85.40.Ry, 85.40.Sz Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС С. П. Новосядлий, В. М. Бережанський Прикарпатський національний університет ім. Василя Стефаника, вул. Шевченка, 57, 76025 Івано-Франківськ, Україна При взаємодії корпускулярного і електромагнетного випромінення з твер- дим тілом (структурою ІС) відбувається пересилання енергії останньому, в результаті чого змінюються його властивості. Характер взаємодії і ефекти, що при цьому виявляються, в загальному випадку визначаються видом ви- промінення, його енергією та інтенсивністю, видом структур ІС, які при цьому опромінюються. Дані радіяційні дослідження можуть лягти в основу побудови радіяційно-тривкої технології для формування як біполярних, так і польових структур ІС. Детально проаналізовано радіяційні ефекти в структурах із субмікронними глибинами залягання p—n-переходів та з ізо- планарною діелектричною ізоляцією. Energy transfer to solids (IC structures) takes place at their interaction with corpuscular and electromagnetic radiation. As a result, properties of these sol- ids change. In general case, the type of radiation, its energy and intensity, and the type of IC structures, which are irradiated, determine the character of this interaction and effects, which manifest themselves here. Radiation investiga- tions presented here can underlie development of radiation-hardened technol- ogy for fabrication of both bipolar and unipolar IC structures. Radiation ef- fects in structures with submicron junction depths and with isoplanar dielec- tric isolation are analyzed in detail. При взаимодействии корпускулярного и электромагнитного излучения с твердым телом (структурой ИС) происходит передача энергии последне- му, в результате чего изменяются его свойства. Характер взаимодействия и эффекты, которые при этом проявляются, в общем случае определяются видом излучения, его энергией и интенсивностью, видом структур ИС, которые при этом облучаются. Данные радиационные исследования мо- гут лечь в основу построения радиационно-стойкой технологии для фор- мирования как биполярных, так и полевых структур ИС. Детально про- анализированы радиационные эффекты в структурах с субмикронными глубинами залегания p—n-переходов, а также с изопланарной диэлектри- ческой изоляцией. Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології Nanosystems, Nanomaterials, Nanotechnologies 2009, т. 7, № 1, сс. 73—120 © 2009 ІМФ (Інститут металофізики ім. Г. В. Курдюмова НАН України) Надруковано в Україні. Фотокопіювання дозволено тільки відповідно до ліцензії 74 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ Ключові слова: вакансія, опромінення, напруження, інжекція, інтеґ- ральна схема. (Отримано 23 листопада 2008 р.) 1. РАДІЯЦІЙНІ ЕФЕКТИ В СТРУКТУРІ Si—SiO2 Задача створення радіяційно-тривкої технології формування суб- мікронних структур як біполярних, так і польових інтеґральних схем є сьогодні надзвичайно важливою, особливо для схемотехніч- них рішень космічних бортових систем чи систем управління та ко- нтролю за процесами в ядерних реакторах [1]. Розглянемо спочатку структуру кремній—діоксид кремнію і про- аналізуємо результати досліджень радіяційних ефектів в ній та сформуємо фізичні моделі утворення поверхневих станів та нако- пичення заряду в діелектрику. Причому звернемо особливу увагу на дію високойонізуючого α-опромінення. В сучасних планарних приладах у вигляді транзисторів чи інтеґ- ральних схем саме широке розповсюдження одержали кремнійові структури з плівками діоксиду кремнію SiO2. Головна перевага та- кої структури Si—SiO2 полягає в створенні високого потенціяльного бар’єру на межі поділу. При меншій висоті бар’єру між Si та анод- ною плівкою Al2O3, що має надзвичайно високу радіяційну трив- кість, параметри інтеґральних схем (біполярних і на основі МОН- структури) стають нестабільними через емісію електронів в діелек- трик із напівпровідника [2]. Особливо сильно виявляється цей ефект при переході до субмікронних структур. Тому діелектрики з меншою, ніж у SiO2, шириною забороненої зони застосовуються в основному в двошарових структурах SiO2—Si3N4, SiO2—Al2O3, SiO2— SixOyNz, де межа Si—SiO2 зберігається і забезпечує термоелектричну стабільність. Властивості такої структури сильно впливають на параметри і характеристики інтеґральних транзисторів, діод, конденсаторів. В структурі діелектрик-напівпровідник можна виділити чотири важ- ливі області (рис. 1): І – об’єм діелектрика SiO2; II – перехідна об- ласть від діелектрика до напівпровідника (міжфазна межа Si—SiO2); III – приповерхнева область напівпровідника; IV – об’єм самого напівпровідника, в якому формується структура ІС. Саме аналізу проведемо для перших трьох областей, що визначають поверхневі радіяційні ефекти, які впливають на планарні структури ІС. В цілому структура Si—SiO2 характеризується наявністю в ній термомеханічних напружень, які виникають внаслідок проведення високотемпературних операцій окиснення, внаслідок різних кое- фіцієнтів термічного розширення SiO2 та Si. Сам процес охоло- АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 75 дження структури Si—SiO2 після оксидування теж призводить до утворення механічних напруг, а саме до деформації Si-пластин, бо плівка SiO2 забезпечує стиск, а поверхня Si розтягується. Причи- ною виникнення стискуючих та розтягувальних зусиль є і різна структура SiO2 і Si. Розподіл механічних напружень в такій струк- турі показаний на рис. 1, б. На рисунку 1, в показана зміна хемічного складу при переході від SiO2 до кремнію. Слід теж пам’ятати, що у вихідному кремнію є завжди присутні ізоконцентраційні домішки кисню і вуглецю, які теж впливають на деформаційний профіль [1]. Розподіл дефектів і умовне розміщення енергетичних рівнів в них подано на рис. 1, г, д. Виходячи із цього, дамо короткі характеристики областей І, ІІ, ІІІ, що впливають на радіяційну тривкість субмікронних структур ВІС. I II III IV SiO2 Si dSi dSi dSi dSidок dок dок dок H стиск розтяг NSi NSiNO NO Nnt Nдеф x φvд φeд φen φvn φ П Ш а б в г д Рис. 1. Схематичне зображення структури Si—SiO2: а – структура; б – зміна термомеханічних напруг; в – зміна хемічного складу (NO – ато- ми кисню, NSi – атоми Si); г – розподіл дефектів; д – розміщення енергетичних рівнів дефектів (Ш – швидкі ПС, П – повільні ПС). 76 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ Об’єм діелектрика характеризується невеликим складом меха- нічних напруг H від межі з кремнієм в глибину оксиду. В [3] по- казано, що величина H змінюється по експоненційному закону: ( ) ( )макс окexpH x H x d= , (1) де dок – товщина SiO2. Із цього виразу видно, що механічні напруги на краях плівки відрізняються в e раз. Хемічний склад SiO2 в облас- ті І можна вважати сталим, концентрація дефектів буде максима- льною у межі із областю ІІ, а енергетичні рівні електроактивних дефектів будуть дискретними. Межа x0 тут приведена для того, щоб показати, що на такій віддалі явище тунелювання є відсутнє. Друга перехідна область ІІ від діелектрика SіО2 до напівпровід- ника характеризується зміною хемічного складу від SiО2 до Si та зростанням величини механічних напруг і зміною їх знаку (стиск SiО2 змінюється на розтяг Si), а також наявністю двох дефектних шарів, розділених впорядкованим моношаром за модельом В. Г. Литовченка [4]. Електроактивні центри в цій області мають квази- неперервний спектер і обмінюються зарядом з приповерхневою об- ластю напівпровідника, так звані поверхневі стани (ПС). Центри, які розміщені в дефектному шарі, що примикає до напівпровідни- ка, перезаряджаються протягом дуже короткого часу (мкс) і їх на- зивають швидкими (ШПС). Поверхневі стани, які розміщені в де- фектній області напівпровідника, що прилягає до об’єму діелект- рика і обмінюється зарядом з напівпровідником за рахунок туне- лювання, називають повільними (ППС). Постійна часу цього про- цесу визначається виразом ( ) ( ) барexp 2 2 SS T sn S sp S K x v n p τ = σ + σ , (2) де νT – теплова швидкість; σsn, σsp – перерізи захоплення електро- нів і дірок; * 2 бар бар2 n TK m h= φ φ – постійна тунельного бар’єру; ϕбар – висота потенційного бар’єру. На ефект тунелювання сильно впливає співвідношення концентрацій кисню і вуглецю [1]. Приповерхнева область напівпровідника ІІІ починається з моме- нту стабілізації концентрації атомів кремнію (яка змінюється при переході від SiO2 до Si). На цю межу теж впливає явище сеґреґації, якщо напівпровідник є леґованим акцепторною чи донорною домі- шкою. Вона характеризується наявністю механічних напруг розтя- гу з підвищеною концентрацією дефектів, які зменшуються в гли- бину напівпровідника. Коефіцієнт сеґреґації для різних домішок є різним [6]. Розглянемо тепер термомеханічні напруження і їх релаксацію при АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 77 дії йонізуючого α-опромінення. Величина механічних напружень залежить як від товщини плівки SiO2, так і від товщини Si-пластини та співвідношення ізоконцентраційних домішок кисню і вуглецю. При збільшенні товщини оксиду dок величина Hмакс збільшується, а з ростом пластини dSi зменшується, збільшується і зменшується в за- лежності від концентраційного співвідношення 2O CN N . Тобто ( ) 2макс ок Si O C~H d d f N N . (3) В реальних планарних структурах ВІС завжди є прощавлені в ок- сидному діелектрику вікна, і поблизу сходинки оксиду завжди спо- стерігається значний ріст напружень H. Якщо H в рівномірній структурі SiO2—Si, де SiO2 одержана термічним оксидуванням, має значення біля 10 H/см2, то вже біля сходинки оксиду > 0,2 мкм вона становитиме > 104 H/см2 [7]. А при певному співвідношенні концен- трацій кисню і вуглецю в Si-пластинах такі напруження вже мо- жуть релаксувати. При дослідженні механічних напружень в структурі діелектрик- напівпровідник механічні напруження Hмакс зазвичай визначають- ся за радіюсом прогину кремнійової пластини R (рис. 2, а) [8]: 2 Si Si макс Si ок 1 1 6 1 E d H v d R = − , (4) де ESi і νSi – модуль Юнґа і Пуассонове відношення для Si, dSi, dок – товщини Si-пластини і діоксиду. Доза α-опромінення суттєво впли- ває на величину прогину ΔM і вона може збільшуватись або зменшу- ватись. Процес переходу із нерівномірного стану в рівномірний стан під дією α-опромінення виявляється в зменшенні механічних на- пружень в структурі Si—SiO2 і супроводжується ґенерацією чи ані- гіляцією дефектів. Це явище інакше ще називають тензорадіяцій- ним ефектом. Явище релаксації механічних напружень під дією α-опромінення R 0–10 мкм 10–15 мкм �15 мкм �M а б Рис. 2. Рівномірна (а) і нерівномірна (б)деформація Si-пластин після α- опромінення. 78 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ можна описати якісно наступним чином [9]. При йонізації утворю- ються дірки, частина із яких захоплюється на рівні напружених валентних зв’язків. Захоплення дірки (або відхід валентного елект- рона) викликає розрив валентного зв’язку і зміщення атома із льо- кального в абсолютний мінімум вільної енергії: так як решта вале- нтні зв’язки зберігаються, то утворюється дефект, який називають псевдовакансією (рис. 3). Вочевидь, що утворення вакансії призво- дить до релаксації механічних напружень. Для виведення співвід- ношення між концентраціями напружених станів Nнс, розірваних Noc і ненапружених валентних зв’язках (станах) Npc прийнято, що розрив одиничного напруженого зв’язку супроводжується релакса- цією напруг в Kрел валентних зв’язках. Тоді можна записати ( ) ( )pc рел oc, ,N x t K N x t= . (5) Згідно з Гвіновим модельом [9] частина утворених в результаті йонізації дірок захоплюється на рівні напружених зв’язків, що призводить до розриву останніх. Швидкість зміни концентрації на- пружених зв’язків можна буде дати у вигляді: нс нс нс 1 2 dN dN dN dt dt dt ⎡ ⎤ ⎡ ⎤= +⎢ ⎥ ⎢ ⎥⎣ ⎦ ⎣ ⎦ , (6) де 1 – виражає зменшення Nнс в результаті розриву напружених зв’язків, а 2 – виражає релаксацію напружень в частині решти ва- лентних зв’язків. Згідно з [9] ця швидкість зміни концентрації на- пружених зв’язків буде визначатися рівнанням: ( ) ( ) нс нс рел нс 0 0 1 p p gdN K N dt N x σ = − + σ , (7) 2 3 4 1 5 — SiOмолекули 2 — атоми Si Рис. 3. Процес утворення псевдовакансії в SiO2: 1 – α-опромінення; 2 – вільний електрон; 3 – дірка; 4 – захоплення на рівень напруженого стану (НС); 5 – пастковий центр. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 79 розв’язок якого має вигляд: ( ) ( ) ( ) ( ) нс нс нс рел нс 0 0 , ,0 exp 1 p p P N x t N x K N t N x ⎡ ⎤σ δ = − +⎢ ⎥σ⎢ ⎥⎣ ⎦ , (8) де g = Pδ – швидкість ґенерації електронно-діркових пар; δ – ефе- ктивність йонізації; P – потужність дози α-опромінення; нс pσ , 0 pσ – перерізи захоплення дірки на рівень напруженого зв’язку і на рівень пастки відповідно. І розрахунки дають рел 60 100K ≈ − . Тоб- то, ефект α-йонізації в структурі Si—SiO2 викликає релаксацію ме- ханічних напружень, що супроводжується утворенням додаткових дефектів, які можна анігілювати за рахунок певного співвідношен- ня ізоконцентраційних домішок кисню і вуглецю і рел 100K > . Тоб- то, ізоконцентраційний вуглець виступає як демпфер термомехані- чних напружень. Це видно із того, що радіюс прогину Si-пластин із вмістом NC = 6⋅1016 см −3 а 2ON = 1,8⋅1017 см −3 складає < 5 мкм для дія- метра 150 мм. І такі Si-пластини доцільно використовувати для проекційної літографії. В термічному SiO2, який ще називають поліморфним, зберігаєть- ся близький порядок, і це його відрізняє від кристалічного кварцу, в якому ще є і далекий порядок. В кварцовому склі кути між вален- тними зв’язками атома кисню складають 139°, а в термічному SiO2 ці кути змінюються в межах 120—180° з максимумом при 147° [10]. Схема утворення валентних зв’язків і побудова зонної структури термічного SiO2 показані на рис. 4 [11]. В валентній зоні підзони Bx і Bz формуються взаємодією орбіталей Px і Pz кисню з орбіталлю sp 3 sp 3 Si Sisp 3 Px Py Pzx y z 2s 2 2p 6 Bz Bx By 0 3 eB 7 eB 21 eB а б Рис. 4. Утворення валентних зв’язків в термічному SiO2 (а) і розміщен- ня їх енергетичних рівнів в валентній зоні (б). 80 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ атома Si, а підзона By є підзоною орбіталі Py кисню. Дозволені рівні, що відповідають зоні Py, не поширюються на всю область оксиду. Такі енергетичні зони дійсно є в термічному діоксиді. Але ці зони можуть змінюватись під дією ізоконцентраційних домішок O2 і C. Області цих змін сьогодні ще не встановлені. Саме термомеханічні напруження, що виникають із-за межі Si— SiO2 призводять до утворення в SiO2 напружених валентних зв’язків, що і формують близький порядок в структурі SiO2. Проте атоми O2 і Si в таких плівках знаходяться в льокальному, а не в абсолютному мінімумі вільної енергії. Коли стан рівноваги порушується (іде роз- рив зв’язку через α-йонізацію), то атом кисню зміщується в енерге- тичний мінімум. Це саме відноситься і до міжвузлового домішкового атому кисню. Цей процес супроводжується вже релаксацією механі- чних напружень з утворенням розглянутої вище псевдовакансії, що включає атоми Si і O2 вже з обірваними зв’язками. При цьому конце- нтрація дефектів, які зафіксовані експериментально, може складати 1016—1017 см −3. Така дозова залежність концентрації псевдовакансій (пасткових центрів) показана на рис. 5. Гвін [9] запропонував три моделя утворення пасткового центра (псевдовакансії), а саме: 1. В результаті α-йонізації в SiO2 утворюються електронно- діркові пари. Електрони, маючи високу рухливість, покидають діе- лектрик, а дірки термалізуються і попадають в підзони By, Bx (рис. 4). Дальше теплове збудження дірки (h +) викликає їх захоплення на рівні напружених станів (нс), що призводить до реакції типу: рснс нс 0Si O Si Si O Sih+ +≡ − − ≡ + →≡ + − ≡ (9) з утворенням тривалентного Si, немісткового кисню і ненапруже- них валентних зв’язків (рс). Цей модель відноситься до термічного 4 2 6 8 10 12 N01·10 , 17 см 3 10 10 2 10 3 10 4 D, Гр Рис. 5. Дозова залежність пасткових центрів (псевдовакансій) при дії α- опромінення. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 81 SiO2, сформованого в сухому кисні. 2. При термічному окисненні кремнію в атмосфері вологого кис- ню або в парах дейонізованої води в плівці SiO2 є багато сполук типу SiH і SiOH. В цьому випадку йонізуюче α-опромінення стимулює наступні реакції: 0Si OH Si OHh+ +≡ − + →≡ + (10) або Si H Si Hh+ +≡ − + →≡ + , (11) в результаті яких утворюється цей же тривалентний кремній, що є ознакою розриву напружених валентних зв’язків Si—O і утворення цих же псевдовакансій. 3. При термічному окисненні як в сухому кисні, так і у вологому кисні, концентрація водню може складати 1017—1018 см −3. Тоді при дії йонізуючого опромінення нейтральні атоми водню також йоні- зуються під дією потоку α-частинок згідно з реакцією: H Hh+ ++ → або H+ + (α-опромінення) H e+ −→ + . (12) Тоді відбувається реакція типу: нс нс Si O Si H Si Si OH+ +≡ − − ≡ + →≡ + ≡ − . (13) Утворення комплексу SiOH, який є нестійким, тут же може су- проводжуватись його розпадом згідно з реакцією (10). Тобто один протон може викликати утворення дефектів типу тривалентний кремній (псевдовакансія). Такий тривалентний Si є донорноподібним центром, а немістко- вий кисень проявляється як акцепторноподібний центр або як ам- фотерний центр. Звідси і зміна зарядового стану термічного оксиду. Вважається, що за позитивний заряд в SiO2 є відповідальними три- валентний кремній і міжвузловий кисень, а за від’ємний заряд від- повідають вакансії та міжвузловий вуглець. Розглянемо тепер механізм накопичення фіксованого заряду в термічному SiO2 і механізми ґенерації поверхневих станів, які від- повідають за електричну стабільність електрофізичних параметрів планарних біполярних структур. При дії α-йонізуючого опромінення на термічний діелектрик SiO2 в ньому утворюються електронно-діркові пари, частина з яких ре- комбінує, а решта під впливом поля переміщується в діелектричній плівці. У діоксиді кремнію рухливість дірки μ0p є набагато меншою, ніж рухливість електронів μ0n. Електрони швидко залишають діелект- 82 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ рик, а дірки захоплюються пастковими центрами і створюють дода- тковий позитивний заряд, який визначається дозою йонізуючого опромінення. В перехідній області Si—SiO2 змінюється хемічний склад матерія- лу, а також досягають максимальних значень і змінюють знак ме- ханічні напруження. Як показали експерименти, хемічний склад змінюється в межах 2 нм, а напруження до 20 нм. З’ясовано, що така структура спричиняє утворення напружених зв’язків і обірваних зв’язків (рис. 6). Дефекти в перехідному шарі є електроактивними центрами. З рисунка 1, д видно, що швидкі пове- рхневі стани розміщені в приповерхневій області напівпровідника, а повільні в межовій області SiO2. На цій межі і ґенеруються пари ва- кансія—міжвузля, які можуть змінювати швидкість дифузійних процесів, причому ця швидкість окисно-дифузійного процесу визна- чається видом діелектрика (SiO2, Si3N4, SixOyNz). Це значить, що вони можуть утворювати різні енергетичні стани. Виявилось, що густина ПС нас( )SSN зв’язана з напруженнями Hмакс співвідношенням: нас м.н. макс( )SSN K H= , (14) де Kм.н. = 1,53⋅108 Н−1⋅В−1. а НС ОСНС ОС 1 2 3 б Рис. 6. Схема утворення напружених (НС) і обірваних валентних станів (ОС) між атомами на межі розділу 2 двох середовищ Si—SiO2. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 83 В [12] встановлено кореляцію між густиною швидких ПС і концентрацією пасткових центрів в об’ємі SiO2: кор 0SSN K N= , (15) де Kкор = 3,75⋅10−6 см⋅еВ−1. Все це вказує на однакову причину утворення дефектів, а саме: наявність напружених валентних зв’язків між атомами і їх роз- рив в результаті йонізуючих жмутів (α-опромінення). Процес ґенерації поверхневих станів можна описати рівнанням [12]: Н.С. Н.С. SSdN K N I dt = , (16) де NSS – середня густина поверхневих станів; I – інтенсивність йонізуючого опромінення; KH.C. – коефіцієнт пропорційности; NН.С. – концентрація напружених станів. Враховуючи, що концентра- ція напружених станів NН.С. зменшується при утворенні ПС: Н.С. Н.С.0 SS SSN N K N= − , одержуємо розв’язок рівнання у вигляді: ( )Н.С.0 01 t t SS SS SS N N e N e K −α −α= − + , (17) де NН.С.0, NSS0 – початкові значення концентрацій напружених станів (зв’язків) і густини поверхневих станів; α – коефіцієнт, що визначає швидкість утворення поверхневих станів; KSS – ко- ефіцієнт пропорційности. Тоді зміна концентрації поверхневих станів ΔNSS буде: ( ) ( )нас 1 t SS SSN N e−αΔ = Δ − , (18) в якому ( ) Н.С.0 0насSS SS SS N N N K Δ = − – максимальна зміна густини ПС. Якщо це рівнання виразити через дозу йонізуючого опромі- нення, то одержуємо: ( ) ( ) ( ) ( )1 1нас нас 1 exp 1 D SS SS SSN N D N e−α⎡ ⎤Δ = Δ − −α = Δ −⎣ ⎦ , (19) де D – ввібрана доза йонізуючого опромінення. А тепер розглянемо радіяційні ефекти в приповерхневій області напівпровідника. Із попереднього матеріялу нам уже відомо, що область кремнію, покритого діоксидом SiO2, сильно деформована 84 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ вже не напруженнями стиску, як для SiO2, а напруженнями розтя- гу. Тому в ній спостерігається велика кількість напружених вален- тних станів (зв’язків) між атомами. При виникненні механічних напружень розтягу енергетична діяграма видозмінюється. Тепер атом кремнію є вже не в мінімумі вільної енергії, а в максимумі. Якщо стан рівноваги порушується (йонізацією валентного зв’язку), то атом зміщується в енергетичний мінімум і при цьому виникає псевдовакансія. Утворення додаткових станів (за рахунок йонізації) поблизу по- верхні напівпровідника призводить до зростання центрів розсіяння носіїв заряду, а це призводить до зменшення рухливости носіїв за- ряду. Крім цього, поверхнева рухливість як дірки, так і електронів залежить від флуктуацій поверхневого потенціялу [13]: ( ) 2 exp exp n s s sS S μ μ = + − , (20) де μn – рухливість в об’ємі напівпровідника, Ss – середня квад- ратична флуктуація поверхневого потенціялу. Зміна поверхневої рухливости дірок і електронів при α- йонізаційному опроміненні кремнію виглядає, як показано на рис. 7. Перехідний шар приповерхневої области напівпровідника змі- нює не тільки рухливість носіїв заряду, але і впливає на ґенера- ційно-рекомбінаційні процеси, які визначаються швидкістю по- верхневої рекомбінації [13]: 0,5 sn sp T SSS v kTN= σ σ π , (21) де σsn, σsp – перерізи захоплення електронів і дірок; νT – теплова швидкість; T – температура; NSS – середня густина поверхневих станів. Із врахуванням значення SSN одержуємо дозову залежність �s( )D �s(0) �, см �3 10 11 10 12 10 13 10 14 10 15 0,25 0,5 0,75 1,0 p n Рис. 7. Дозова залежність рухливости носіїв у Si при α-опроміненні. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 85 швидкости поверхневої рекомбінації: ( ) ( ) ( )0 нас 1 DS D S S e−α= + Δ − , (22) де S0 – початкова швидкість поверхневої рекомбінації при D = 0, ΔSнас – її зміна до моменту насичення ПС. Йонізуюче опромінення змінює також і час життя носіїв заря- ду, а саме: 1 1 ( ) (0) TK= + Φ τ Φ τ (23) (KT для сухих SiO2 = 150 Гр −1⋅с−1; KT для вологих SiO2 = 75 Гр −1⋅с−1 (для D < 100 Гр)), де τ(0) – час життя носіїв до опромінення; KT – деґрадаційний коефіцієнт; Φ – флюенс (який визначається відно- шенням числа йонізуючих α-частинок в об’ємі сфери до площі по- перечного перерізу даної сфери – густина потоку). Графічно це ви- глядає так, як показано на рис. 8. 2. ФЕНОМЕНОЛОГІЧНА АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ БІПОЛЯРНИХ СТРУКТУР, ВИКЛИКАНИХ α-ОПРОМІНЕННЯМ Вище наведене говорить про те, що йонізуюче α-опромінення суттє- во змінює електрофізичні параметри напівпровідника, тобто є де- стабілізуючим фактором електричних параметрів біполярних структур ВІС. Ці дослідження лягли в основу створення радіяційно- тривкої технології біполярних ІС. До найбільш важливих фундаментальних положень радіяційної 30 60 t, хв 0,5 1,0 2,0 �S, см с� �1� 1 �p 10 5 с �1 0 1 2 Рис. 8. Зміна швидкости поверхневої рекомбінації та часу життя дірок в приповерхневій області Si при йонізуючому α-опроміненні. 86 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ технології йонізуючим α-опроміненням можна віднести наступні. 1. В основі радіяційних поверхневих ефектів лежать йонізаційні явища в пасивуючому шарі діелектрика, що покриває структуру інтеґральної схеми. Тому деґрадація електричних параметрів в бі- полярних транзисторах через зміну поверхневих явищ виникає як під дією йонізуючого випромінення високих енергій, так і випромі- нення з невеликою енергією, що є меншою за енергію дефектоутво- рення в об’ємі структури; 2. Дія йонізуючого α-опромінення з точки зору накопичення по- верхневих радіяційних дефектів є аналогічною, якщо в ролі харак- теристики рівня опромінення використовується його вбираюча до- за; 3. Поверхневі процеси, що викликають деґрадацію підсилюваль- них та імпульсних властивостей біполярних інтеґральних транзис- торів мають чітко виражене насичення; 4. Поверхневі і об’ємні радіяційні ефекти можна в першому на- ближенні вважати адитивними і розглядати їх окремо один віднос- но другого; 5. Ступінь деґрадації електричних параметрів визначається як режимом роботи транзистора, так і температурою та дозою опромі- нення; 6. Відпал поверхневих радіяційних ефектів проходить при відно- сно низьких температурах (450—550 К) та короткої дії фотонного, лазерного та ультрафіолетового опромінень; Основні фізичні ефекти, що призводять до деґрадації електрич- них параметрів біполярних інтеґральних транзисторів при α- опроміненні полягають в наступному [14]: – накопичення додаткових швидких поверхневих станів, що віді- грають роль рекомбінаційних центрів, і, як наслідок, зростання швидкости поверхневої рекомбінації S та зміна часу життя носіїв за- ряду τ; – утворення радіяційно-стимульованого заряду в діоксиді та зміна заряду поверхневих станів на межі Si—SiO2, що призводить до зміни поверхневого потенціялу ϕS; – створення пасткових центрів в об’ємі напівпровідникового епітаксійного шару. Врахування зміни швидкости поверхневої рекомбінації S, часу життя носіїв заряду τ та поверхневого потенціялу ϕS з ростом уві- браної дози α-опромінення дозволяє обчислити зміну основних еле- ктричних параметрів транзисторів, що зв’язані з поверхневими ра- діяційними ефектами. Підвищення ступеня інтеґрації біполярних ВІС зв’язано із змен- шенням лінійних розмірів активних і пасивних компонентів як в латеральному напрямку – в площині структури кристалу, так і у вертикальному, що є перпендикулярним до поверхні кристалу. Проґрес в зменшенні горизонтальних топологічних розмірів АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 87 зв’язаний з успішним використанням проекційної літографії і ме- тодами підвищення її роздільчої здатности [1]. Зрозуміло, що зменшення топологічних розмірів елементів при- зводить до зміни чутливости структур біполярних інтеґральних схем до дії α-йонізуючого опромінення, а саме, збільшення відношення периметра емітера до його площі призводить до росту периферійної складової струму, що є пропорційною периметру, в повному струмі бази. Тому збільшення поверхневих рекомбінаційних втрат в пасивній базі саме по периметру емітера призводить до великої деґрадації під- силювальних характеристик біполярних транзисторів субмікронних розмірів, причому ступінь цієї дії визначається видом ізоляції елеме- нтів (p—n-переходом, діелектричною ізоляцією за технологіями «Ізо- планар-1», «Ізопланар-2», «Дікед») чи інжекційним живленням. Дійсно, для біполярного інтеґрального транзистора з ізоляцією 1 2 3 4 6 5 p-Si КДБ-10(111)-4° 7 A A A A SiO2 n + Js Jv Js - in епn- iеп n + n + p + p + n + n p p n + E σ a Б БЕК а б в г Рис. 9. Топологія а – структура в перерізі А—А; б – інтеґрального біполя- рного транзистора з роздільною ізоляцією p—n-переходом: 1 – ізолюючий p+—n-перехід; 2 – колектор; 3 – емітер; 4 – база; 5 – захований n +-шар; 6 – пасивуючий оксид; 7 – Si-підложжя КДБ-10(111)-4°; в, г – топологія і структура емітера. 88 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ p—n-переходом (рис. 9) складові струму бази є зв’язані з поверхне- вою і об’ємними рекомбінаційними складовими електричного струму, наступним співвідношенням ns s EI J= Π , nv v EI J A= , (24) де Ins, Js – струм і густина струму поверхневої рекомбінації на одиниці довжини емітера; Inν, Jν – струм і густина струму реко- мбінації в об’ємі структури, яка наведена на рис. 9; ΠE, AE – пе- риметер і площа емітерної области. У випадку квадратного емі- тера із стороною a це співвідношення визначатиметься виразом: 4ns s nv v I J I J a = . (25) Так як відношення питомих густин струмів не залежить від то- пологічних розмірів структури, то зменшення величини a призво- -Sip КДБ-10(111)-4° n + n + n + p + p + p n n а б Б Б AA 1 2 3 4 5 6 p + p + -Sip n + n + p n p + n + p в г Рис. 10. Топологія (а), структура в перерізах А—А (б) і Б—Б (в) інтеґрального транзистора з оксидною ізоляцією, виконаною за технологією «Ізопланар- 1» термокомпресійним оксидуванням з глибоким анізотропним щавлен- ням і область поверхневої рекомбінації (г): 1 – діелектрична ізоляція; 2 – колектор глибокий; 3 – емітер; 4 – база; 5 – пасивуючий оксид ФСС; 6 – p+-область для збільшення порогової напруги паразитного транзистора. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 89 дить до збільшення внеску рекомбінаційного струму на поверхні. Як і у випадку ізоляції p—n-переходом на поверхневих пастках па- сивуючого оксиду ФСС або на стінці ізолюючого оксиду, рекомбіну- ють електрони, інжектовані боковою поверхнею емітера (рис. 10, г), а активні області бази віддалені від межі розділу. Відмінність полягає в тому, що між захованими n +-областями може з’явитись канальний струм втрат. Тому ці області підлеґовуються домішкою p +-типу (В +), що суттєво підвищує порогову напругу паразитного транзистора. В такій структурі при субмікронних топологічних розмірах та глибинах залягання емітерного і колекторного переходів складова коефіцієнта підсилення транзистора, що зв’язана з процесами в об’ємі бази і емітера, визначається головним чином коефіцієнтом інжекції дірок із бази в емітер, а не рекомбінаційними процесами в області активної бази. Тому в таких транзисторах з використанням оксинітридного гетера можна досягти досить високих значень кое- фіцієнта підсилення, тобто є можливість формування так званих супер-бета-транзисторів. Останні широко використовують як вхідні каскади в прецизійних операційних підсилювачах. З точки зору радіяційних властивостей, в цьому випадку дуже ва- жливий той факт, що коефіцієнт підсилення починає сильно зале- жати від швидкости поверхневої рекомбінації на поверхні вже само- го емітера Sp (рис. 11). Якщо частина емітера покрита оксидною ізо- ляцією або емітер сформований із леґованого арсеном (As+) полікре- мнію, то вихідне значення швидкости поверхневої рекомбінації Sp в цих областях є досить малим, що і забезпечує дуже високий коефіці- єнт підсилення транзистора при малій глибині залягання емітера wE. Під дією йонізуючого випромінення відбувається чітке зростання рекомбінаційних втрат на поверхні, що вже призводить до інжекції дірок із базової p-области в n +-емітер, тобто збільшується базовий струм, що веде до зменшення коефіцієнта підсилення. n + p Jps Jps 1 2 3 4 x 0 P Pгр n + SiO2 Si 5 6 wE а б Рис. 11. Структура емітера біполярного транзистора з діелектричною ізоляцією (а) і розподіл інжектованих в емітер дірок під шаром паси- вуючого оксиду ФСС (фосфоросилікатного скла) (б). 90 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ Рахуючи в першому наближенні ps p dp J qD dx = при Sp → 0, вели- чина Jps є досить малою, тому 0 dp dx → , а при Sp → ∞, гр ps p E p J qD w = , де pгр – концентрація дірок в емітері на межі области об’ємного за- ряду емітерного переходу (рис. 11, б). Збільшення струму інжекції дірок при зміні швидкости поверхневої рекомбінації під ФСС тим сильніше, чим менша глибина залягання емітера. Тому для збіль- шення коефіцієнта підсилення формуванням супер-бета- транзисторів використовують слаболеґовану область бази p −, чим і забезпечується висока ефективність емітера, яка пригнічує вище розглянутий радіяційний ефект. Така слаболеґована база досяга- ється багатозарядною імплантацією бору (В ++) і забезпечує поверх- невий опір вже на рівні 1500—3000 Ом/□. Аналогічні процеси проходять і в структурах із інжекційним живленням, так звані інжекційні транзистори, що забезпечують високу швидкодію ІС. Ця структура подана на рис. 12. В цій структурі окрім горизонтального p—n—p транзистора, де вплив поверхні вже не залежить від конструкторських розмірів, струм інжекції електронів в пасивні області бази Jnn (рис. 12, б) вер- тикального транзистора може сильно змінитись під пасивуючим оксидом. Для усунення цього неґативного явища використовують гете- рування базового шару фосфоросилікатним склом [15], яке має ориґінальне технологічне рішення. В особливий клас структур з точки зору впливу поверхневих властивостей на електричні параметри інтеґральних транзисторів слід віднести транзистори з глибоким розділенням, що викону- ються за технологією «Ізопланар-2» [16]. Ці структури мають ряд переваг перед структурами, що одержані за звичайною планарно- епітаксійною технологією: 1) інтеґральний транзистор можна зро- бити субмікронних розмірів, так як структура оточена діоксидом і не вимагається точного збігу фотошаблонів < 0,1 мкм; 2) змен- шення розмірів і відсутність ємнісних бокових стінок сильно змен- шує паразитні ємності, що призводить до збільшення швидкодії та підсилювальних властивостей транзистора на високій частоті (рис. 13). Все це робить транзисторні структури типу «Ізопланар-2» дуже перспективними для субмікронних, надшвидкісних та радіяційно- тривких інтеґральних схем. Роль поверхні в такій структурі вико- нує межа поділу кремній-діелектрична ізоляція, до якої безпосере- дньо прилягає область бази. Так як поверхневі рекомбінаційні центри діють разом із об’ємними пастками, то відбувається покра- щення підсилювальних властивостей транзистора і за рахунок ін- жекції (ефективности) емітера і зменшення їх чутливости до радія- АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 91 ційних йонізуючих ефектів. Дана технологія є особливо ефектив- ною при реалізації льокального епітаксійного процесу формування біполярних транзисторних структур [28]. Особливо високу радіяційну тривкість до α-опромінення має так n + n + n + n + n + n + p p p n n p Jnn I IK1 K2Б Б K1 2 3 4 5 6 а б Рис. 12. Структура транзистора із інжекційним живленням (а) і його обла- сті поверхневої рекомбінації (б): 1 – інжектор; 2 – база; 3 – колектори; 4 – емітер; 5 – ізоляція; 6 – ФСС. A A n + pp n + n + n p n + n + n p -Sip КДБ-10(111)-4 p + p + JБS JБV JE JK SiO2 SiO2 1 2 1 2 3 4 5 6 7 а б в Рис. 13. Топологія (а) й структура по перерізу А—А (б) і розподіл густини ба- зового струму (в) для інтеґрального транзистора, виконаного за технологією «Ізопланар-2»: 1 – емітер; 2 – база; 3 – діелектрична ізоляція; 4 – колек- тор; 5 – охоронна область p +; 6 – захованийn+-шар; 7 –Si-підложжя. Полi-Si моно-Sin + n + n + n p -Si (100)n d1 w (100) (111) 35,8 35,8 K EБ SiO2 SiO2 а б Рис. 14. Дікед-структура (а) та ізолююча канавка в монокремнії, виго- товлена методою анізотропного щавлення (б). 92 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ звана «дікед-стуктура» (рис. 14), яка містить в собі як області моно- Si, так і області полікристалічного кремнію, який по суті справи є майже ізолятором. Це знижує рівень струмів втрат, як мінімум, на порядок, а швидкість поверхневої рекомбінації зменшується на два і більше порядки. Вихідним матеріялом для формування інтеґральних транзисто- рів є вже монокремній n-типу з орієнтацією (100). Так як площини (100) і (111) в кристалічній ґратниці кремнію розміщені під кутом 35,8° одна відносно другої, глибину ізолюючої канавки можна ви- разити через ширину w вікна в шарі SiO2 згідно з формулою 1 1 tg 35,8 2 2 w w d −= ° = . (24) Недоліком такої технології є використання прецизійного шліфу- вання та полірування Si-пластин після нанесення полікристалічно- го кремнію, які вносять додаткову дефектність. А тепер після розгляду особливостей топологічних структур інте- ґральних біполярних транзисторів повернемось до феноменологіч- ного підходу до аналізи радіяційних ефектів, викликаних йонізую- чим α-опроміненням. Електрофізичні параметри структур можна визначити як інваріянти технологічного або фізичного рівня. Саме ці параметри, як правило, є основою побудови фізико-топологічних моделів, які використовуються при проєктуванні ВІС. Так як елек- трофізичні параметри структур для фізико-топологічних моделів є вихідними або інакше внутрішніми параметрами, то при розрахун- ках треба знати їх числові значення. Проте безпосереднє вимірю- вання фізичних величин в інтеґральній схемі представляє складну задачу, коли використовують тестовий контроль. Тому в ролі інва- ріянтних параметрів зручно використовувати величини, які є фун- кцією лише електрофізичних характеристик, можуть бути виміря- ні звичайними електрофізичними методами і мають тісний зв’язок з важливими параметрами транзисторів. Такі узагальнені парамет- ри розглядаються як інваріянти інженерного рівня (розрахунку). В ролі таких інваріянтів можна використати густини струмів реком- бінаційних втрат в різних областях біполярних транзисторів і гус- тину струму інжекції емітерного переходу. Ці обрані нами параме- три є інваріянтними до топології ВІС. В загальному випадку базо- вий струм можна подати як Б vi sj i j I I I= +∑ ∑ , (25) де viI∑ – сума об’ємних складових струму рекомбінації; sjI∑ – сума поверхневих рекомбінаційних втрат. Кожна із складових струму об’ємної рекомбінації може бути АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 93 подана у вигляді vi vi iI J A= , де Jvi, Ai – густина струму об’ємних рекомбінаційних втрат і площа i-ої области. Густина струму ( )ЕБ, , ,viJ F R K U є функцією вихідних електрофі- зичних (F) параметрів структури (час життя носіїв τ, концентрація домішок N, рухливости носіїв μ), радіяційних (R) параметрів (пере- різ захоплення, швидкість введення радіяційних центрів, швидкість вилучення носіїв), конструктивних (K) параметрів (глибини заля- гання переходів, товщина епі-шару, поверхневий опір шару) і режи- мів роботи (UЕБ, UКБ – напруги зміщення емітерного та колекторного переходів). Аналогічно ми можемо подати і поверхневі рекомбінаційні втра- ти, які вже виражаються через густину струмів поверхневої реком- бінації: sj sj EjI J= Π , де ( )ЕБ КБ, , , ,sj sjJ J F R K U U= – густина струму на одиницю довжи- ни емітера, яка, як і об’ємна складова, залежить від фізичних (F), радіяційних (R), конструктивних (K) параметрів, і від режимів зміщення переходів UЕБ, UКБ; ΠEi – периметер емітерної j-области. Густина струму інжекції емітера в базову область визначається співвідношенням [17]: ( ) ( ) Б 2 ЕБ 0 expn i E w qD n J qU kT N x dx = ∫ , (26) де q – заряд електрона; Dn – коефіцієнт дифузії електронів; ni – концентрація власних носіїв заряду; wБ – ширина бази; N(x) – концентраційний профіль в базі; k – Больцманнова стала; T – те- мпература; UЕБ – напруга зміщення емітерного переходу. Струм інжекції JE з точністю до коефіцієнта переносу через базу є рівним струму колектора JК, причому величина ( )ЕБ, ,EJ F K U ви- значається вже фізичними параметрами структури, зміна яких під дією йонізуючого опромінення проходить лише після дії достатньо великих доз, тобто густина струму емітера слабо залежить від раді- яційних параметрів R. Як бачимо, величини Jvi, Jsi і JE є інваріянтами по відношенню до однотипних областей структур і топологічних розмірів (площ чи периметрів) окремих компонентів. Маючи набір таких параметрів, легко обчислити коефіцієнт підсилення будь-якої транзисторної структури з довільною геометрією. Для експериментального визначення густини струмів рекомбіна- 94 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ ції використовують спеціяльний набір тестових структур, виготов- лених в єдиному технологічному циклі кристала ВІС. Геометрію приладу (компонента) тестового набору обирають із умови виділення окремих складових рекомбінаційних втрат в різних областях струк- тури інтеґральної схеми та в різних режимах вимірювання. Такий тестовий набір піддають поетапному опроміненню в заданому діяпа- зоні потоків чи доз опромінення. Перехід від інваріянтних парамет- рів до електрофізичних характеристик здійснюють, розв’язуючи обернену задачу з використанням кореляційного зв’язку між елект- рофізичними параметрами і густиною струмів рекомбінації. Маючи набір таких феноменологічних залежностей густини струмів реком- бінації в заданому інтервалі α-потоків опромінення, можна, виходя- чи із геометричних розмірів будь-якого інтеґрального транзистора, сформованого за заданим видом технології, обчислити чи виміряти сумарний струм бази і тим самим визначати зміну коефіцієнта під- силення в залежности від дози опромінення. Дальше, порівнюючи набори таких феноменологічних залежнос- тей для різних модифікацій технологічного циклу формування структур ВІС, можна завжди вибрати найбільш оптимальний раді- яційно-тривкий варіянт. В цьому випадку використовують автома- тизовані системи вимірювань типу Т-4503, AUK-TEST. А тепер спробуємо визначити фізико-математичні моделі повер- хневих радіяційних ефектів в біполярних транзисторах при α- опроміненні. Утворення додаткових поверхневих станів (ПС) і зсув поверхневого потенціялу ϕs внаслідок накопичення заряду в оксиді при його α-опроміненні призводить до зміни кінетики рекомбіна- ційних процесів і розподілу електричного поля в приповерхневих областях. Внаслідок цього змінюються основні електричні параме- три транзисторів: обернені струми переходів, коефіцієнт підсилен- ня транзистора на різних частотних режимах. Ріст швидкости поверхневої рекомбінації призводить до таких ефектів: – зменшення коефіцієнта підсилення транзистора за рахунок збільшення поверхневої складової струму бази; – збільшення струму, що протікає через обернено зміщені p-n- переходи; – зміни низькочастотного шуму із спектральною густиною, що обернено пропорційна частоті 1/f шуму; – зміни часу розсмоктування носіїв із бази. Введення додаткових швидких поверхневих станів (ШПС) при- зводить також до зміни кінетики накопичення і розсмоктування неосновних носіїв заряду, тобто до зміни швидкодії транзисторів. Перерозподіл електричного поля в приповерхневих областях призводить до: – зміни величини пробивних напруг обернено зміщених переходів; АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 95 – зміни бар’єрних і дифузійних ємностей внаслідок зміни ефек- тивної площі переходів біля поверхні структури, що веде до зміни його амплітудно-частотної і фазово-частотної характеристик; – зміни коефіцієнта підсилення транзистора на високій частоті та його граничної частоти. В своїх дослідженнях основну увагу зосередимо на зміні оберне- ного струму і коефіцієнта підсилення транзисторів. В Si-приладах обернений струм утворюється в основному за рахунок ґенерації но- сіїв в області просторового заряду [17]. Густина поверхневої складо- вої ґенераційного струму визначається співвідношенням: ген.s iJ qn S= , (27) де Jген.s – густина оберненого струму поверхневої ґенерації; S – швидкість поверхневої рекомбінації, ni = 1,5⋅1010 см−3 – власна концентрація носіїв. Якщо швидкість поверхневої рекомбінації після α-опромінення досягає величини 105 см/с, то для Si, для якого ni = 1,5⋅1010 см−3 значення Jген.s = 2,5⋅10−4 А/см2. Розширення можливостей експериментальних діагностичних методик з вимірювання таких електрофізичних параметрів, як концентрація рекомбінаційних центрів, величина заряду в діоксиді кремнію та на межі Si—SiO2, швидкість поверхневої рекомбінації досягається за рахунок використання ТС біполярних транзисторів з керуючим електродом або затвором (рис. 15). Тут за допомогою по- ля затвора дуже чітко виявляються зони збагачення, збіднення та інверсії поверхні. При оберненій напрузі > 20 В дуже чітко видно області: 1 – збагачення (обернений струм дуже малий); 2 – збід- -Sip КДБ-10(111)-4 n + n + p + p + p n + Uобер. Uз I n обер., A Uз, В0 20 40 60 �20 �10 0 10 20 30 1 збагачення— 2 — iзб днення 3 i iнверс я— Uобер. 20 В Uобер. 10 В Uобер. 5 В Uобер. 3 В Uобер. 1 В α-опром ненняi а б Рис. 15. Тестова структура і ВАХ біполярного транзистора з керуючим за- твором для визначення впливу режиму поверхні поділу Si—SiO2 (збагачен- ня, збіднення, інверсія) та α-опромінення на величину оберненого струму: а – тестова структура; б – вольт-амперні характеристики при різних обе- рнених зміщеннях. 96 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ нення (під затвором уже утворюється область об’ємного заряду, що призводить до різкого зростання ґенераційного струму), і 3 – інве- рсії (обернений струм знову різко падає, внаслідок зменшення про- міжка, в якому область об’ємного заряду контактує з оксидом). Пі- сля α-опромінення ґенераційний струм різко збільшується і в зале- жности від дози приймає різні значення. Інверсія провідности базо- вої области, що призводить до утворення таких канальних втрат між емітером і колектором, викликає сильну деґрадацію електрич- них параметрів біполярних транзисторів. Ця методика діагностич- ного контролю дозволяє визначити вплив різних гетерних покрить (ФСС, SixOyNz) та металізації (алюмінійової, полікремнійової, полі- цидної) на радіяційну тривкість біполярних ІС. Під дією α-опромінення як радіяційного оброблення змінюється також і коефіцієнт підсилення біполярного транзистора. В типовій структурі n—p—n-транзистора з ізоляцією p—n-переходом або вико- наною за технологією «Ізопланар-1» зменшення коефіцієнта підси- лення під дією поверхневих радіяційних дефектів проводять за ра- хунок збільшення радіяційних втрат на поверхні бази, що прилягає до периферії емітерного переходу і росту струму інжекції неоснов- них носіїв із бази в емітер в областях під оксидною плівкою. Роз- глянемо їх вплив окремо: струму рекомбінації в пасивній області бази та струму інжекції дірок в емітер. Струм інжекції із бічної стінки емітерного переходу в базу можна подати у вигляді суми струмів, зумовлених рекомбінацією на пове- рхневих станах межі Si—SiO2 Is, рекомбінацією на глибоких пастках в збідненому шарі Ir і рекомбінацією в нейтральній пасивній базі Id (рис. 16). Виходячи із цього, можна записати Бn s r ddJ dJ dJ dJ= + + , (28) де dJs, dJr, dJd – зміни густини струмів в інтервалі dy, що зв’язані з поверхневою рекомбінацією, рекомбінацією в області x y w dy n + Ir Id Is Iδn p 1 2 3 4 Рис. 16. Структура емітерного переходу біполярного транзистора і складо- ві базового струму рекомбінації: 1 – емітер; 2 – SiO2; 3 – область збід- нення бази; 4 – нейтральна пасивна база. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 97 об’ємного заряду (збіднення) та в нейтральній базі. Тоді 0 0 ; ; , w s s r r d nw n n dJ qU dy dJ q U dx dy dJ q dx dy ∞⎛ ⎞ ⎛ ⎞− = = =⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎜ ⎟τ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ∫ ∫ (29) де Us – темп поверхневої рекомбінації; Ur – швидкість об’ємної рекомбінації в шарі збіднення, τn – час життя електронів в па- сивній базі, n0 – рівноважний рівень неосновних носіїв n в базі. Густину базового струму dJБn можна визначити із співвідношень: 2 2 2 Б 1 2 3ndJ J J J= + + , (30), де ЕБ 1 0 2 TU n n sJ qD Q U d φ = η∫ , ЕБ 2 0 0 2 TU w n n rJ qD Q U dx d φ ⎛ ⎞ = η⎜ ⎟ ⎝ ⎠ ∫ ∫ , ( ) ЕБ 2 3 0 2 1 TU i n n n n as n L J qD Q e d N φ η= − η τ∫ , ( )Fn FpE E kTη = − – зсув Фермійового рівня в області об’ємного заряду (при y = 0, ЕБqU kTη = ), 2 ( ) i as n n w e N η= , ( ) 0 , w nQ q n x y dx= ∫ . Як бачимо, кожна компонента густини струму залежить від добутку двох множників: перший визначається зарядом неоснов- них носіїв в області просторового заряду біля поверхні Qn; другий – темпом рекомбінації у відповідних областях (s, r, d, що зв’язані з поверхневою рекомбінацією, рекомбінацією в області об’ємного заряду (збіднення) та в нейтральній базі). Для eη >> 1, що завжди має місце в транзисторі, 0 lns s s s s s s i n p p n U S p n n + = + , (31) де 0 2 st st TS kT D v= σ – питома швидкість поверхневої рекомбінації, ns; ps – поверхневі концентрації носіїв; σst – переріз захоплення на поверхневі пастки; vT – теплова швидкість. Швидкість рекомбінації в області просторового заряду – 2 2 i r t T t i pn n U v N n p n − = σ + + , (32) де σt, Nt – переріз захоплення і концентрація пасток в області збіднення. 98 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ Розглянутий підхід дозволяє виразити струм рекомбінації по периферії бази та емітерного переходу через чотири параметри: 1) ефективний заряд в оксиді; 2) швидкість поверхневої рекомбі- нації S0; 3) концентрацію леґуючої домішки Nas; 4) час життя в об- ласті пасивної бази. Для типових планарних структур [18] густина струму визнача- ється головним чином складовою, що зв’язана з рекомбінацією на поверхневих станах межі поділу Si—SiO2 співвідношенням: ЕБ 0 exps s s T U J J m ⎛ ⎞ = ⎜ ⎟φ⎝ ⎠ , (33) де величина ms визначається зарядом в оксиді SiO2; Js0 – зале- жить як від заряду в оксиді, так і швидкости поверхневої реком- бінації. На рисунку 17 надані залежності Js0 і ms як функції за- ряду в окислі Nеф та швидкости поверхневої рекомбінації. Вплив α-опромінення (дози) на величину m-фактора розглянемо дещо нижче при аналізі експериментальних даних. А тепер пове- рнемося до впливу струму інжекції дірок із бази в емітер. Необхідність врахування струму інжекції при розгляді поверхне- вих радіяційних ефектів зв’язано із ефектом звуження ширини за- бороненої зони при великих ступенях леґування емітерної області, що ведеться для збільшення ефективности емітера. Так звуження забороненої зони при концентраціях донорної домішки в емітері до 1019—1021 см −3 і сприяє зростанню струму інжекції дірок в базу. Саме з цим зв’язаний той факт, що коефіцієнт підсилення транзисторів практично повністю визначається ефективністю емітера [17, 18]. Як правило, високий ступінь леґування емітера одночасно су- проводжує як зменшення глибини залягання емітерного переходу, Js0, A/см Js0, A/см mS mS S, см/сNеф, см �3 10 �14 10 �13 10 �12 10 �16 10 �15 10 �14 10 �13 10 �15 10 �17 10 10 10 11 10 12 10 2 10 3 10 4 10 5 10 6 0,4 0,8 1,2 1,6 1,0 1,2 1,4 1 2 1 2 Рис. 17. Залежність струму насичення Js0 і m-фактора від густини ефек- тивного заряду в оксиді Nеф та швидкости поверхневої рекомбінації S: (1 – Js0, 2 – ms); Nеф і S змінювали α-опроміненням. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 99 так і витіснення емітером бази, а захованим шаром – колекторної области. Поверхню емітера можна розділити на області, які є по- криті металом і оксидом, причому частина оксиду теж покрита ме- талом (рис. 18). В цьому випадку струм інжекції дірок із бази в емі- тер буде визначатись наступним співвідношенням: 0 0 0 0p p p m m pm mI J A J A J A= + + , (34) де Ip – повний струм інжектованих дірок; A0, A0m, Am – площі еміте- рної области, покритої оксидом, металізованої частини оксиду над емітером та омічного контакту; Jp0, Jp0m, Jpm – їх відповідні густини. Швидкість поверхневої рекомбінації в даних трьох областях бази є різною. До опромінення вона мінімальна під оксидною плівкою і мак- симальна під областю металізації. Ріжниця швидкостей поверхневої рекомбінації під відкритим оксидом і покритим металом зв’язана з різною величиною поверхневого потенціялу в цих областях ϕs. Після опромінення швидкість поверхневої рекомбінації під оксидом значно зростає, а під металом залишається на цьому ж рівні. Тому струм ін- жекції дірок під шаром оксиду при опроміненні зміниться. Якщо емітер виконаний із леґованого (P, As) полікремнію, то введення по- верхневих радіяційних дефектів опроміненням призводить вже до помітної зміни швидкости рекомбінації по всій площі емітера. Обчислимо струм інжекції дірок для довільної величини швид- кости поверхневої рекомбінації. Якщо донорна домішка Nд в еміте- рній області розподілена за Ґавсовим законом (це завжди має місце), 2 д д д exp E s w x N N L ⎡ ⎤⎛ ⎞−⎢ ⎥= − ⎜ ⎟⎜ ⎟⎢ ⎥⎝ ⎠⎣ ⎦ , (35) де Nдs – поверхнева концентрація донорної домішки, wE – ши- рина нейтральної області емітера, Lд – характеристична довжи- n + p 1 2 3 4 5 Jp0 Jp m0 Jpm p n + Jp 0 wE x 1 2 3 wE x Nd Nds Nd0 E а б в Рис. 18. Структура емітерного переходу (а), область об’ємного заряду (б) і розподіл донорних домішок (в): 1 – база (p); 2 – область об’ємного заряду; 3 – емітер (n+); 4 – SiO2; 5 – металізація Al. 100 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ на донорної домішки. На рисунку 18, в початок координат співпадає з межею области просторового заряду емітерного переходу, а поверхня емітера відпо- відно має координату x = wE. Як правило, поверхнева концентрація Nдs емітерної домішки (P, As) складає 1020—1021 см −3, а значення Nдs домішки в області збіднення емітерного переходу складає 1017—1018 см −3. Такий перепад концент- рацій викликає ефект звуження ширини забороненої зони внаслідок появи «хвоста» густини домішкових станів. Експериментальні дані, що дають величини звуження ширини забороненої зони для n- і p-Si, подано на рис. 19 [19]. Для концентрацій 1017—1020 см−3 звуження можна подати фун- кцією: д ln qK q q N E E N ⎛ ⎞ Δ = ⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎝ ⎠ , (36) де Eq, Nд, Kq – коефіцієнти апроксимації, які рівні для n-Si: (Ea = 18⋅10−3 еВ, Nд = 1017 см−3, Kq = 1); для p-Si (Eq = 4,2⋅10−3 еВ, Nд = 1017 см−3, Kq = 1,85). Звуження забороненої зони кремнію ви- кликає також зміну концентрації власних носіїв заряду: ( )2 2 0 expi i qn n E kT= Δ , (37) де ni0 = 1,5⋅1010 см−3. Густина інжектованих в емітер дірок із бази буде визначатися із сумісного розв’язку рівнань дифузійного та ґенераційно-рекомбіна- ційних процесів: N, см �3 ΔEq, eB 0,12 0,08 0,04 10 17 10 18 10 19 10 20 1 2 Рис. 19. Залежність величини звуження ширини забороненої зони від рівня леґування Si: 1 – p-Si; 2 – n-Si. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 101 01 , 0p p p p p dJ p pdp J qp E qD dx q dx − = μ − + = τ , (38) де p, μp, Dp, τp – концентрація, рухливість, коефіцієнт дифузії і час життя дірок; E – напруженість електричного поля; p0 – рі- вноважна концентрація дірок. При нерівномірному леґуванні емітерної области в емітері діє сильне гальмівне електричне поле, величина якого визначається із співвідношення [19]: 2 д 2 д 1 1i T i dNdn E dt N dxn ⎡ ⎤ = φ −⎢ ⎥ ⎢ ⎥⎣ ⎦ , (38′) яке з врахуванням ефекту звуження ширини забороненої зони приймає вигляд: ( ) 1 д 2 2 ln 1 qK G GT E qd NE K E w x kT NL −⎡ ⎤⎛ ⎞φ ⎢ ⎥= − −⎜ ⎟⎜ ⎟⎢ ⎥⎝ ⎠⎣ ⎦ . (39) Графічно це виглядає так (див. рис. 20). Поблизу емітерного переходу електричне поле E є гальмівним (обл. І), а починаючи з деякого граничного значення xгр, міняє знак і стає пришвидшувальним. Значення граничної координати і кон- центрації донорної домішки в точці xгр виразимо співвідношенням 1 ( 1) 1 ( 1) гр д д грln , ( ) exp q qK K as E q G q q G q N kT kT x w L N x N N E K E K − −⎡ ⎤⎛ ⎞ ⎛ ⎞ ⎢ ⎥= − − =⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎢ ⎥⎝ ⎠ ⎝ ⎠⎣ ⎦ , (40) 0,1 0,2 0,3 x, мкм E, 10 , 3 В/см 6 4 2 �2 �4 �6 « »� « »+I II xгр Рис. 20. Зміна напружености електричного поля в області емітера. 102 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ В області І, де діє гальмівне поле, залежність напружености електричного поля від координати апроксимується виразом: макс гр 1 x E E x ⎛ ⎞ = −⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎝ ⎠ , (41) де Eмакс – це поле E при x = 0. 1 д0 макс 2 2 1 ln . qK q qT E d q E K N E w L kT N −⎡ ⎤⎛ ⎞φ ⎢ ⎥= − ⎜ ⎟⎜ ⎟⎢ ⎥⎝ ⎠⎣ ⎦ Час життя носіїв заряду (дірок) в емітері τp зв’язаний із реком- бінацією на пастках τn і Оже-рекомбінацією τоже [19] оже 1 1 1 p п = + τ τ τ , де оже 2 д 1 nC N τ = , Сn = 2,8⋅10−31 см6⋅с−1. В області ІІ емітера, де поле є пришвидшувальним, рекомбінація проходить за Оже-механізмом, а в області І, де поле гальмівне, – рекомбінацією на пастках. Тому для области ІІ можна вважати τp = τоже. На поверхні емітера рекомбінація визначається вже швидкістю рекомбінації Sp. Тоді густину струму інжекції дірок із бази в висо- колеґовану область емітера можна подати виразом [19]: ( )0 ЕБexpp p TJ J U= φ , (42) де 0 01 02 0p sJ J J J= + + – густина струму насичення, що рівна су- мі струмів рекомбінації в області І – J01; в області ІІ – J02; і струму рекомбінації на поверхні емітера J0s і визначаються на- ступними співвідношеннями: ( ) ( )гр 1 2 гр 1 01 гр 3 д0 3 0 1 гр erf 1 2exp 2 1 1 2 erf 2 x iE п K x x n K x J q x x K dx N K K x ⎡ ⎤⎡ ⎤ −⎢ ⎥⎢ ⎥ ⎢ ⎥⎢ ⎥= − + τ + ⎢ ⎥⎢ ⎥ ⎢ ⎥⎢ ⎥⎣ ⎦⎣ ⎦ ∫ ; ( ) 22 1 гр 2 02 д0 гр 3 2 exp 2 1 1 iE E p p K xn K J q N w x K S D ⎛ ⎞ = −⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎛ ⎞−⎝ ⎠ + +⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎝ ⎠ ; АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 103 ( ) 22 1 гр 0 д0 гр 3 2 exp 2 1 1 piE s E p p SK xn J q N w x K S D ⎛ ⎞ = −⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎛ ⎞−⎝ ⎠ + +⎜ ⎟⎜ ⎟ ⎝ ⎠ ; τn – час життя дірок в області гальмівного поля І; макс 1 грT E K x = φ ; 22 дгр гр2 2 2 д д д д 2 д erf 2 erf 1 exp 2 ; 8 4 pE E n s n s p S Lw x w x K C N L C N L D L ⎧ ⎫⎛ ⎞⎛ ⎞ ⎛ ⎞− −π ⎪ ⎪⎜ ⎟= + − −⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎨ ⎬⎜ ⎟ ⎜ ⎟⎜ ⎟⎪ ⎪⎝ ⎠ ⎝ ⎠⎝ ⎠⎩ ⎭ ( ) 1 2 гр 3 гр1 1 2 erf 2 2 1 p E p p p K K S x K w xK D S D + = ⎛ ⎞− +⎜ ⎟⎜ ⎟π ⎝ ⎠ ; Dp1, Dp2 – усереднені значення коефіцієнтів дифузії дірок в обла- стях І і ІІ відповідно. Аналіза одержаних закономірностей показує, що струм інжекції дірок із бази в емітер суттєво залежить від швидкости рекомбінації дірок на поверхні Sp емітера. Якщо взяти зміну Sp = 0, що відповідає відбиваючому контакту, до значення Sp = ∞ при вбираючому контакті, густина струму інже- кції дірок змінюється монотонно. Розрахунок, проведений для Nдs = 1020 см −3, Nд0 = 1017 см −3, wE = 0,4 мкм для Sp = 0 і Sp = ∞ дає на- ступні графічні залежності: 1 – Jp0 при Sp = ∞; 2 – Jp0 при Sp = 0; 3 – J0s при Sp = ∞; 4 – J01 при Sp = ∞; 5 – J02 при Sp = ∞. Основний внесок струмів рекомбінації в області гальмівного поля J01, в області Оже-рекомбінації J02 і поверхневої рекомбінації J0s скла- дають: 20, 10 і 70% для Nд0 = 1016 см −3; 10, 15, 75% для Nд0 = 1017 см −3; 5, 20, 75% для Nд0 = 1018 см −3. При Sp = 0 складова J0s = 0, а відносна доля струмів рекомбінації в областях І і ІІ дорівнює: 40, 60% для Nд0 = 1016 см −3; 10, 90% для Nд0 = 1017 см −3; 5, 95% для Nд0 = 1018 см −3. Основний внесок у струм насичення дає область Оже-рекомбінації. 3. ЕКСПЕРИМЕНТАЛЬНЕ ДОСЛІДЖЕННЯ РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ В БІПОЛЯРНИХ ІНТЕҐРАЛЬНИХ СХЕМАХ. КОНСТРУКТОРСЬКО-ТЕХНОЛОГІЧНІ АСПЕКТИ ПІДВИЩЕННЯ РАДІЯЦІЙНОЇ ТРИВКОСТИ БІПОЛЯРНИХ ІС На всіх етапах виробництва і випробувань напівпровідникових при- 104 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ ладів і інтеґральних схем опромінення призводить до утворення і від- палу дефектів структури, а також до релаксації нерівноважних ато- мових конфігурацій і активацій різних квазихемічних реакцій [20]. Опромінення монокристалічного кремнію α-, β- чи γ-променями дає можливість впливати на зміну електрофізичних параметрів приладових структур ВІС. У випадку кремнію основною дією йоні- зуючого опромінення є ґенерація електронно-діркових пар, які змінюють електрофізичні параметри структур ВІС [21]. При виготовленні ВІС у субмікронній технології використовують ряд радіяційних технологічних процесів: електронну, йонну, Рент- ґенову літографії, йонну імплантацію, ультрафіолетове експону- ТАБЛИЦЯ 1. Енергетичні рівні в Si при його опроміненні α-частинками. n-кремній p-кремній Пік ΔE, еВ σn⋅10−12, см2 Пік ΔE, еВ σp⋅10−15, см2 E1 0,12 ± 0,01 (5—60)⋅10−6 H0 Eν + 0,13 4,8 E1 0,16 ± 0,015 (3—90)⋅10−4 H2 Eν + 0,29 25 E2 0,21 ± 0,02 (1—8)⋅10−4 H3 Eν + 0,55 10 E2 0,38 ± 0,03 (6—25)⋅10−5 H4 Eν + 0,35 1—3 E3 0,44 ± 0,03 (1—4)⋅10−3 H5 Eν + 0,20 1,1 E4 0,48 ± 0,05 (1—15) H6 Eν + 0,22 2 H7 Eν + 0,26 2,1 ТАБЛИЦЯ 2. Експлуатаційні характеристики радіяційної устави АОИС- 17Б. № п/п Параметри Значення параметра 1 Площа робочого вікна джерела 15 см2 2 Активність джерела опромінення АИПЕЛ-3 5,5(0,15)ГБ, (Ki) 3 Потік зовнішнього α-опромінення > 1,0 мВт 4 Енергія вихідного α-опромінення 4,5—5,0 МеВ 5 Густина потоку α-частинок із джерела 5⋅107 с−1⋅см−2 6 Поверхнева нерівномірність опромінення < 20% 7 Загальна активність опромінювача 3,5 Ki 8 Діяпазон реґулювання віддалі між об’єктом (Si-пластиною) і опромінювачем 5—20 см 9 Температура при опроміненні 120—150°С 10 Рівень гальмівного випромінення на зовнішній поверхні 1,4 мР/Г 11 Кількість оброблюваних Si-пластин ∅150 мм 10 шт. 12 Доза опромінення 1010—1014 см2 АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 105 вання, електронно-променеве напорошення контактних металів, плазмохемічне осадження діелектриків і металів, підгонку порого- вих напруг і коефіцієнта підсилення йонним леґуванням або α- опроміненням. Величина дози вбирання Dn йонізуючого випромі- нення за один технологічний цикл може складати 104—108 рад. Оскільки довжина вільного пробігу електронів і α-частинок, що ви- користовуються в таких процесах, складає 0,2—8 мкм, то частина електронів або α-частинок буде йонізувати як діелектрик, так і на- півпровідник. Надзвичайно важливим для радіяційної технології є дослідження накопичення заряду в діелектрику і зміни концентра- ції носіїв заряду в області просторового заряду p—n-переходу чи МОН-структури, розглянутих нами вище. При опроміненні кремнію зарядженими частинками високих енергій (α-частинками чи променями) утворюється неоднорідний по глибині розподіл радіяційних дефектів (РД), які можна викори- стати для льокальної зміни параметрів напівпровідника і створених на їх основі приладових структур. Методами нестаціонарної спектроскопії глибоких рівнів (DLTS) в n- і p-Si визначено енергетичні рівні (Ei, Hi) і перерізи захоплення носіїв заряду (σn, σp) дефектів, що ґенеруються α-частинками (табл. 1) [22]. Радіяційне оброблення приладових структур ВІС (як біполярних, так і МОН-структур) проводилось на спеціяльно розробленій уставі АОИС-17Б з використанням тестових структур і радіонуклідних джерел α-опромінення 238Pu, що забезпечувала стабільність пара- метрів поля опромінення, дозові зміни режимів опромінення, висо- ку технологічність і чистоту процесу. Технічні характеристики устави наведені в табл. 2. Устава α-опромінення АОИС-17Б виконана на базі напорошува- льної устави УВН-75Р2 і містить опромінювач із α-джерелом, каме- ру опромінення з вікном для візуального спостереження, систему вакуумного відсмокування, пульт управління з радіометричним приладом з давачем детектування α- і γ-променів. Попередньо уста- ва калібрувалася за допомогою дозиметричних (полімерних) плівок типу ЦДП-4-2, у яких після α-опромінення за допомогою спектро- метра СФ-26 фіксувалась оптична щільність в залежности від інте- ґрального потоку α-частинок для конкретних джерел АИПЕЛ-3, АИПЕЛ-4 (рис. 22). Кремнійові пластини ∅100(150) мм із структурами ВІС опроміню- вали на уставі АОИС-17Б несфокусованим потоком α-частинок з ене- ргією 5,0—5,5 МеВ від джерела АИПЕЛ-3 (Pu238) при кімнатній тем- пературі. Для одержання необхідних величин електрофізичних па- раметрів густина α-потоку складала 5⋅107 см 2/в·с дози 1,2⋅1010— 1,4⋅1014 см −2. Висока рівномірність і стабільність опромінення дося- галась за рахунок термостабілізації α-джерела, обертання підклад- котримача і вакуумної системи відсмоктування. 106 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ Зміну характеристик кремнійових p—n-переходів біполярних транзисторів під дією α-частинок досліджували на спеціяльно сфо- рмованих тестових структурах з використанням стандартної техно- логії ІС серії 140. ВАХ p—n-переходів вимірювали в інтервалі стру- мів 10−8—10−9 А (прямі гілки – ПГ) і 10−8—10−5 А (зворотні гілки – ЗГ) при зміні напруги від 0 до 1,5 В. Експериментальні залежності ВАХ для діодних структур до і пі- сля опромінення різними дозами зображені на рис. 23. Для неопро- мінених зразків m-фактор (m = 1,23 для p-Si і m = 1,41 для n-Si) вка- зує на переважаючу роль дифузійної складової для p-Si і значний вклад ґенераційно-рекомбінаційних процесів для n-Si. При опромі- ненні α-частинками таких ТС по глибині структур та в оксиді утво- рюються неоднорідні за розподілом радіяційні дефекти (РД), які 10 17 10 18 10 19 10 17 10 16 10 16 10 18 10 19 10 20 1 2 3 4 1 2 3 4 J, 10 A/ �12 см, J, 10 A/ �12 см, Nд0, см �3 Nд0, см �3 1 2 3 4 5 Рис. 21. Залежність складових густини струму насичення інжектованих дірок із бази в емітер від концентрації донорів на межі емітерного пе- реходу: 1 – Jp0 при Sp = ∞; 2 – Jp0 при Sp = 0; 3 – J0s при Sp = ∞; 4 –J01 при Sp = ∞; 5 – J02 при Sp = ∞. 2 4 6 8 10 12 14 16 0,1 0,2 0,3 S, iв дн. од. N·10 , 12 см �2 Рис. 22. Калібрувальний графік залежности оптичної густини дозимет- ричної плівки ЦДП-4-2 від потоку α-частинок джерела АИПЕЛ-3. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 107 суттєво впливають уже на ґенераційно-рекомбінаційні процеси. Поява радіяційних дефектів з рівнями E1, E2, E3, які виявляють ак- цепторну дію, призводить до зменшення провідности базової облас- ти (n-Si). Однак при дозі 3⋅1012 см −2 спостерігається зниження m- фактора з величини m = 1,41 до 1,34, що вказує на переважаючу вже роль дифузійної складової струму. Із збільшенням дози до 18⋅1012 см −2 m-фактор збільшується вже до величини m = 1,59, що вказує на переважаючу роль ґенераційно-рекомбінаційних проце- сів в p—n-переходах інтеґральних транзисторів. У зразках на основі p-Si утворення РД, що зґенерувалися α-час- тинками, призводить до появи рівнів Eν: +0,2 еВ, +0,29 еВ, +0,55 еВ. З ростом дози опромінення до 18⋅1012 см −2 m-фактор зростає з m = 1,23 до m = 1,49—1,51, що вказує на збільшення ґенераційно- рекомбінаційних процесів. Лінійність гілок ВАХ може бути апрок- симована виразами: m = 1,23 + 0,111∅ для p-Si, m = 1,41 + 0,127∅ для n-Si. (43) Обернені гілки ВАХ описуються залежністю BI AU= , де показ- ник B = 0,42—0,45; і константа A = 2,2—2,6, що вказує на переважа- ючу роль ґенераційно-рекомбінаційних процесів. Підтвердженням цьому є зменшення часу життя носіїв заряду з 240—360 мс до 12—86 мс для дірок і з 86—104 мс до 6—15 мс для електронів. Додатково досліджувались ТС із сформованими біполярними тра- нзисторами: n—p—n і p—n—p-типів. Слід відзначити великий вплив α- опромінення на величину коефіцієнта підсилення Bст (рис. 24). При α-опроміненні із-за рекомбінаційних процесів у базі різко зменшується коефіцієнт підсилення транзисторів стB і майже не змінюється коефіцієнт підсилення на високій частоті (f = 100 МГц, 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0 10 �2 10 �1 10 0 10 1 10 2 10 3 10 �2 10 �1 10 0 10 1 10 2 10 3 U, В U, В Iпр, мА Iпр, мА 1 2 3 4 5 1 2 3 4 5 КДБ-10(111) КЕФ-4,5(100) -Sip -Sin Рис. 23. Прямі ВАХ p—n-переходів із радіяційним обробленням α-частин- ками з потоком ∅1012 см −2: 1 – ∅ = 0; 2 – ∅ = 1,8; 3 – ∅ = 3; 4 – ∅ = 5; 5 – ∅ = 14. 108 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ де β = 8—10). Це вказує на високу ефективність використання цієї методи в біполярній технології ВІС для цілеспрямованого керування параметрами транзисторів без зменшення їх швидкодії, особливо p— n—p-типу. Крім цього, дана метода використовувалася для оцінки радіяційної тривкости конструкторсько-технологічних варіянтів ре- алізації субмікронних структур ВІС, а саме дікед-технології, плана- рно-епітаксійної з ізоляцією p—n-переходом та оксинітридною паси- вацією, ізопланарною технологією з льокальною епітаксією та бага- тозарядною імплантацією. Використання ізопланарної ізоляції (рис. 25) дозволяє зменшити поздовжні геометричні розміри транзисторних структур, наблизив їх до субмікронного рубежу проекційної літографії. Однак ізоплана- рні структури теж мають ряд специфічних властивостей, так як ок- сидна плівка в таких структурах контактує з активною областю бази та ізолюючою підкладкою p-типу (КДБ-10), внаслідок чого радіяцій- ні дефекти на межі оксид-напівпровідник сильно впливають на ха- рактеристики транзисторів. В результаті йонізуючого α-опромінен- 2 4 6 8 10 12 14 2 4 6 8 10 12 14 16 5 10 15 20 25 50 100 150 200 250 300 Bст Bст �·10 , см 12 2� �·10 , см 12 2� без опром ненняi без опром ненняi p–n–p –n–p n Рис. 24. Зміна коефіцієнтів підсилення n—p—n і p—n—p інтеґральних тран- зисторів в залежности від дози α-опромінення. -Sip КДБ-10(111)-4 p + n + n + n + nn pp SiO2 SiO2 SiO2 Рис. 25. Інтеґральна мікроелектронна структура з ізопланарною ізоля- цією елементів. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 109 ня зростає заряд в оксиді та накопичуються поверхневі стани, які спричиняють наступне: – утворення канальних струмів втрат між колектором і емітером за рахунок інверсії провідности базової p-області, що прилягає до стінок оксиду; – виникнення канальних струмів втрат між окремими ізолюю- чими областями внаслідок інверсії провідности підкладки під да- ною частиною оксиду між двома n +-захованими областями; – поява ефекту нерівномірного розподілу струму, що інжекту- ється емітером, у прилягаючі до оксиду області до настання інверсії провідности; – збільшення рекомбінаційних втрат на бічних стінках оксиду. Поява таких ефектів зумовила подальший розвиток ізопланарної технології в частині підвищення її радіяційної тривкости при пере- ході в субмікронний діяпазон, що наблизило її по величині радія- ційної тривкости до дікед-технології. Розглянемо ці конструкторсько-технологічні аспекти ізопланар- ної технології. 1. Умова утворення інверсного провідного шару для однорідно леґованої бази при нульовому зміщенні на переході емітер-база. Нехай в оксиді на межі з напівпровідником льокалізований деякий ефективний заряд, що відповідає позитивному заряду в діелектри- ку і заряду поверхневих станів на межі Si—SiO2. Під дією цього су- місного заряду в базовій області виникає електричне поле, перпен- дикулярне до стінки оксиду і проходить згин енергетичних зон (рис. 26). Для густини струму дірок, що направлений до пристінної об- ласти бази, буде визначатися як 0p p x p dp J qp E qD dx = μ − = , (44) n n + pn � n � n n + p w EV Efp Ei EC x qφS 2qφ qφ qφ Fi Fi а б в Рис. 26. Явище інверсії провідности в ізопланарній структурі в пристінних областях бази: а – структура з інверсією бази; б – баланс заряду в припо- верхневій області бази; в – зонна діяграма области бази. 110 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ звідки визначимо величину електричного поля T x dp E p dx φ = . З іншої сторони, об’ємний заряд і електричне поле зв’язані між собою Пуассоновим рівнанням: 0 x adE p n N q dx − − = εε , (45) де ( )( ) aQ x q p n N= − − – об’ємний заряд в напівпровіднику, що утворюється за рахунок дії електричного поля. Враховуючи ці два вирази та 2 ipn n= , одержуємо 2 2 0 1 a iT x x N nq E dE dp p p ⎛ ⎞φ = − −⎜ ⎟εε ⎝ ⎠ . (46) Інтеґруючи ліву частину від 0 до Es, а праву – від Na до ps, де Es і ps – напруженість поля і концентрація дірок на межі з оксидом, маємо: 2 д 2 1 ln 1s a a iT s a s s a p N N n E L N p p N ⎛ ⎞φ = − + + −⎜ ⎟ ⎝ ⎠ , (47) де 0 д T a L qN εε = φ – Дебайова довжина, а умова створення каналу є 2 i s a n p N = еф д 0 2 ln aT s i QN E L n φ = = εε . (48) Звідси ( )еф 0інв 2 ln a a i N Q kT N n = εε , еф еф Q N q = , ( ) 0 еф інв 2 ln a T a i N N N q n εε = φ . (49) Тобто ефективна густина заряду в оксиді, при якій проходить утво- рення каналу інверсії, визначається ступенем леґування базової об- ласти. Для різних концентрацій акцепторів в базі Na ефективна гу- стина заряду в оксиді, що спричиняє інверсію, графічно виглядає так (рис. 27). Як бачимо, для усунення інверсії треба збільшувати ступінь леґування бази. Ефективним способом усунення цього ефекту є: 1) двостадійний процес формування льокального оксиду – окиснення в сухому кис- ні + окиснення за підвищеного тиску на уставі термокомпресійного АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 111 окиснення «Термоком». Окиснення в сухому кисні знижує густину поверхневого заряду < 1011 см −2; 2) леґування бази слід проводити бага- тозарядною імплантацією, що зміщує максимум концентраційного профілю вглибину базової области і забезпечує усунення інверсії. Ширина области збіднення досягає максимального значення при інверсії провідности і є рівною: 02 2 iF a w qN εε = φ , (50) де ln i a F T i N n φ = φ , еф a nQ Q Q= + – сума заряду акцепторних домі- шок і заряду електронів в каналі. Якщо ( )0 ЕБ2 2 ia a a FQ qN w N U= = εε φ ± , де ЕБ2 iF Uφ ± – значен- ня поверхневого потенціялу з врахуванням дії Si-підкладки, то струм каналу (польового транзистора) (рис. 28) виразиться через заряд в каналі як [17]: канал КЕ Б/n nI Z Q U w= μ , (51) де ефn aQ Q Q= − , Z – ширина каналу; wБ – довжина базової об- ласти; μn – рухливість електронів; UКЕ – напруга UКЕ біполярно- го транзистора. Тоді ( )канал КЕ еф 0 ЕБ Б 2 2 in a F Z I U Q qN U w ⎡ ⎤= μ − εε φ −⎢ ⎥⎣ ⎦ . (52) Це дуже важливий висновок, який підтверджений експеримен- тально і за допомогою співвідношення (52); використовуючи тесто- 10 16 10 17 10 18 10 19 10 11 10 12 10 13 10 15 Na, см �3 Nеф нверi , см �3 эi iнверс я i iiнверс нема э Рис. 27. Залежність ефективної густини заряду в оксиді, при якій про- ходить інверсія базової области, від рівня її леґування. 112 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ вий транзистор, ми можемо в ході технологічного процесу визнача- ти як ефективний заряд в окисі Qеф, так і рухливість електронів. Для цього достатньо виміряти струм каналу для двох напруг UЕБ і UКЕ та скласти систему двох рівнань. Ця залежність має наступний вигляд (рис. 29). 2. Утворення струму каналу між захованими n +-шарами виявля- ється як збільшення вхідного струму логічного вентиля при високо- му рівні напруги на вході ( )1 вхI [23]. Із рисунка 25 видно, що на вхідну характеристику впливає струм паразитного МОН-транзистора, утво- 0,01 0,1 1 10 16 10 15 10 17 10 18 Na, см �3 ,w мкм E K Б П а б Рис. 28. Індукування каналу між емітером і колектором біполярного тран- зистора за рахунок модуляції каналу польового транзистора (а) та залеж- ність максимальної области збіднення при інверсії від ступеня леґування бази (б). 20 40 60 0,2 0,4 0,6 0,8 UЕБ, В Iкан, мкА 1 2 3 Nеф Рис. 29. Залежність струму каналу від напруги ЕБU для тестового транзи- стора: Z/wБ = 50; Na = 1016 см −3; μn = 300 см 2/В⋅с; 2ϕE = 0,69; UКЕ = 1 В; 1 – Nеф = 4⋅1011 см −2; 2 – Nеф = 3⋅1011 см−2; 3 – Nеф = 1⋅1011 см−2. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 113 реного охоронною областю р + та польовим товстим оксидом. Це має місце в схемах різних світових фірм: «Fairchild», «Signetics», «Mo- torola», «Texas Instruments». Зменшити величини струму втрат між захованими n +-областями можна за допомогою наступних технологі- чних рішень: – використанням високолеґованого р+-шару в донній частині оксиду, сформованого багатозарядною імплантацією бору (В++), або формуванням ретроґрадної охоронної р+-области; – заміна р+-области на область р+-область леґовану цезієм (Cs+). Мала рухливість цих йонів забезпечує високий рівень поро- гових напруг паразитного транзистора; – введенням в оксид від’ємного заряду за рахунок галогенів, наприклад F−; – зменшенням позитивного заряду в оксиді попереднім окси- дуванням донної частини охоронних областей в сухому кисні. 3. Ефект нерівномірного розподілу струму інжекції емітера. Цей ефект створюється за рахунок позитивного заряду, що створює збід- нення граничних областей бази n—p—n-транзисторів з пристінковим емітером (рис. 30) основними носіями p і збагачення неосновними n. Строге рішення даної задачі вимагає розгляду дво- або тривимір- ного моделю. Для спрощення розрахунків будемо використовувати двовимірне наближення, вважаючи, що електрони, які інжектовані в базу із емітера, рухаються лише по осі y, а вплив заряду в оксиді відображується лише на зміні потенціялу і концентрації вільних но- сіїв заряду по осі x. Біля границі поділу через позитивний заряд в ок- сиді концентрація електронів зростає і база звужується, а струм ін- жекції зростає. Визначимо область сильної інжекції, що відповідає проникненню електричного поля в глибину напівпровідника (Si). Приймемо, що для дифузійно леґованої бази густина струму ін- жекції електронів з емітерного переходу описується виразом [17]: Б 2 ln 1E E E E n E E p n n J qD w p p ⎡ ⎤⎛ ⎞ = − +⎢ ⎥⎜ ⎟ ⎝ ⎠⎣ ⎦ , (53) де wБ – ширина нейтральної бази; pE, nE – концентрації дірок і електронів в базі на межі об’ємного заряду емітерного переходу, які зв’язані між собою співвідношенням ( )2 ЕБexpE E i Tn p n U= φ . Із ви- разу (53) випливає, що при малому рівні інжекції, коли E En p<< , Б E E n n J qD w = , а при великому рівні інжекції, коли E En p>> , Б 2 E E n n J qD w = . Пуассонове рівнання для даного випадку запишеться як 114 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ 0 x E E adE p n N q dx − − = εε , (54) бо об’ємний заряд ( )( ) E E aQ x q p n N= − − і рівнання ( ) 2 ЕБ 0 expi E a T x E n p N U dE p q dx − − φ = εε при T E x E dp E p dx φ = перетвориться як ( ) 2 ЕБ2 0 1 expa iT x x T E E N nq E dE U dp p p ⎡ ⎤φ = − − φ⎢ ⎥εε ⎣ ⎦ . (55) В глибині напівпровідника, коли Ex = 0 і виконується умова еле- ктронейтральности, Ev Ev ap n N= + . Тоді об’ємна концентрація ді- рок буде n + а b n + n + px y E E n x x aa/2 JE xs xs n p n, p а б г в Рис. 30. Структура n+—p—n+-транзистора з пристінним емітером (а), то- пологія емітерної области (б), розподіл вільних носіїв заряду (в), розпо- діл густини струму інжекції емітера (г). АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 115 ( )1 1 4 2 a Ev E N p K= + + , (56) де ( ) 2 ЕБ2 expi E T a n K U N = φ , а ( ) 2 ЕБexpi Ev T a n n U N = φ . Інтеґруючи ліву частину рівнання (55) від 0 до Ex, а праву від pEv до pE, одержуємо: ( )T xE F z L φ = , (57) де ( ) ( )( ) 1 ln 1 1 1vF z z z z K z= − + + − , E Evz p p= , a v Ev N z p = , 2 E vK K z= , 2v dL z L= , 0 d T a L qN εε = φ – Дебайова довжина. Враховуючи, що T E x E dp E p dx φ = , одержуємо наступне рівнання: ( ) dz dx zF x L = . (58) Виходячи із межової умови: x = 0, ( )еф 0 T x s s Q E E F z L φ = = = εε , де zs – значення приведеної концентрації дірок на межі з оксидом, з (58) одержуємо: ( ) 2 v s z F z = λ , де еф d a N L N λ = – коефіцієнт, що рівний відношенню ефективної густини заряду в діелектрику SiO2 до густини акцепторної домішки в базі на Дебайовій віддалі і визначає ступінь збіднення приповерхневої области. Рішення рівнання (58) з межовою умовою ( ) 2 v s z F z = λ дозволяє обчислити z(x) і pE(x). Тобто зміна густини струму емітера за коорди- натою x зв’язано із зміною граничної концентрації pE або nE. Ступінь збіднення примежової области характеризується коефіцієнтом λ, а рівень інжекції в об’ємі нейтральної бази – коефіцієнтом KE. Із даної фізичної аналізи витікає наступний висновок. З ростом збіднення змінюється характер приграничного струму від напруги UЕБ: при слабому збідненні в пристінній області цей струм є пропор- ційний exp(UЕБ/φT), а при сильному збідненні величина поверхнево- го струму вже не залежить від UЕБ. Але вважаючи, що з врахуван- ням ґенераційно-рекомбінаційних процесів Js є пропорційний 116 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ ( )ЕБexp s TU m φ , з ростом збіднення буде сильно зростати ms, тобто характеристика ( )ЕБEI f U= буде сильно відрізнятись від ідеальної, що і спостерігається на практиці. Які ж технологічні прийоми використати для пригнічення раді- яційного ефекту нерівномірного розподілу емітерного струму? Це формування кишень льокальною епітаксією з пристінною діелект- ричною ізоляцією нітридом кремнію. Ця технологія підвищує на один—два порядки радіяційну тривкість біполярних структур до йонізуючого опромінення. Такий технологічний процес льокальної епітаксії вписується в стандартну технологію формування біполярних субмікронних стру- ктур з високою щільністю та здійснюється в такій послідовності. На Si-підкладці з орієнтацією (111) формують звичайні кремні- йові епітаксійні структури із захованим сильнолеґованим p +-шаром та епітаксійно слаболеґованим p-шаром. На епітаксійному p-шарі методою амонолізи дисилану (моносилану) в реакторі пониженого тиску типу «Ізотрон-4» при T = 680—720°С формують плівку Si3N4. Методою фотолітографії над майбутніми областями n-канальних транзисторів наноситься фотомаска і методою ПХТ відкривають вікна під області льокальної епітаксії. За допомогою реактивного йонного щавлення льокально вищавлюється захисна плівка Si3N4, епітаксійний p- і захований p +-шари монокремнію. Режим РІТ ви- бирають таким чином, щоб забезпечити поліруюче щавлення з вер- тикальними стінками і мінімальною бічною щавою. У таких коло- дязях льокальною епітаксією формують майбутні активні області p- канальних чи біполярних n—p—n-транзисторів (рис. 31). Для цього після хемічного очищення на всю вищавлену поверхню колодязя наносять діелектрик у вигляді сендвіча SiO2 + Si3N4 (500 + 1200) Å. Такий діелектрик на вертикальних стінках виконує роль льокаль- 8 6 4 2 0,55 0,60 0,65 0,70 UЕБ, В 1 2 M IES IE0 -Sip КДБ-10(111)-4 n + n n + n p + p + p p Si N – i i 3 4 локальна золяц я област локально еп такс i i i ii а б Рис. 31. Структура льокальної КЕС з діелектричною ізоляцією (а) та зале- жність коефіцієнта 0 1 1 ES d ES I L M I a λ= = + − λ від напруги UЕБ для n—p—n- транзисторів (б), виготовлених на звичайних– 1 і льокальних КЕС – 2. АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 117 них ізолюючих областей, а діелектрик з латеральних областей зні- мають анізотропним щавленням. Після відповідного хемічного об- роблення таких колодязів епітаксійно льокально нарощують леґо- ваний n + і нелеґований n-монокремній у реакторі устави епітаксій- ного нарощування УНЕС-2ПКА або «Епіквар-100(150)» відповідної товщини. Сильно леґований n +-шар може формуватись також бага- тозарядною імплантацією арсену (As++). Зняттям нітридної маски з поверхні p-областей завершується формування КЕС з льокальними епітаксійними шарами. На таких льокальних КЕС можна формувати або вже ВіР ВІС з використанням комплементарних пар, або К-МОН ВІС чи Ві-К- МОН ВІС. Але в таких транзисторах вже відсутній ефект нерівномі- рного розподілу емітерного струму (рис. 31, б). 4. Збільшення рекомбінаційних втрат базового струму. Складова струму бази, яка зв’язана з рекомбінацією на поверхневих пастках межі поділу оксид—напівпровідник, транзисторну структуру якого наведено на рис. 30, дорівнює Б Б 0 2 w S sI qb U dy= ∫ , (59) де Us – темп поверхневої рекомбінації, що визначається через швидкість поверхневої рекомбінації: 0 lns s s s s s s i n p n p U s n p n += + (s0 = = 2kTσstDstνT). Якщо прийняти, що в будь-якій точці бази виконується рівність: 2 s s ip n n eη= , (60) де ( )Fn FpE E kTη = − – відносний зсув Фермійового рівня в області об’ємного заряду при прямому зміщенні емітерного переходу. При y = 0 ЕБqU kTη = , а при великих y η = 0. Якщо розподіл неосновних носіїв, інжектованих емітером в базу до колектора, має лінійний характер, то його величину можна вира- зити через концентрації електронів в емітері і колекторі: 2 Б Б ln 1a Ev Kv i N y y n n w wn ⎡ ⎤⎛ ⎞ η = − +⎢ ⎥⎜ ⎟ ⎝ ⎠⎣ ⎦ (61) або Б Б Б 1v Ev Kv y y n n n w w ⎛ ⎞ = − +⎜ ⎟ ⎝ ⎠ . Якщо прийняти ( ) 2 ЕБexpi Ev T a n n U N = φ , а Б др1Kv Ev n w v n n D ⎛ ⎞ = +⎜ ⎟ ⎝ ⎠ , то 118 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ ЕБ Б ln 1 qU y kT w ⎛ ⎞ η = + − δ⎜ ⎟ ⎝ ⎠ , (62) де ( )Б др1 1 nD w vδ = + , vдр – дрейфова швидкість електронів. При y = 0 ЕБE TqUη = φ , а при y = wБ Б дрЕБ ln 1K n w vqU kT D ⎛ ⎞ η = − +⎜ ⎟ ⎝ ⎠ . Для значень wБ = 0,5 мкм, vдр = 107 см/с, Dn = 20 см/с (при Na = 1017 см −3) одержуємо ЕБ 3,2K qU kT η = − , тобто квазирівень функ- ції EFn біля колектора зміщується майже на 3kT відносно емітера. Знаючи залежності концентрацій дірок і електронів на поверхні, 2 2 i s a n p e N η= λ , 2 s an N= λ , де еф d a N L N λ = , можна визначити рекомбінаційний струм бази IБS: ( ) ( ) Б 2 ЕБ Б Б 0 2 20 ЕБ2 Б 1 exp 2 1 exp i Tw S i a T a y n U w I qbs n y N U wN ⎛ ⎞ − δ φ⎜ ⎟ ⎝ ⎠= × ⎛ ⎞ λ + − δ φ⎜ ⎟λ ⎝ ⎠ ∫ ( ) 2 2 ЕБ2 Б ln 1 expi a T i a n y N U n dy wN ⎧ ⎫⎛ ⎞⎪ ⎪× λ + − δ φ⎨ ⎬⎜ ⎟λ⎪ ⎪⎝ ⎠⎩ ⎭ . (63) Яким же чином цей рекомбінаційний струм звести до мінімаль- ного значення, щоб можна було формувати супер-бета-транзистори (транзистори з дуже високим коефіцієнтом підсилення)? Така не- обхідність є для формування вхідних диференціяльних каскадів операційних підсилювачів та помножувачів. Нами розроблено два технологічних прийоми, які мінімізують ре- комбінаційні втрати базового струму, коли фактор – поле ms → 1. Сюди відносять: гетерування домішок і дефектів з базового оксиду за рахунок фо- сфоросилікатного скла з концентрацією фосфору 3—5% [26]; гетерування домішок і дефектів із оксидів всієї транзисторної структури біполярних ІС за рахунок оксинітриду кремнію, сформо- ваного високочастотним магнетронним розпорошенням кремнійової цілі КДБ-80 в плазмі азоту [25]. Таким чином, викладені вище конструкторсько-технологічні рі- АНАЛІЗА РАДІЯЦІЙНИХ ЕФЕКТІВ СУБМІКРОННИХ СТРУКТУР ІС 119 шення формування субмікронних структур біполярних ІС дозволять мінімізувати радіяційні ефекти і сформувати радіяційно-тривку до йонізуючого α-опромінення технологію для біполярних ІС. ЦИТОВАНА ЛІТЕРАТУРА 1. С. П. Новосядлий, Фізико-технологічні основи субмікронної технології ВІС (Івано-Франківськ: Сімик: 2003). 2. N. S. Saks, J. M. Killiany,and P. R. Reid, IEEE Trans. on Nucl. Sci., 26, No. 6: 5074 (1979). 3. Б. И. Козлов, А. В. Данов, Электронная техника. Сер. Микроелектроника, 34, вып. 8: 68 (1971). 4. В. Г. Литовченко, Физика и техника полупроводников, 6, № 5: 802 (1972). 8. Полевые транзисторы (Москва: Советское радио: 1971). 9. А. С. Березин, О. Р. Мочалкина, Технология и конструирование интегра- льных микросхем (Москва: Радио и связь: 1983). 10. Y. Yuriume, J. Electrochemical Soc., 129, No. 9: 2070 (1982). 11. M. Shimbo and T. Matsuo, J. Electrochemical Soc., 130, No. 1: 135 (1983). 12. В. А. Болисов, Л. Н. Патрикеев, В. Д. Попов, Микроэлектроника, 12, № 5: 477 (1983). 13. A. G. Revesz, J. Non-Crystalline Solids, 11: 309 (1973). 14. S. T. Pantelides, Thin Solid Films, 89, No. 1: 103 (1982). 15. В. А. Болисов, В. Д. Попов, А. В. Сизов, Кинетические явления в полупро- водниках и диэлектриках (Ред. А. И. Руденко) (Москва: Энергоатомиздат: 1985). 16. Е. Н. Ванина, В. А. Гуртов, Э. Е. Дагман, Пакет программ для расчета ха- рактеристики пространственного заряда кремния (Новосибирск: Инсти- тут физики полупроводников АН СССР: 1982). 17. В. М. Кулаков, Е. А. Ладыгин, В. И. Шеховцов, Действие проникающей радиации на изделия электронной техники (Москва: Советское радио: 1980). 18. С. П. Новосядлий, Вісник Прикарпатського університету: математика, фізика, хімія, вип. 2: 105 (1999). 19. У. Тилл, Дж. Лансон, Интегральные схемы: материалы, приборы, изгото- вление (Ред. М. В. Пальперин) (Москва: Мир: 1985). 20. С. Зи, Физика полупроводниковых приборов (Ред. Р. А. Сурис) (Москва: Мир: 1984). 21. M. W. Hilln and J. Holsbrink, Solid State Electronics, 26, No. 5: 453 (1983). 22. J. G. Fossum and M. A. Shilib, IEEE Trans. Electron Dev., 28, No 9: 1018 (1981). 23. В. С. Вавилов, Б. Н. Горин, Н. С. Данилин, Радиационные методы в твер- дотельной электронике (Москва: Радио и связь: 1990). 24. С. П. Новосядлий, Металофиз. новейшие технол., № 7: 1003 (2002). 25. Г. И. Губская, П. В. Кучинский, В. М. Ломако, ФТП, 20, вып. 6: 1055 (1999). 26. Б. Пирсон, Электроника, 58, № 17: 104 (1985). 27. С. П. Новосядлий, Металофиз. новейшие технол., 24, № 3: 353 (2002). 28. С. П. Новосядлий, Матеріали міжнародної конференції «Эффективность 120 С. П. НОВОСЯДЛИЙ, В. М. БЕРЕЖАНСЬКИЙ реализации научного, ресурсного и промышленного потенциала в современ- ных условиях» (Славсько: 2002), с. 93. 29. С. П. Новосядлий, Є. В. Матюшин, В. Я. Малайдах, Спосіб виготовлення структур ІС (Патент на винахід. Україна (UA) №11382, 4HOIL21/82 від 23.12.1993 р.). 30. С. П. Новосядлий, М. Д. Гнип, Я. М. Білоган, Спосіб створення захисту поверхні інтегральної схеми з алюмінієвою металізацією (Патент на вина- хід, Україна (UA) №11380, 5HOIL23/48 від 25.12.1996 р.). 31. С. П. Новосядлий, В. М. Бережанський, Східно-європейський журнал пере- дових технологій, 25, № 1: 40 (2007).
id nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-76340
institution Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn 1816-5230
language Ukrainian
last_indexed 2025-12-01T11:03:23Z
publishDate 2009
publisher Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
record_format dspace
spelling Новосядлий, С.П.
Бережанський, В.М.
2015-02-09T19:34:57Z
2015-02-09T19:34:57Z
2009
Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС / С.П. Новосядлий, В.М. Бережанський // Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології: Зб. наук. пр. — К.: РВВ ІМФ, 2009. — Т. 7, № 1. — С. 73-120. — Бібліогр.: 31 назв. — укр.
1816-5230
PACS numbers: 61.72.U-,61.80.Jh,73.40.Qv,85.30.Pq,85.40.Qx,85.40.Ry,85.40.Sz
https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/76340
При взаємодії корпускулярного і електромагнетного випромінення з твердим тілом (структурою ІС) відбувається пересилання енергії останньому, в результаті чого змінюються його властивості. Характер взаємодії і ефекти, що при цьому виявляються, в загальному випадку визначаються видом випромінення, його енергією та інтенсивністю, видом структур ІС, які при цьому опромінюються. Дані радіяційні дослідження можуть лягти в основу побудови радіяційно-тривкої технології для формування як біполярних, так і польових структур ІС. Детально проаналізовано радіяційні ефекти в структурах із субмікронними глибинами залягання p—n-переходів та з ізопланарною діелектричною ізоляцією.
Energy transfer to solids (IC structures) takes place at their interaction with corpuscular and electromagnetic radiation. As a result, properties of these solids change. In general case, the type of radiation, its energy and intensity, and the type of IC structures, which are irradiated, determine the character of this interaction and effects, which manifest themselves here. Radiation investigations presented here can underlie development of radiation-hardened technology for fabrication of both bipolar and unipolar IC structures. Radiation effects in structures with submicron junction depths and with isoplanar dielectric isolation are analyzed in detail.
При взаимодействии корпускулярного и электромагнитного излучения с твердым телом (структурой ИС) происходит передача энергии последнему, в результате чего изменяются его свойства. Характер взаимодействия и эффекты, которые при этом проявляются, в общем случае определяются видом излучения, его энергией и интенсивностью, видом структур ИС, которые при этом облучаются. Данные радиационные исследования могут лечь в основу построения радиационно-стойкой технологии для формирования как биполярных, так и полевых структур ИС. Детально проанализированы радиационные эффекты в структурах с субмикронными глубинами залегания p—n-переходов, а также с изопланарной диэлектрической изоляцией.
uk
Інститут металофізики ім. Г.В. Курдюмова НАН України
Наносистеми, наноматеріали, нанотехнології
Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
Phenomenological Approach to Analysis of Radiation Effects at Designing of Submicron Structures of Bipolar ІС
Article
published earlier
spellingShingle Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
Новосядлий, С.П.
Бережанський, В.М.
title Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
title_alt Phenomenological Approach to Analysis of Radiation Effects at Designing of Submicron Structures of Bipolar ІС
title_full Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
title_fullStr Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
title_full_unstemmed Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
title_short Феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних ІС
title_sort феноменологічний підхід до аналізи радіяційних ефектів при проєктуванні субмікронних структур біполярних іс
url https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/76340
work_keys_str_mv AT novosâdliisp fenomenologíčniipídhíddoanalíziradíâcíinihefektívpriproêktuvannísubmíkronnihstrukturbípolârnihís
AT berežansʹkiivm fenomenologíčniipídhíddoanalíziradíâcíinihefektívpriproêktuvannísubmíkronnihstrukturbípolârnihís
AT novosâdliisp phenomenologicalapproachtoanalysisofradiationeffectsatdesigningofsubmicronstructuresofbipolarís
AT berežansʹkiivm phenomenologicalapproachtoanalysisofradiationeffectsatdesigningofsubmicronstructuresofbipolarís

Similar Items