Полезное:
Как сделать разговор полезным и приятным
Как сделать объемную звезду своими руками
Как сделать то, что делать не хочется?
Как сделать погремушку
Как сделать так чтобы женщины сами знакомились с вами
Как сделать идею коммерческой
Как сделать хорошую растяжку ног?
Как сделать наш разум здоровым?
Как сделать, чтобы люди обманывали меньше
Вопрос 4. Как сделать так, чтобы вас уважали и ценили?
Как сделать лучше себе и другим людям
Как сделать свидание интересным?
Категории:
АрхитектураАстрономияБиологияГеографияГеологияИнформатикаИскусствоИсторияКулинарияКультураМаркетингМатематикаМедицинаМенеджментОхрана трудаПравоПроизводствоПсихологияРелигияСоциологияСпортТехникаФизикаФилософияХимияЭкологияЭкономикаЭлектроника
|
Пространственный масштаб статистических флуктуацийРассмотрим, какой характерный пространственный масштаб имеют статистические флуктуации поверхностного потенциала в МДП‑структурах. Пусть на границе раздела полупроводник – диэлектрик находятся точечные заряженные центры с поверхностной плотностью N ox. В силу случайного характера их расположения в плоскости границы раздела распределение зарядов задается уравнением Пуассона. Если мы разобьем плоскость границы раздела на произвольные площадки с размером L, то на одних площадках зарядов будет больше, на других – меньше. Это эквивалентно тому, что наряду с плоскостью, заряженной равномерно, имеется дополнительный набор положительно и отрицательно заряженных площадок. Ситуация будет чем-то напоминать шахматную доску с чередующимися белыми и черными полями. Необходимо рассмотреть, как будет вести себя потенциал такой знакопеременной системы зарядов. Будем считать за плотность заряда σ на таких площадках избыточную, по сравнению со средней, плотность заряда, обусловленную случайным распределением заряженных центров на поверхности. Величина σ будет равна: . (3.149) При пуассоновском распределении точечных зарядов на плоскости величина среднеквадратичного отклонения Δ N равна , (3.150) где N – среднее число зарядов на площадке S с размерами L, – средняя плотность зарядов на единицу площади. Рассмотрим, чему равен потенциал заряженной плоскости с линейным размером L. Элементарное интегрирование даст, что потенциал U, создаваемый заряженной плоскостью на расстоянии λ вглубь полупроводника на нормали, проходящей через ее центр, будет: . (3.151) Величина потенциала U 0 на плоскости при λ = 0 будет: . (3.152) Как следует из уравнений (3.151) и (3.152), величина потенциала U 0 на границе раздела полупроводник – диэлектрик пропорциональна U 0 ~ σL. Тогда с учетом (3.149) и (3.150) имеем для статистических флуктуаций: . (3.153) Из соотношения (3.153) следует, что при пуассоновском распределении заряда в плоскости границы раздела полупроводник – диэлектрик величина флуктуации потенциала на поверхности U 0 не зависит от масштаба флуктуаций L, а определяется только средней плотностью заряда . Для выявления особенностей экранировки потенциала знакопеременной системы зарядов рассмотрим модельную задачу. Пусть на границе раздела полупроводник – диэлектрик распределен заряд с плотностью σ (x, y), изменяющейся по гармоническому закону: . (3.154) Для нахождения потенциала, создаваемого в полупроводнике такой системой зарядов, запишем уравнение Пуассона в виде: , (3.155) где ρ (x, y, z) – объемная плотность заряда. Решение уравнения Пуассона приводит к следующему значению потенциала φ (x, y, z): , (3.156) где L – линейный масштаб одной ячейки, λ – расстояние от границы раздела вглубь полупроводника до точки, где рассчитывается потенциал. Вследствие экранировки заряда, находящегося на границе раздела полупроводник – диэлектрик металлическим затвором МДП‑структуры, за счет сил зеркального отражения в затворе возникает потенциал U отр, описываемый в полупроводнике соотношением: . Суммарный потенциал в полупроводнике с учетом экранировки, как показано на рисунке 3.32, будет равен: . (3.157) На рисунке 3.32 приведена зависимость потенциала U (x, y, z) от расстояния λ вглубь полупроводника, рассчитанная по уравнению (3.157). Рис. 3.32. Зависимость потенциала U / U 0 знакопеременной системы зарядов типа «шахматная доска» от расстояния λ вглубь полупроводника с учетом экранировки затвором МДП‑структуры На рисунке 3.33 приведен закон спада потенциала вглубь полупроводника в зависимости от масштаба L. Как следует из этого рисунка, мелкомасштабные флуктуации на больших расстояниях экранируются эффективнее, чем крупномасштабные. Рис. 3.33. Потенциал U / U 0 системы зарядов типа «шахматная доска» в зависимости от расстояния λ вглубь полупроводника: d ox = 50Å, 1 – L = 100Å, 2 – L = 1000Å, 3 – L = 10000Å, d ox = 1000Å, 4 – L = 100Å, 5 – L = 1000Å, 6 – L = 10000Å На рисунке 3.34 показан характер экранировки потенциала в зависимости от масштаба L при разных толщинах подзатворного диэлектрика d ox и различных расстояниях λ. Рис. 3.34. Зависимость потенциала U / U 0 системы зарядов типа «шахматная доска» от размера L при различных толщинах окисла d ox и расстояниях λ вглубь полупроводника Видно, что зависимость потенциала U от масштаба L имеет выраженный максимум. Исследование соотношения (3.157) на экстремум показывает, что оптимальная величина масштаба L опт, соответствующая максимальному значению потенциала (U / U 0)max, будет равна: . (3.158) На рисунке 3.35 приведена зависимость масштаба L опт, рассчитанная по соотношению (3.158) от толщины диэлектрика при разных расстояниях вглубь полупроводника. При больших значениях толщины диэлектрика оптимальный масштаб имеет размеры порядка толщины диэлектрика L опт ~ d ox, при малых толщинах диэлектрика величина оптимального масштаба существенно больше толщины диэлектрика L опт >> d ox. Рис. 3.35. Зависимость оптимального масштаба L опт, соответствующему максимальному значению относительного потенциала U / U 0, от толщины подзатворного диэлектрика d ox 3.7.9. Сравнительный анализ зависимости среднеквадратичной флуктуации σ ψ и потенциала оптимальной флуктуации Представляет определенный интерес сравнение спада потенциала U (λ), рассчитанного по соотношению (3.157) для флуктуаций различного масштаба L, со спадом величины среднеквадратичной флуктуации σ ψ(λ). Воспользуемся тем фактом, что для различных масштабов L величина потенциала на поверхности U 0 будет одинакова, как было показано в уравнении (3.123). Будем также учитывать для каждого значения расстояния λ только оптимальные флуктуации, дающие максимальное значение потенциала, то есть флуктуации размером L = L опт, рассчитанным по (3.158). Величину U 0 выберем для всех случаев такую, чтобы для одной из толщин диэлектрика значения σ ψ и потенциала U совпали бы при больших значениях λ → ∞. При других значениях толщины диэлектрика такое совпадение наблюдалось автоматически. На рисунке 3.36 приведен график потенциала оптимальной флуктуации, рассчитанный подобным образом. Из графика видно, что при больших λ наблюдается совпадение характера зависимости среднеквадратичной флуктуации σ ψ и потенциала оптимальной флуктуации U от расстояния λ вглубь полупроводника. Расхождение наблюдается при малых значениях λ, причем с уменьшением толщины диэлектрика d ox область значения λ, где наблюдается это расхождение, также уменьшается. При значениях λ → 0, то есть при приближении к границе раздела полупроводник – диэлектрик, величина среднеквадратичной флуктуации σ ψ логарифмически расходится, в то время как потенциал оптимальной флуктуации имеет конечное значение, равное U 0. Зависимость величины потенциала флуктуации U от масштаба L приведена ранее на рисунке 3.34. При пуассоновском характере распределения точечных зарядов очевидно, что должна наблюдаться минимальная величина масштаба флуктуации, определяемая средним расстоянием между заряженными точечными центрами. . (3.159) Для = 1010см-2 величина L min будет порядка 1000Å, для = 1012см-2 величина L min будет порядка 100Å. Рис. 3.36. Зависимость потенциала оптимальной флуктуации U 0 и величины среднеквадратичной флуктуации σ U от расстояния λ вглубь полупроводника для системы случайно распределенных точечных зарядов на границе раздела окисел – полупроводник Таким образом, дискретность зарядов на границе раздела полупроводник – диэлектрик является физической причиной ограничения минимального масштаба флуктуации. Физическое ограничение максимального масштаба флуктуаций определяется размерами исследуемой МДП‑структуры: L max ≈ L обр. Таким образом, на границе раздела окисел – полупроводник возможны все масштабы флуктуаций заряда от L min до L max. Но в силу экранировки затвором во флуктуации потенциала дают максимальный вклад такие масштабы, которые удовлетворяют соотношению (3.158). В данном случае МДП‑структура выступает чем-то в виде RC‑фильтра, который из набора сигналов всех гармоник выделяет преимущественно одну частоту. При переходе от области слабой к области сильной инверсии начинает играть свою роль экранирование свободными носителями. В некотором смысле это эквивалентно установке и приближению к границе второго затвора со стороны полупроводниковой подложки. Учтем этот факт экранировки следующим образом. Введем расстояние d nn из условия равенства емкостей области пространственного заряда C sc и емкости конденсатора с диэлектрической проницаемостью ε s и расстоянием между обкладками d nn. Получаем: . (3.160) Величина d nn для области сильной инверсии будет эквивалентна среднему расстоянию свободных носителей в области пространственного заряда до границы раздела полупроводник – диэлектрик. С ростом избытка свободных носителей в инверсионном канале Γ p,n величина d nn будет уменьшаться и, как следует из рисунка 3.36, будет происходить экранировка флуктуаций сначала больших масштабов. При этом будет уменьшаться и абсолютная величина флуктуаций потенциала, как видно из рисунка 3.36, и потенциальный рельеф будет становиться все мелкомасштабнее. Максимальная длина свободного пробега дырок в инверсионных каналах кремниевых МДП-структур, рассчитанная из значения подвижности в максимуме зависимости μ (Γ p) при температурах T = (77÷350)°К, составляет величину не более λ = (200÷300) Å. Величина линейного масштаба оптимальной флуктуации, как видно из рисунка 3.35, во всех случаях обычно больше длины свободного пробега, в том числе и в МДП‑структурах со сверхтонким подзатворным диэлектриком. Этот факт позволяет рассматривать процесс переноса свободных носителей заряда в сложном потенциальном рельефе в инверсионных каналах МДП‑структур как процесс «протекания» в случайном потенциальном поле, а не как процесс рассеяния.
|