UNIVERZITET U NISU

ELEKTRONSKI FAKULTET

Goran S. Ristic

RADIJACIONI I POSLERADIJACIONI EFEKTI

KOD VDMOS TRANZISTORA SNAGE I PMOS

DOZIMETRIJSKIH TRANZISTORA

– Doktorska disertacija –

Nis, mart 1998. godine

Sadrzaj

Objavljeni radovi ii

1 Uvod 1

2 Radijacioni i posleradijacioni efekti kod MOS tranzistora 32.1 Zahvaceno naelektrisanje u oksidu . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3

2.1.1 Formiranje zahvacenog naelektrisanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32.1.2 Mikrostruktura zahvacenog naelektrisanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52.1.3 Odzarivanje zahvacenog naelektrisanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

2.2 Povrsinska stanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 202.2.1 Normalni ili konvencionalni porast gustine povrsinskih stanja . . . . . . . . . . . . . . . 202.2.2 Mikrostruktura povrsinskih stanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 242.2.3 Latentni porast gustine povrsinskih stanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 302.2.4 Opadanje gustine povrsinskih stanja . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32

2.3 Uticaj zracenja i oporavka na elektricne parametre MOS tranzistora . . . . . . . . . . . . . . . 332.3.1 Degradacija napona praga . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 332.3.2 Degradacija pokretljivosti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

3 Rezultati ozracivanja i oporavka VDMOS tranzistora snage 373.1 Eksperiment . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37

3.1.1 Uzorci za ispitivanje . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 373.1.2 Opis eksperimenta . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39

3.2 Rezultati ozracivanja tranzistora . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 443.3 Rezultati oporavka ozracenih tranzistora . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 44

3.3.1 Promene napona praga i pokretljivosti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 443.3.2 Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja . . . . . . . . . . . . . . 46

4 PMOS tranzistor kao senzor i dozimetar jonizujuceg zracenja 714.1 Uticaj tehnologije izrade tranzistora na osetljivost i feding . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 724.2 Stekovana struktura PMOS dozimetrijskih tranzistora . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 804.3 Mogucnost visestrukog koriscenja PMOS dozimetrijskih tranzistora . . . . . . . . . . . . . . . . 82

5 Rezultati ozracivanja i oporavka PMOS dozimetrijskih tranzistora 875.1 Uzorci za ispitivanje . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 875.2 Osetljivost i feding PMOS dozimetrijskih tranzistora . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88

6 Zakljucak 101

Literatura 104

i

Objavljeni radovi vezani za problematiku

kojom se bavi doktorska disertacija

a) Radovi objavljeni u medjunarodnim casopisima:

1. M. Pejovic, G. Ristic, S. Golubovic, “A comparison between thermal annealing and UV-radiation an-nealing of γ-irradiated NMOS transistors”, Physica Status Solidi (a), vol. 140, pp. K53–K57, 1993.

2. G. Ristic, S. Golubovic, M. Pejovic, “pMOS transistors for dosimetric application”, Electronics Letters,vol. 29, no. 18, pp. 1644–1646, 1993.

3. M. Pejovic, S. Golubovic, G. Ristic, M. Odalovic, “Annealing of gamma-irradiated Al-gate NMOStransistors”, Solid-State Electronics, vol. 37, no. 1, pp. 215–216, 1994.

4. M. Pejovic, S. Golubovic, G. Ristic, M. Odalovic, “Temperature and gate bias effects on gamma-irradiated Al-gate metal-oxide-semiconductor transistors”, Japanese Journal of Applied Physics, vol. 33,no. 2, pp. 986–990, 1994.

5. G. Ristic, S. Golubovic, M. Pejovic, “pMOS dosimeter with two-layer gate oxide operated at zero andnegative bias”, Electronics Letters, vol. 30, no. 4, pp. 295–296, 1994.

6. S. Golubovic, G. Ristic, M. Pejovic, S. Dimitrijev, “The role of interface traps in rebound mechanisms”,Physica Status Solidi (a), vol. 143, pp. 333–339, 1994.

7. M. Pejovic, S. Golubovic, G. Ristic, “Temperature-induced rebound in Al-gate NMOS transistors”, IEEProceedings-G: Circuits, Devices and Systems, vol. 142, no. 6, pp. 413–416, 1995.

8. G. Ristic, S. Golubovic, M. Pejovic, “P-channel metal-oxide-semiconductor dosimeter fading dependen-cies on gate bias and oxide thickness”, Applied Physics Letters, vol. 66, no. 1, pp. 88–89, 1995.

9. N. Stojadinovic, M. Pejovic, S. Golubovic, G. Ristic, V. Davidovic, S. Dimitrijev, “Effect of radiation-induced oxide-trapped charge on mobility in p-channel MOSFETs”, Electronics Letters, vol. 31, no. 6,pp. 497–498, 1995.

10. A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Rebound effect in power VDMOSFETs due to latent interface-trapgeneration”, Electronics Letters, vol. 31, no. 14, pp. 1198–1199, 1995.

11. A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Analysis of the processes in power VDMOSFETs during γ-ray irradi-ation and subsequent thermal annealing”, Physica Status Solidi (a), vol. 155, pp. 371–379, 1996.

12. G. Ristic, S. Golubovic, M. Pejovic, “Sensitivity and fading of pMOS dosimeters with thick gate oxide”,Sensors and Actuators A. Physical, vol. A 51, pp. 153–158, 1996.

13. M. Pejovic, G. Ristic, A. Jaksic, “Formation and passivation of interface traps in irradiated n-channelpower VDMOSFETs during thermal annealing”, Applied Surface Science, vol. 108, pp. 141–148, 1997.

ii

14. M. Pejovic, G. Ristic, “Creation and passivation of interface traps in irradiated MOS transistors duringannealing at different temperatures”, Solid-State Electronics, vol. 41, no. 5, pp. 715–720, 1997.

15. M. Pejovic, A. Jaksic, G. Ristic, B. Baljosevic, “Processes in n-channel MOSFETs during postirradiationthermal annealing”, Radiation Physics and Chemistry, vol. 49, no. 5, pp. 521–525, 1997.

16. G. Ristic, A. Jaksic, M. Pejovic, “pMOS dosimetric transistors with two-layer gate oxide”, Sensors andActuators A. Physical, vol. A 63, pp. 129–134, 1997.

17. G. S. Ristic, M. M. Pejovic, A. B. Jaksic, “Modelling of kinetics of creation and passivation of inter-face traps in metal-oxide-semiconductor transistors during postirradiation annealing”, Journal of AppliedPhysics, vol. 83, no. 6, pp. 2994–3000, 1998.

18. G. S. Ristic, M. M. Pejovic, A. B. Jaksic, “Numerical simulation of creation-passivation kinetics ofinterface traps in irradiated n-channel power VDMOSFETs during thermal annealing with various gatebiases”, Microelectronic Engineering, prihvacen za publikovanje.

b) Radovi saopsteni na medjunarodnim naucnim skupovima i stampani u celini:

1. A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Effects of gamma-irradiation and postirradiation thermal annealingin power VDMOSFETs”, Proc. 20th International Conference on Microelectronics (MIEL’95), vol. 1,pp. 241–246, Nis, 1995.

2. A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Latent interface-trap generation during thermal annealing of gamma-ray irradiated power VDMOSFETs”, Proc. 18th International Semiconductor Conference (CAS’95),pp. 215–218, Sinaia, 1995.

3. A. Jaksic, M. Pejovic, G. Ristic, S. Rakovic, “Latent interface-trap generation in commercial powerVDMOSFETs”, Proc. 4th European Conf. on Radiation and its Effects on Devices and Systems(RADECS’97), u stampi, Cannes, 1997.

c) Radovi sapsteni na nacionalnim naucnim skupovima i stampani u celini:

1. G. Ristic, S. Golubovic, M. Pejovic, “Spontani oporavak ozracenih MOS tranzistora sa Al-gejtom”,Zbornik radova I srpske konferencije o mikroelektronici i optoelektronici (MIOPEL’92), pp. 1–5 (1.2.4),Beograd, 1992.

2. S. Golubovic, G. Ristic, S. Djoric, N. Stojadinovic, “Efekti gama-zracenja kod VDMOS tranzistorasnage”, Zbornik radova I srpske konferencije o mikroelektronici i optoelektronici (MIOPEL’92), pp. 1–5(1.2.5.), Beograd, 1992.

3. G. Ristic, S. Golubovic, M. Pejovic, “Uticaj UV-zracenja i povisene temperature na radijacione defektekod NMOS tranzistora”, Zbornik radova XXXVII Konferencije ETAN-a, Sveska IX, pp. 99–104, Beograd,1993.

4. S. Golubovic, G. Ristic, M. Pejovic, M. Odalovic, “Termicki oporavak NMOS tranzistora ozracenih gamazracenjem”, Zbornik radova XXXVII Konferencije ETAN-a, Sveska IX, pp. 105–109, Beograd, 1993.

5. A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Uticaj polarizacije gejta na efekte γ-zracenja kod VDMOS tranzistorasnage”, Zbornik radova XXXVIII Konferencije ETRAN-a, Sveska IV, pp. 23–24, Nis, 1994.

6. M. Pejovic, G. Ristic, S. Golubovic, “Oporavak ozracenih VDMOS tranzistora snage na povisenojtemperaturi”, Zbornik radova XXXVIII Konferencije ETAN-a, Sveska IV, pp. 25–26, Nis, 1994.

7. G. Ristic, M. Pejovic, “Radijaciono osetljivi PMOS tranzistor kao senzor i dozimetar jonizujucegzracenja”, Zbornik radova IX Kongresa fizicara Jugoslavije, pp. 753–756, Petrovac, 1995.

8. A. Jaksic, G. Ristic, “Uticaj gama-zracenja i oporavka na napon praga VDMOS tranzistora snage”,Zbornik radova XXXIX Konferencije ETRAN-a, Sveska IV, pp. 136–138, Zlatibor, 1995.

9. M. Pejovic, G. Ristic, “Temperaturska zavisnost oporavka ozracenih n-kanalnih VDMOS tranzistorasnage”, Zbornik radova XXXIX Konferencije ETRAN-a, pp. 143–146, Zlatibor, 1995.

10. A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Uticaj polarizacije gejta na odzarivanje ozracenih VDMOS tranzistorasnage”, Zbornik radova XL Konferencije ETRAN-a, Sveska IV, pp. 90–93, Budva, 1996.

11. S. Rakovic, A. Jaksic, G. Ristic, M. Pejovic, “Ponasanje PMOS tranzistora male geometrije to-kom ozracivanja i kasnijeg odzarivanja na razlicitim temperaturama”, Zbornik radova XLI KonferencijeETRAN-a, pp. 65–68, Zlatibor, 1997.

1. Uvod

Intenzivno proucavanje efekata koje jonizujuce zracenje (gama, rendgensko, elektronsko i jonsko) izaziva kodMOS tranzistora i integrisanih kola, vrsi se vec duzi niz godina u svetu [1], a poslednjih desetak godina i unasoj zemlji. Razlog ovih istrazivanja lezi u cinjenici da MOS komponente sve cesce mogu biti izlozene dejstvurazlicitih vrsta zracenja, kako tokom proizvodnje, tako i tokom primene. Naime, u cilju smanjenja dimenzijaovih komponenata uvode se savremeni procesi u tehnoloskom nizu za proizvodnju MOS tranzistora: UV-,jonska i elektronska litografija, plazma nagrizanje, jonska implantacija itd, pri cemu zracenja koja prate oveprocese mogu bitno uticati na karakteristike MOS tranzistora. Sa druge strane, MOS tranzistori i integrisanakola mogu da rade u uslovima u kojima su izlozeni dejstvu jonizujuceg zracenja (nuklearne elektrane, kosmickeletelice, ...).

Poznato je da zracenje dovodi do formiranja defekata koji su odgovorni za povecanje gustina pozitivnogzahvacenog naelektrisanja u oksidu i povrsinskih stanja na medjupovrsini oksid/poluprovodnik. Radijacionidefekti dovode do nestabilnosti MOS tranzistora promenom njegovih elektricnih parametara: napona praga,pokretljivosti nosilaca u kanalu, probojnog napona i struje curenja. Pored ispitivanja efekata izazvanihozracivanjem komponenata, posebna paznja se posvecuje ispitivanju ponasanja radijacionih defekata tokomoporavka pri razlicitim uslovima (temperatura, napon na gejtu, UV-zracenje itd.). Krajnji cilj svih ovih is-trazivanja je detaljno saznanje o prirodi i ponasanju radijacionih defekata, kako bi se proizvele komercijalneMOS komponenata sto otpornije na zracenje. Poseban znacaj ovih istrazivanja bio bi u tome da se dobijenasaznanja i modeli iskoriste za objasnjenje ponasanja defekata nastalih pod dejstvom naprezanja elektricnimpoljem.

Kao sto je poznato, VDMOS tranzistori snage su, zbog svojih dobrih osobina, pogodni za ugradnju umnoge elektronske uredjaje, pa zbog toga zauzimaju znacajno mesto u ovim istrazivanjima. U ovoj doktorskojdisertaciji prikazani su rezultati uticaja jonizujuceg zracenja, kao i oporavka nakon ozracivanja, na komercijalnen-kanalne VDMOS tranzistore snage, proizvedene u fabrici ”Ei-Poluprovodnici” u Nisu. Posebna paznja jeposvecena oporavku na razlicitim temepraturama i pri razlicitim pozitivnim i negativnim naponima ne gejtu, sobzirom da je ranije uoceno latentno generisanje povrsinskih stanja, praceno latentnim odzarivanjem zahvacenognaelektrisanja, tokom oporavka na temperaturi od 140 oC i pri naponima na gejtu od 0, +5 i +10V [2, 3]. Ucilju analize ovih defekata koriscene su ”midgap” i ”charge-pumping” metode za razdvajanje naelektrisanja.

Namera jednog dela istrazivaca je da iskoristi negativno dejstvo zracenja kod MOS tranzistora, u ciljudobijanja radijaciono osetljivih komponenata, pre svega PMOS tranzistora, koji bi mogli da se koriste kaosenzori i dozimetri jonizujuceg zracenja. Sto se tice terminologije koja se koristi [4], PMOS senzor (detektor)je tranzistor osetljiv na zracenje, pri cemu se podrazumeva da se merenje apsorbovane doze vrsi tokom ilineposredno nakon ozracivanja, dok se od PMOS dozimetra pored radijacione osetljivosti zahteva i stabilnostnapona praga nakon ozracivanja, tj. ocuvanje dozimetrijske informacije.

1974. godine, engleski fizicar Andrew Holmes-Siedle dao je osnovne principe rada PMOS senzora i dozime-tra jonizujuceg zracenja, a on je i do danas ostao jedan od vodecih istrazivaca u ovoj oblasti. Za razliku oduticaja jonizujuceg zracenja na komercijalne tranzistore, koje zaokuplja paznju mnogih istrazivackih ekipa usvetu, ispitivanje PMOS dozimetrijskih tranzistora je znatno manje zastupljeno. Ovde bi trebalo jos spomenutiistrazivacku ekipu sa NMRC instututa iz Irske, koja se poslednjih pet-sest godina vrlo intenzivno bavi projek-tovanjem i ispitivanjem PMOS dozimetrijskih tranzistora.

S obzirom da PMOS senzor i dozimetar zracenja ima niz prednosti u odnosu na druge dozimetrijskesisteme (minijaturna velicina senzorskog elementa, sirok opseg doza koje se mogu meriti, manja cena, ...),

1

postoje dovoljni razlozi za ispitivanje PMOS dozimetrijskih tranzistora. Ova doktorska disertacija sadrzi irezultate vezane za mogucnost koriscenja specijalno projektovanih PMOS tranzistora (proizvedenih u fabrici”EI-Poluprovodnici” u Nisu), kao senzora i dozimetara jonizujuceg zracenja. Pri tome se poslo od ideje daPMOS senzor i dozimetar cini samo PMOS tranzistor, kao diskretna komponenta. Oksid gejta koriscenihtranzistora sastoji se od dva sloja (termicki + CVD oksid), i znatno je vece debljine nego kod komercijalnihtranzistora.

Pored ove uvodne glave, doktorska disertacija sadrzi jos pet glava i spisak koriscene literature. Druga glavasadrzi literaturni pregled najvaznijih, do sada objavljenih rezultata istrazivanja uticaja jonizujuceg zracenjai oporavka na MOS tranzistore, uz kriticki osvrt na predlozene modele za normalno i latentno generisanjepovrsinskih stanja. U trecoj glavi, dati su opis eksperimenta, metode merenja i najvazniji rezultati sprovedenihistrazivanja radijacionih i posleradijacionih efekata kod VDMOS tranzistora snage. Takodje, predlozen jemodel koji opisuje ponasanje zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka. Cetvrta glavasadrzi literaturni pregled najvaznijih rezultata vezanih za mogucnost primene PMOS tranzistora kao senzorai dozimetara jonizujuceg zracenja. Posebna paznja je posvecena istrazivanjima uticaja debljine i tehnologijeizrade oksida gejta kako na osetljivost, tako i na oporavak PMOS dozimetrijskih tranzistora. U okviru peteglave dati su rezultati ispitivanja ponasanja osetljivosti i fedinga, kao osnovnih dozimetrijskih parametara, uzavisnosti od debljine oksida, napona na gejtu i brzine doze zracenja. Takodje, prikazana je analiza ponasanjazahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom ozracivanja i oporavka. U sestoj glavi su izneti najvaznijizakljucci izvedeni na osnovu rezultata sprovedenih istrazivanja, i date ideje za dalja istrazivanja.

2. Radijacioni i posleradijacioni efekti kod

MOS tranzistora

MOS1 tranzistor kao slozena, viseslojna struktura vrlo je osetljiv na uticaj razlicitih vrsta naprezanja (jonizujucezracenje, elektricno polje, temperatura,...). Silicijumdioksid2 (SiO2) je najosetljiviji sloj, jer se u njemu formi-raju odredjeni defekti koji izazivaju promene elektricnih parametara tranzistora, i zbog toga je neophodnoposebnu paznju posvetiti uticaju jonizujuceg zracenja na oksid. Svi radijacioni defekti koji se formiraju uoksidu mogu se svrstati u dve grupe [1]: pozitivno zahvaceno naelektrisanje i naelektrisanje na povrsinskimstanjima, u zavisnosti od toga gde se oni nalaze.

2.1 Zahvaceno naelektrisanje u oksidu

Kao sto je poznato, jonizujuce zracenje izaziva formiranje pozitivnog zahvacenog naelektrisanja u oksidu3, cijienergetski nivoi leze u oblasti zabranjene zone oksida [1]. Sa stanovista pouzdanog rada tranzistora neophodnoje poznavati ponasanje gustine zahvacenog naelektrisanja tokom i nakon ozracivanja. Takodje, da bi se mod-ifikovali postojeci tehnoloski procesi, u cilju dobijanja oksida sa zeljenim odzivom na zracenje: radijacionoocvrsnuti (”hard”) ili osetljivi (”soft”) oksid, neophodno je poznavati mikrostrukturu defekata koji cine za-hvaceno naelektrisanje. U ovom poglavlju ce, iz do sada publikovanih radova, biti izneti najznacajniji rezultativezani za zahvaceno naelektrisanje.

2.1.1 Formiranje zahvacenog naelektrisanja

Mada ne postoji jedan generalizovani model za formiranje zahvacenog naelektrisanja, na osnovu mnogobrojnihistrazivanja vezanih za uticaj jonizujuceg zracenja na MOS komponente (analiza mnogih od njih je data umonografiji [1]), moguce je usvojiti neke cinjenice, koje su opste prihvacene i kroz niz eksperimenata potvrd-jene. Takodje, treba istaci da se novija istrazivanja uglavnom ne bave modelima za formiranje zahvacenognaelektrisanja tokom ozracivanja MOS komponenata, verovatno smatrajuci da se tu ne moze reci nesto novo.

Posto je oksid najosetljiviji deo MOS kompenenata treba se kratko osvrnuti na njegovu strukturu [5].Jedinicna struktura oksida je prikazana na sl. 2.1(a), i ona se sastoji od jednog atoma silicijuma i cetiri atomakiseonika, koji su vezani u obliku tetraedra. Naime, svaki Si atom je vezan sa cetiri O atoma, pri cemu rastojanjeizmedju atoma silicijuma i atoma kiseonika Si-O varira u intervalu od 0.152 do 0.169nm, a tetraedarski ugao(O-Si-O) je 109.18 o. Svaki atom kiseonika je vezan sa dva atoma silicijuma, a ugao Si-O-Si se krece izmedju120o i 180o (ugao θ na sl. 2.1(b)), u zavisnosti od vrste SiO2. Kod termickih oksida MOS komponenata ugaoθ kod nenapregnute veze iznosi 144 o, a rastojanje Si-O 0.162nm.

Jonizujuce zracenje, kome je izlozena MOS komponenta, vrsi raskidanje kovalentnih veza u oksidu O3 ≡Sio −O − Sio≡O3

4 prema sledecoj reakciji [6]:

≡Sio −O − Sio≡ hν→ ≡Si.o+ ≡Sio −O. + e− + h+, (2.1)

1Skracenica od Metal-Oxide-Semiconductor.2U daljem tekstu oksid.3U daljem tekstu zahvaceno nelektrisanje.4O3 ≡Sio− kompleks ce u daljem tekstu biti prikazivan kao ≡Sio−, i on oznacava atom silicijuma u oksidu vezan za tri susedna

atoma kiseonika.

3

Sl. 2.1: Struktura silicijum-dioksida SiO2. (a) Strukturna jedinica oksida je SiO4 i ona ima tetraedarsku strukturu. (b)Struktura Si-O-Si veze (ugao θ varira izmedju 120 o i 180 o) [5].

pri cemu dolazi do formiranja parova elektron-supljina (e−−h+) (za formiranje jednog para potrebna je energijaod ≈ 17 eV [1]). Mozemo spomenuti i mogucnost da zracenje raskine ≡ Sio − H, odnosno ≡ Sio − OH vezu[7]. Medjutim, suvisno je navoditi ostale mogucnosti, jer sigurno da zracenje koje moze da izazove raskidanjestabilnih veza (reakcija 2.1), mnogo lakse vrsi raskidanje ”napregnutih kovalentnih veza, kojih takodje ima uoksidu [8]. Reakcija (2.1) je istaknuta zbog toga sto su ove veze najbrojnije. Inace, da bi upadno zracenjeformiralo defekte u oksidu potrebno je da njegova energija bude veca od 9 eV , koliko priblizno iznosi sirinazabranjene zone oksida.

Jedan deo stvorenih e− − h+ parova moze da se rekombinuje, ponovo formirajuci raskinute veze. Postojedva osnovna modela za opisivanje procesa rekombinacije [1]: 1) model kolone, koji pretpostavlja da su vrlo malamedjusobna rastojanja izmedju generisanih parova elektron-supljina i 2) model dvojne rekombinacije, zasnovanna pretpostavci da je rastojanje izmedju formiranih e− − h+ parova mnogo vece u poredjenju sa rastojanjemizmedju supljina i njima odgovarajucih elektrona. Elektroni koji su izbegli rekombinacioni proces mogu daformiraju nove e−−h+ parove i/ili da napuste oksid za veoma kratko vreme (reda velicine 1 ps). Naime, mnogielektroni imaju dovoljnu energiju da mogu da vrse raskidanje kovalentnih veza u oksidu, i to je dominantnijiefekat od onog po kome upadno zracenje direktno vrsi raskidanje kovalentnih veza u oksidu i formira e− − h+

parove (reakcija (2.1)). Supljine, koje su mnogo manje pokretne od elektrona, transportuju se, u zavisnostiod smera elektricnog polja u oksidu, do jedne od medjupovrsina: oksid/supstrat ili oksid/gejt, gde dolazido njihovog nagomilavanja. Medjutim, sa stanovista degradacije osnovnih elektricnih parametara tranzistora(napona praga i pokretljivosti), neuporedivo vecu njihovu promenu izazivaju supljine nagomilane u bliziniSi/SiO2 (supstrat-oksid) medjupovrsine5, sto odgovara slucaju pozitivnog napona na gejtu. Ova cinjenica jenarocito vazna za n-kanalne MOS (NMOS) tranzistore, jer je to njihov radni napon. Kada supljine stignu blizumedjupovrsine, vrse raskidanje ”napregnutih” veza u oksidu, i na taj nacin se zahvataju u veoma uskoj oblastisirine nekoliko nanometara od medjupovrsine6, i kao takve predstavljaju zahvaceno naelektrisanje. Moze sesmatrati da se najveca koncentracija napregnutih veza nalazi u ovoj oblasti, i da one predstavljaju energetskidublje centre zahvata supljina.

Za opisivanje transporta supljina koje su izbegle rekombinaciju, od mesta formiranja do oblasti blizu med-jupovrsine gde bivaju zahvacene, detaljno je razvijen CTRW7 model koji veoma uspesno opisuje ovaj transport[10, 11, 12]. Sustina CTRW modela je da su centri zahvata u amorfnom SiO2 rasporedjeni po zakonu slucajnosti(nalaze se na medjusobnim rastojanjima li; sl. 2.2(a)). Pri tome je pretpostavljeno da se transport supljinaizmedju tih, slucajno rasporedjenih centara zahvata, vrsi ili pomocu procesa preskakanja (fononski potpo-

5U daljem tekstu medjupovrsina.6Deo zahvacenih, od ukupno stvorenih supljina iznosi nekoliko procenata u ocvrsnutim i 30 − 50% u osetljivim oksidima [9].7Skracenica od Continious-Time Random Walk.

mognut tunelski proces; sl. 2.2(b)), ili se supljine krecu od jednog do drugog defekta preko valentne zone oksida(sl. 2.2(c)). Takodje se pretpostavlja da su centri zahvata u oksidu, koji imaju ulogu ”prenosioca” supljina,energetski ”plici”, pa ih zato supljine spontano napustaju nakon kratkog vremena. Taj proces se odigravasve dok supljine ne stignu do medjupovrsine gde bivaju zahvacene na energetski dubljim centrima zahvata(zaustavljaju se na njima). Brzina transporta supljina zavisi od temperature, jacine elektricnog polja i debljineoksida, i odigrava se npr. za manje od 1ms, na sobnoj temperaturi, u oksidu debljine 100nm, pri elektricnompolju od 1MV/cm [13]. Na sl. 2.3 prikazani su rezultati promene napona ravnih zona MOS kondenzatora(∆Vfb = q∆Not/Cox, gde je q naelektrisanje elektrona, ∆Not gustina zahvacenog naelektrisanja po jedinicipovrsine, Cox kapacitivnost oksida po jedinici povrsine), neposredno nakon impulsnog ozracivanja. Kruzicipredstavljaju eksperimentalne vrednosti, a pune linije rezultat fitovanja koriscenjem CTRW modela [14]. Kaosto se sa slike moze videti, slaganje je veoma dobro. Ovde takodje treba naglasiti da pracenje porasta gus-tine zahvacenog naelektrisanja tokom ovako kratkih vremenskih intervala nakon ozracivanja komponenata imasmisla samo u slucaju kratkotrajnog (impulsnog) ozracivanja (zracenje velikom brzinom doze).

Sl. 2.2: CTRW model (a), kretanje supljina tunelo-vanjem izmedju dva lokalizovana stanja (b), i prekovalentne zone oksida (c) [14].

10-4 10-3 10-2 10-1 100 101 102 103-6

-5

-4

-3

-2

-1

0

(80 K)

(125 K)(185 K)

(T = 293 K)

∆ Vfb

- ∆

Vfb

∞

(V

)

Vreme (s)

Sl. 2.3: Poredjenje promena napona ravnih zonakondenzatora dobijenih eksperimentom i CTRWmodelom. ∆V∞

fb = −1.2 V [14].

Nakon razmatranja procesa transporta, treba izvrsiti analizu mogucih centara zahvata supljina u ”napreg-nutoj” oblasti oksida blizu medjupovrsine. To je jedino moguce na osnovu rezultata vezanih za mikrostruk-turu defekata koji cine zahvaceno naelektrisanje, dobijenih na osnovu ESR (”Electron Spin Resonance”) spek-troskopije8.

2.1.2 Mikrostruktura zahvacenog naelektrisanja

Korisniku MOS komponente jedino je vazno poznavanje ponasanja (smera i velicine promena) njenih elektricnihparametara tokom i nakon ozracivanja. Medjutim, svakako nije dovoljno samo poznavati radijacioni i posleradi-jacioni odziv komponenate, jer bi to onda znacilo da one odredjuju mogucnost primene elektronskih sklopova ukojima su zastupljene. Cilj je svakako suprotan, da se komponente prilagode uslovima u kojima treba da rade,a to je jedino moguce ako postoji jasna slika o mikrostrukturi defekata koji postoje pre, i koji nastaju tokom inakon ozracivanja, sto daje mogucnost promene tehnoloskih postupaka za izradu komponenata. Sa razvojemnovijih eksperimentalnih tehnika za ispitivanje mikrostrukture defekata raste i interesovanje za proucavanjeradijacionih efekata kod oksida.

ESR spektoskopija je efikasna i siroko primenjivana metoda za analizu mikrostrukture defekata u oksidu ina medjupovrsini [15], i kao takva trenutno je nezamenljiva u izucavanju radijacionih defekata. Medjutim, bezobzira na siroku zastupljenost ESR metode, ona poseduje i odredjene nedostatke: relativno mala rezolucija

8Drugi naziv za ovu metodu je EPR (”Electron Paramagnetic Resonance”) spektroskopija.

(1010 defekata/cm2) i potreba za velikom povrsinom uzorka (≥ 1 cm2). Zbog navedenih nedostataka, razvijenaje nova SDR (”spin dependent recombination”) metoda, zasnovana na ESR spektoskopiji, koja je 107 putaosetljivija od nje i moze da se koristi cak i kod kratkokanalnih MOS tranzistora [15]. Medjutim, SDR metodajos ne moze da zameni ESR metodu zbog toga sto nije razvijen matematicki aparat za odredjivanje gustineregistrovanih defekata.

Kada supljine stignu u oblast blizu medjupovrsine, stupaju u reakciju sa nekim od sledecih ”prekursora” zaformiranje zahvacenog naelektrisanja9 [16]: vakancijom kiseonika ≡Sio−Sio≡, napregnutom ≡Sio−O−Sio≡vezom10 ili peroksidnim kompleksom ≡Sio − O − O − Sio≡. Treba jos istaci i primesni vodonik (hidroksilnugrupu) kao moguci prekursor: ≡Sio−H(OH). Svi ovi prekursori predstavljaju energetski dublje centre zahvatasupljina.

Zahvatanjem supljine na vakanciji kiseonika dolazi do raskidanja ≡Sio − Sio≡ veze:

≡Sio − Sio≡ +h+ → ≡Si+o.Sio≡, (2.2)

pri cemu se formira kompleks koji se naziva E’ centar. On je otkriven jos 1956. godine [18] i tada se mislilo daon predstavlja centar zahvata elektrona (po tome je i dobio ime: E od ”electron”, a ’ predstavlja nepopunjenuelektronsku orbitalu-nespareni spin). Na sl. 2.4 prikazan je model zahvatanja supljine i formiranja E’ centra.Vazno je istaci terminologiju vezanu za E’ centar, jer se u literaturi srecu razni njegovi oblici11 [16]: E’α, E’β,E’γ i E’δ. Priroda E’α centra nije poznata i on je stabilan samo na temperaturama manjim od 200 K, dok E’βnastaje kao posledica zahvatanja vodonikovog atoma na vakanciji kiseonika. E’γ je klasican E’ centar12 sa sl.2.4, i u mnogim (narocito novijim) radovima se dodaje indeks γ. Griscom [16] tvrdi da je E’δ primecen samo ustaklu koje sadrzi visok procenat hlora i da njegova struktura nije poznata. Medjutim, Warren i saradnici [19]smatraju da se E’δ centar javlja u termickom oksidu, i da tokom oporavka komponenata stresiranih elektricnimpoljem dolazi do konverzije E’δ u E’γ centre [19, 20]. Slika 2.5 prikazuje povecanje gustine E’γ na racunsmanjenja gustine E’δ centara, nakon naprezanja tranzistora elektricnim poljem. Takodje su pretpostavilinjegovu strukturu: nespareni elektron kod E’δ centra nije lokalizovan na jednom, kao u slucaju E’γ centra, vecdelokalizovan na cetiri susedna Si atoma [19].

Sl. 2.4: Raskidanje napregnute ≡Sio − Sio≡ vezei formiranje E’ centra [1].

0 1500 3000 4500 6000 75000.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

E'δ

E'γ

E'γ + E'δ

E' γ,

E' δ

(10

11 c

m-2

)

Vreme (min)

Sl. 2.5: Konverzija E’δ centara u E’γ centre, tokomoporavka stresiranih komponenata [19].

Na osnovu rezultata svojih istrazivanja, Conley i Lenahan [21] su dosli do zakljucka da su pronasli noviE’ centar, koga su nazvali EP centar. Medjutim, kasnije su pokazali [22] da je EP u stvari ranije otkriveniE’δ centar i da je njegov nespareni elektron lokalizovan na jednom atomu silicijuma, a ne zajednicki za cetiri

9U daljem tekstu prekursor.10Treba naglasiti da u oblasti blizu medjupovrsine postoje mnoge veze kod kojih ugao izmedju atoma u SiO2 vezi nije 144o, kao

u unutrasnjosti oksida, vec 120o [17].11Uobicajeno je da se za termicke okside koriste zakljucci koji su dobijeni na osnovu istrazivanja drugih oblika SiO2, a ne samo

oksida u MOS strukturama [5, 16].12U daljem tekstu oznaka E’ se odnosi na E’γ centar.

atoma, kako je pretpostavljeno u radovima [19, 20]. Ocigledno je da ima vise naziva za jedan tip E’ centra,kao i mnogo varijanti E’ centara (u radu [5] se navodi da postoji vise od 10 vrsta), ali se sve one baziraju napostojanju ≡Si.o defekta13.

Razgradnjom napregnute ≡Sio −O − Sio≡ veze formira se NBOHC14 centar ≡Sio −O. (nepremoscujucikiseonik - centar zahvata supljine):

≡Sio −O − Sio≡ +h+ → ≡Sio −O+ .Sio≡, (2.3)

Interesantno je istaci da se .Sio ≡ defekt takodje naziva E’ [16], odnosno E’s centar [5]. Razgradnjom per-oksidnog kompleksa ≡Sio − O − O − Sio≡ formira se peroksidni radikal ≡Sio − O − O+. NBOHC centar iperoksidni radikal najpre su otkriveni samo u tecnom oksidu (”fused silica”) [16], i mada su kasnije otkriveni iu termickom oksidu, pokazano je da oni ne igraju vazniju ulogu u oksidu MOS tranzistora [15].

Reakcijom supljine sa vodonikom (odnosno hidroksilnom grupom) vezanim u oksidu oslobadja se vodonikovjon:

≡Sio −H + h+ → ≡Si.o + H+, (2.4)

≡Sio −OH + h+ → ≡Sio −O. + H+. (2.5)

Sve ove reakcije odigravaju se i u unutrasnjosti oksida, a ne samo blizu medjupovrsine, samo je u unutrasnjostioksida koncentracija ovih centara neuporedivo manja. ≡Si.o defekt predstavlja centar zahvata supljine (moze dabude neutralan ili pozitivno naelektrisan), a ≡Sio −O. defekt je amfoterican, sto znaci da moze biti neutralan,pozitivno ili negativno naelektrisan [23].

U radu [24] dati su rezultati ispitivanja veze izmedju gustine zracenjem formiranog zahvacenog naelektrisa-nja, dobijene elektricnom (C-V)15 metodom, i gustine E’ centara, dobijene ESR metodom, kod kondenzatora sa(111) orijentacijom medjupovrsine. Slika 2.6 prikazuje promene gustina E’ centara i zahvacenog naelektrisanjasa dozom zracenja, a sl. 2.7 zavisnost gustine E’ centara od ∆Not, nakon ozracivanja komponenata dozom od105 Gy, dobijenih razlicitim tehnoloskim postupcima (svaka tacka predstavlja razliciti kondenzator). Obe slikepokazuju da su promene ovih gustina priblizno iste. Istrazivanje [25] je pokazalo da su i tokom ozracivanja kon-denzatora sa (100) medjupovrsinom promene gustine E’ centara u vrlo dobrom slaganju sa promenom gustinezahvacenog naelektrisanja, dobijenom C-V metodom. Na osnovu ovih istrazivanja moze se zakljuciti da je E’centar najdominantniji defekat u oksidu, i da on daje najveci doprinos zahvacenom naelektrisanju, formiranomozracivanjem. Zbog toga je, u cilju povecanja otpornosti MOS komponenata na zracenje, neophodno vakancijikiseonika posvetiti posebnu paznju (ovaj trend se zapaza u literaturi, jer se u gotovo svim radovima analizirasamo E’ centar).

Istrazivanja efekata jonizujuceg zracenja kod MOS tranzistora sigurno bi dobila na znacaju ako bi sepokazalo da se njihovi rezultati mogu primeniti na slucaj naprezanja tranzistora elektricnim poljem (efekatvrucih nosilaca). Warren i Lenahan [26] izvrsili su poredjenje gustina defekata u oksidu, formiranih jonizujucimzracenjem i naprezanjem jakim elektricnim poljem (E ≥ 7MV/cm), pri cemu su ove gustine dobijenekoriscenjem ESR metode. Oni su potvrdili da je E’ centar odgovoran za porast gustine zahvacenog naelektri-sanja usled ozracivanja komponenata. Medjutim, njihovi rezultati su pokazali da je E’ centar samo delimicnoodgovoran za zahvaceno naelektrisanje formirano u oksidu nakon Fowler-Nordheim-ovog tunelovanja elektronaiz Si-supstrata16 u oksid, jer manje od polovine ukupne gustine zahvacenog naelektrisanja cine E’ centri. Toznaci da se svi zakljucci, dobijeni na osnovu ozracivanja, a koji se odnose na zahvaceno naelektrisanje, ne moguprimeniti na slucaj naprezanja tranzistora elektricnim poljem. S druge strane, Boesch i McGarrity [27] su naosnovu elektricnih merenja zakljucili da eksperimenti injekcije elektrona visokim elektricnim poljem mogu bitikorisceni za predvidjanje radijacione ocvrsnutosti oksida MOS komponenata.

13Tacka oznacava usamljeni elektron, tj. ”nespareni spin”.14Skracenica od Nonbridging-Oxygen Hole Center.15Skracenica od Capacitance-Voltage.16U daljem tekstu supstrat.

0 2 4 6 8 100

1

2

3

E' ∆NotE

', ∆

Not

(1

012cm

-2)

Doza (104 Gy)

Sl. 2.6: Zavisnost gustina E’ centara i zahvacenognaelektrisanja od doze zracenja [24].

0 1 2 3 40

1

2

3

4

E'

(10

12cm

-2)

∆Not (1012cm-2)

Sl. 2.7: Zavisnost gustine E’ centara od gustinezahvacenog naelektrisanja nakon ozracivanja MOSkondenzatora dobijenih razlicitim tehnoloskim pro-cesima [24].

2.1.3 Odzarivanje zahvacenog naelektrisanja

Kao sto je napred navedeno, tokom ozracivanja komponenata, kao i neposredno nakon njega, dolazi do formi-ranja zahvacenog naelektrisanja. U slucaju impulsnog (kratkotrajnog) ozracivanja formiranje zahvacenog nael-ektrisanja uglavnom se odigrava u kratkom vremenskom intervalu nakon ozracivanja (sl. 2.3). Sa druge strane,u slucaju dugotrajnijeg ozracivanja (zracenje manjom brzinom doze), zahvaceno naelektrisanje se uglavnomformira tokom samog ozracivanja, jer supljine imaju dovoljno vremena da stignu u oblast blizu medjupovrsine,gde bivaju zahvacene. Po zavrsetku ovog procesa, gustina zahvacenog naelektrisanja ulazi u zasicenje. Poredpoznavanja ponasanja radijacionih defekata u oksidu tokom ozracivanja17, svakako je vazno poznavati njihovoponasanje i tokom vremenski duzeg oporavka, pri razlicitim uslovima (temperatura, polarizacija, atmosfera,...).

Nakon zavrsenog procesa formiranja zahvacenog naelektrisanja, prouzrokovanog ozracivanjem tranzistora,pocinje proces njegovog odzarivanja (smanjenja njegove gustine). Naravno, intenzitet odzarivanja zavisi oduslova u kojima se tranzistor nalazi, sto se jasno uocava na sl. 2.8 i 2.9 [28]. Slika 2.8 prikazuje promenekomponenata napona praga usled zahvacenog naelektrisanja (∆Vot) i usled povrsinskih stanja (∆Vit), za dvetemperature oporavka. Sa slike se uocava da je intenzivnije odzarivanje zahvacenog naelektrisanja na visoj(125 oC) nego na nizoj (25 oC) temperaturi, dok gustina povrsinskih stanja18 ostaje nepromenjena.

Veza izmedju ovih komponenata napona praga i odgovarajucih gustina naelektrisanja je:

∆VT = ∆Vot + ∆Vit = ∓ q

Cox∆Not +

q

Cox∆Nit, (2.6)

gde su ∆Not (znak ”-” ispred ovog clana se odnosi na NMOS, a znak ”+” na PMOS tranzistore) i ∆Nit

gustine zahvacenog nelektrisanja i povrsinskih stanja po jedinici povrsine (obicno se izrazavaju u cm−2), redom,definisane u odnosu na njihove vrednosti pre naprezanja komponenata. Naime, pre ozracivanja tranzistoratakodje postoje odredjene gustine ovih defekata (Not(0) i Nit(0)), tako da je ∆Not,it = Not,it − Not,it(0),gde je Not,it ukupna gustina ovih defekata tokom ozracivanja ili oporavka tranzistora. To znaci da ∆Not

(∆Nit) oznacava ”promenu gustine” odgovarajucih defekata, ali je uobicajeno da se koristi samo izraz ”gustina”defekata. Cox = εox/tox je kapacitivnost oksida gejta po jedinici povrsine (εox - dielektricna konstanta oksida,tox - debljina oksida), a ∆VT predstavlja promenu napona praga VT , u nekom trenutku tokom ozracivanja ilioporavka, u odnosu na njegovu vrednost pre ozracivanja VT0 (∆VT = VT − VT0).

Slika 2.9 prikazuje promene komponente napona praga usled zahvacenog naelektrisanja sa vremenom opo-ravka, i kao sto se moze videti, intenzitet odzarivanja raste sa porastom pozitivnog napona na gejtu. U cilju

17Ovde se podrazumeva i kratkotrajni oporavak nakon impulsnog ozracivanja, u kome se zahvaceno naelektrisanje formira.18To su stanja na medjupovrsini ciji se energetski nivoi nalaze unutar zabranjene zone supstrata.

10-1 100 101 102-3

-2

-1

0

1

2

3

4

∆Vot

∆Vit

oporavakozra~ivanje

125 oC

25 oC

∆ Vot

, ∆ V

it (

V)

Doza (104 Gy) Vreme (h)

Sl. 2.8: Uticaj temperature oporavka na promenekomponenata napona praga NMOS tranzistora;VG = 10 V tokom ozracivanja i oporavka [28].

0.1 1 10 100

-3

-2

-1

0

0 V

2.5 V

VG = 10 V

oporavak

100 oCozra~ivanje

∆ Vot

(V

)

Doza (104 Gy) Vreme (h)

Sl. 2.9: ∆Vot tokom ozracivanja i oporavka NMOStranzistora; sobna temperatura i VG = 10 V tokomozracivanja, i t = 100oC i razliciti naponi na gejtutokom oporavka [28].

objasnjenja dobijenih eksperimentalnih rezultata (sl. 2.8 i 2.9) [28], pretpostavljeno je da postoje tri energet-ska nivoa u zabranjenoj zoni oksida na kojima se nalaze pozitivno naelektrisani radijacioni defekti koji cinezahvaceno naelektrisanje, i koji predstavljaju centre zahvata elektrona (sl. 2.10). Jedan energetski nivo za-hvacenog naelektrisanja lezi u oblasti provodne zone supstrata (E1), drugi u oblasti valentne zone supstrata(E2) i treci iznad vrha valentne zone oksida (E3). Elektroni koji tuneluju iz supstrata, ili se termalno emitujuiz valentne zone oksida, mogu da se zahvate na ovim centrima i da ih neutralisu, sto dovodi do smanjenja∆Not. Popunjenost nivoa E1 (broj pozitivno naelektrisanih defekata na njemu) zavisi od temperature i pozi-tivnog napona na gejtu. Naime, u slucaju vise temperature veca je koncentracija elektrona u provodnoj zonisupstrata, a samim tim veci je broj elektrona koji mogu da tuneluju do centara zahvata na tom nivou. Sadruge strane, sa povecanjem pozitivne polarizacije gejta smanjuje se visina potencijalne barijere tunelovanja.Popunjenost nivoa E2 skoro je nezavisna od temperature odzarivanja, ali jako zavisi od vrednosti pozitivnognapona na gejtu (povecanje napona dovodi do smanjenja potencijalne barijere za tunelovanje i povecanja kon-centracije elektrona u valentnoj zoni supstrata, uz medjupovrsinu). Popunjenost energetskog nivoa E3 ne zavisiod napona na gejtu, ali je jako temperaturno zavisna (sa povecanjem temperature raste broj elektrona kojimogu da napuste valentnu zonu oksida).

Sl. 2.10: Energetski zonski dijagram n-kanalnogMOS tranzistora pri pozitivnoj polarizaciji gejta[28].

(

∆1RW

(

∆1

RW

Q

HRG

CDUH

QL

GHR

7HPSHUDWXUDR

&

Sl. 2.11: Promene neodzarenih delova zahvacenognaelektrisanja i E’ centara sa temperaturomodzarivanja [24].

Lenahan i Dressendorfer [24] su pokazali da odzarivanje zahvacenog naelektrisanja u stvari predstavljaodzarivanje E’ centara. Slika 2.11 prikazuje promene neodzarenih delova zahvacenog naelektrisanja i E’ centarasa temperaturom odzarivanja (izohronalni oporavak), ozracenih MOS kondenzatora sa (111) orijentacijommedjupovrsine. Sa slike se vidi da su ove promene iste. Kasnije je potvrdjeno da su promene gustine E’ centaratokom izohronalnog oporavka ozracenih kondenzatora sa (100) orijentacijom medjupovrsine iste sa promenamagustine zahvacenog naelektrisanja, dobijene C-V metodom [25]. Ova istrazivanja navode na zakljucak da je E’centar odgovoran za ponasanje gustine zahvacenog naelektrisanja tokom oporavka ozracenih komponenata.

Svako od istrazivanja ponasanja radijacionih defekata u oksidu tokom procesa oporavka tranzistora dajeodredjene zakljucke vezane za odnos izmedju promene gustine ovih defekata i vremena oporavka. Medjutim,cilj je da se na osnovu celog skupa dobijenih informacija dodje do generalizovanih zakljucaka koji bi vazili zaodredjene uslove oporavka (elektricno polje, temperatura,...) i tipove oksida (vlazan, suv, ocvrsnut, osetljiv...).Naravno, najkorisnije bi bilo da se promene ∆Not matematicki opisu i nadju funkcije odziva radijacionihdefekata tokom njihovog odzarivanja pri razlicitim uslovima. Kao posledica tih teznji, do sada je objavljenonekoliko istrazivanja u kojima su modelovani procesi odzarivanja zahvacenog naelektrisanja, ali cini se da su tipokusaji samo delimicno uspeli. Derbenwick i Sander [29] su pokazali da se gustina zahvacenog naelektrisanjasmanjuje po linearnom zakonu sa logaritmom vremena. Winokur i saradnici [30, 31] kasnije su razvili ovuteoriju, koja je dobila ime linearna teorija. Pokazali su da ova teorija veoma dobro opisuje ponasanje zahvacenognaelektrisanja tokom oporavka tranzistora sa radijaciono osetljivim oksidom. Medjutim, u slucaju komercijalnihi radijaciono ocvrsnutih oksida linearna teorija ne daje dobre rezultate. Treba istaci da u ovim radovima nisudiskutovani mehanizmi koji dovode do ovakve zavisnosti.

Oldham i saradnici [9] su predlozili model za opisivanje odzarivanja zahvacenog naelektrisanja kod ozracenihtranzistora tokom oporavka na sobnoj temperaturi, koji ce u daljem tekstu biti ukratko opisan. Pri formiranjumodela, poslo se od pretpostavke da je smanjenje gustine zahvacenog naelektrisanja posledica tunelovanjazahvacenih supljina iz oksida u valentnu zonu supstrata19, i da je, posto se radi o sobnoj temperaturi, ”aktivan”samo nivo E2 sa sl. 2.10, odnosno da je celokupno zahvaceno naelektrisanje koje se odzaruje lokalizovano naovom energetskom nivou. Prema modelu tunelovanja, verovatnoca ptun da zahvacena supljina, koja se nalazina rastojanju x od medjupovrsine, tuneluje u valentnu zonu supstrata data je izrazom:

ptun =1to

exp(−βx), (2.7)

gde je to vreme prvog tunelskog dogadjaja neposredno nakon ozracivanja (obicno se uzima da je to ≈ 10−13s), aβ parametar barijere tunelovanja (odredjuje njenu visinu). Da bi se pojednostavila procedura nalazenja izrazaza gustinu zahvacenog naelektrisanja, usvojeno je postojanje tunelskog fronta, kao sastavnog dela tunelsketeorije, koji je na rastojanju Xm od medjupovrsine definisan na sledeci nacin:

Xm(t) = (1/2β) ln(t/to). (2.8)

Tunelski front se definise kao ravan u oksidu gde je promena gustine zahvacenog naelektrisanja najveca. Pritome se pretpostavlja da je on veoma ”ostar”, tako da se moze smatrati da su u nekom trenutku, kada se tunelskifront nalazi na rastojanju Xm(t), svi centri zahvata na rastojanjima vecim od Xm(t) popunjeni supljinama,a na manjim prazni. Na osnovu izraza (2.8) vidi se da brzina tunelskog fronta po vremenskoj dekadi iznosi:∆Xm = (2β)−1ln(10) = 1.15β−1. Za termicki oksid, ∆Xm lezi u intervalu 0.2− 0.4nm/dekada, sto zavisi odtemperature i primenjenog polja.

Parametar barijere tunelovanja β, u odsustvu napona na gejtu, dat je izrazom:

β(0) =[2m∗

t

h2 Et

], (2.9)

gde je m∗t efektivna masa tunelovanja, Et energetski nivo zahvacenih supljina u odnosu na vrh valentne zone

supstrata, a h = h/2π (h je Plankova konstanta). Et u stvari predstavlja potencijalnu barijeru za elektrone

19Ovde postoji potpuna jednakost u znacenju procesa tunelovanja elektrona u oksid i supljina u supstrat.

iz valentne zone supstrata koju moraju savladati da bi presli u oksid i doveli do neutralizacije zahvacenognaelektrisanja. Primenom napona na gejtu, menja se vrednost parametra barijere tunelovanja:

β(εox) = β(0)(1− qεoxxo/Et)1/2, (2.10)

gde je εox elektricno polje u oksidu prouzrokovano primenjenom polarizacijom gejta. Za zahvacene supljine(zahvaceno naelektrisanje) u oblasti 3 do 4nm od medjupovrsine, jednacina (2.10) predvidja smanjenje β odpriblizno 25% sa povecanjem elektricnog polja od 0 do 4MV/cm. Posto je nagib krive koja opisuje promene∆Vot sa vremenom oporavka srazmeran sa β−1, pri ovoj promeni elektricnog polja dolazi do povecanja nagibaza oko 33%.

Ukupna gustina naelektrisanja zahvacenih elektrona, koji su tunelovanjem iz valentne zone supstrata stigliu oksid, tj. rekombinovanih supljina, za vreme t od pocetka tunelovanja, moze se izraziti na sledeci nacin:

∆Qtun(t) = q

∫ Xm(t)

0p(x)dx, (2.11)

gde je q naelektrisanje elektrona, a p(x) pocetna raspodela zahvacenog naelektrisanja, tj. raspodela supljina podubini oksida gejta na pocetku oporavka. Promena komponente napona praga usled zahvacenog naelektrisanja,uz pretpostavku da je debljina oxida tox mnogo veca od rastojanja koje prelazi tunelski front (tox À 10nm),je:

∆Vot(t) = −C +∆Qtun(t)

Cox, (2.12)

gde je C komponenta napona praga u trenutku to (C = ∆Vot(to)). Mada je u opstem slucaju raspodelap(x) nepoznata, pretpostavljeno je da se nakon ozracivanja tranzistora radi o jednostavnoj eksponencijalnojzavisnosti: p(x) = poe

λx, gde je po gustina zahvacenog naelektrisanja blizu medjupovrsine nakon ozracivanja(preciznije receno, po je gustina na nekom rastojanju xo koje odgovara polozaju tunelskog fronta u trenutkuto). Resavanjem integrala (2.11) dobija se:

∆Qtun(t) =qpo

2βfν(t), (2.13)

gde je

fν(t) =1ν

[(t

to

)ν

− 1], (2.14)

i ν = λ/2β. Za λ → 0 (uniformna raspodela zahvacenog naelektrisanja: p(x) = po = const.) =⇒ ν → 0 =⇒fν(t) → ln(t/to), sto znaci da je promena ∆Qtun sa vremenom oporavka linearna [30]. Koriscenjem jednacine(2.13) dobija se sledeci izraz za promenu komponente napona praga usled zahvacenog naelektrisanja:

∆Vot(t) = −C + Afν(t), (2.15)

gde je A = qpo/(2βCox).Provera ovog modela izvrsena je koriscenjem tranzistora sa razlicitim oksidima gejta: ocvrsnuti TI, osetljivi

TI i osetljivi SNL (koji je po osetljivosti izmedju ova dva tipa oksida). Eksperimentalni rezultati su pokazalida tokom odzarivanja zahvacenog naelektrisanja ne dolazi do promene gustine povrsinskih stanja. Naime,smanjenje ∆Not nije praceno povecanjem ∆Nit, vec je iskljucivo posledica zahvatanja elektrona koji tuneluju izsupstrata, sto je uslov primene tunelske teorije. Slika 2.12 daje poredjenje eksperimentalno dobijenih vrednostipromene napona praga usled zahvacenog naelektrisanja, tokom oporavka tranzistora, sa krivama dobijenim naosnovu izraza (2.15), za razlicite tipove oksida. Kao sto se moze videti, tunelski model daje izuzetno dobroslaganje sa eksperimentom, a vrednosti ∆Vot zavise od tipa oksida. U slucaju osetljivog TI oksida zavisnost∆Vot od vremena oporavka je linearna, tako da se jedino za ovaj tip oksida moze primeniti linearna teorija [30].Ovako razlicito ponasanje posledica je prostorne raspodele zahvacenog naelektrisanja, koja je proporcionalnarelativnoj efikasnosti zahvatanja, prikazanoj na sl. 2.13. U slucaju osetljivog TI oksida zahvaceno naelektrisanjeje rasporedjeno uniformno, a osetljivog SNL i ocvrsnutog TI oksida neuniformno. Raspodele prikazane na sl.

2.13 su u saglasnosti sa istrazivanjem [17], u kome je pokazano, koriscenjem XPS20 metode, da se razlikujuraspodele napregnutih veza u radijaciono ocvrsnutom i radijaciono osetljivom oksidu. Napregnuta oblast, ukojoj se nalazi zahvaceno naelektrisanje, kod ocvrsnutih oksida je uza nego kod osetljivih, i postoji ostra granicaizmedju napregnute i nenapregnute oblasti.

102 103 104 105 106-1.0

-0.8

-0.6

-0.4

-0.2 o~vrsnuti oksid (tip TI) osetljivi oksid (tip SNL) osetljivi oksid (tip TI) model

∆ Vot

(V

)

Vreme (s)

Sl. 2.12: Promene napona praga usled zahvacenognaelektrisanja ozracenih NMOS tranzistora sa vre-menom oporavka; TI (Texas Instruments Corp.),SNL (Sandia National Labs) [9].

0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.00

2

4

6

8

10

osetljivi SNL

o~vrsnuti TI

osetljivi TI

Rel

ativ

na e

fika

snos

t zah

vata

nja

x (nm)

Sl. 2.13: Zavisnost efikasnosti zahvatanja supljinaod debljine oksida (racunato od medjupovrsine).Pune linije su dobijene fitovanjem eksperimental-nih vrednosti, a isprekidane su ekstrapolirane [9].

Posto tunelski model Oldhama-a i saradnika [9] sadrzi vise nepoznatih parametara (C, A, ν i to), koje jecesto tesko odrediti, Savic i saradnici [32, 33] predlozili su nacin fitovanja eksperimentalnih vrednosti ∆Vot, do-bijenih tokom oporavka ozracenih tranzistora, za ciju primenu nije potrebno unapred poznavati ove parametre.Parametar C se moze eliminisati koriscenjem nekog od eksperimentalnih rezultata:

C = ∆Vi = ∆Vot(ti), (2.16)

gde je ∆Vi bilo koja eksperimentalna vrednost promene napona praga usled zahvacenog naelektrisanja dobijenatokom oporavka tranzistora (najbolje je uzeti prvu eksperimentalnu vrednost). Ovo omogucava i eliminisanjeparametra to, koji se tesko moze odrediti. Naime, koriscenjem izraza (2.16), izraz (2.15) moze se predstaviti uobliku:

∆Vot(t) = ∆Vi + A′1ν

[(t

ti

)ν

− 1], (2.17)

gde je A′ = A(ti/t0)ν . Primenom metode najmanjih kvadrata, za parametre A′ i ν dobijaju se sledeci izrazi:

A′ =

νn∑

k=1

(∆Vk −∆Vi)[(

tkti

)ν

− 1]

n∑

k=1

[(tkti

)ν

− 1]2 , (2.18)

n∑

k=1

[∆Vk −∆V (tk)](

tkti

)ν [ν ln

(tkti

)− 1

]+ 1

= 0, (2.19)

gde je n ukupan broj eksperimentalnih vrednosti, a indeks i oznacava jednu od njih. Najpre se nadje nepoznataν, tako sto se numerickim putem resi poslednja jednacina, a zatim se pomocu izraza (2.18) odredi A′.

Kao sto je pokazano, tunelski model dobro fituje eksperimentalne vrednosti gustine zahvacenog naelektrisa-nja tokom oporavka na sobnoj temperaturi [9], kada je aktivan samo nivo E2. Medjutim, McWhorter i saradnici[34] su pokusali da modeliraju proces odzarivanja zahvacenog naelektrisanja i na visim temperaturama. U tom

20Skracenica od X-ray Photoelectron Spectroscopy.

cilju, predlozili su kombinovani tunelsko-termalni model, zasnovan na tunelskom [9] i termalno-emisionommodelu [35, 36], koji ce u nastavku biti ukratko opisan.

U tunelskom modelu, kako je ranije receno, pretpostavlja se da je dominantni mehanizam odzarivanjazahvacenog naelektrisanja tunelovanje supljina u valentnu zonu supstrata. Posto je na osnovu njega gustinaodzarenog naelektrisanja data izrazom (2.11), onda se komponenta napona praga usled preostalog zahvacenognaelektrisanja moze izraziti na sledeci nacin:

∆Vot(t) =q∆Not(t)

Cox= −q

∫ ∞

Xm(t)

(tox − x) p(x)εox

dx, (2.20)

pri cemu je ovaj izraz identican sa izrazom (2.12).Termalno-emisioni model je zasnovan na pretpostavci da je dominantni mehanizam u odzarivanju za-

hvacenog naelektrisanja termalna emisija zahvacenih supljina u valentnu zonu oksida, tj. elektrona iz valentenezona oksida do zahvacenih supljina. Verovatnoca da zahvacena supljina bude termalno emitovana u valentnuzonu oksida, data je sledecim izrazom:

pem = AT 2 exp(−φtq/(kT )), (2.21)

gde je φt razlika u energiji izmedju energetskog nivoa zahvacenih supljina i vrha valentne zone oksida, k

Bolcmanova konstanta, T apsolutna temperatura, i A parametar koji zavisi od poprecnog preseka zahvatasupljina i drugih fizickih parametara. Brzina odzarivanja zahvacenog naelektrisanja, usled termalne emisijesupljina, moze se opisati izrazom:

∂pt(φt, t)∂t

= −AT 2 exp(−φtq/(kT ))pt(φt, t), (2.22)

gde je pt(φt, t) raspodela zahvacenih supljina po energiji, u datom trenutku t. Resavanjem ove jednacine, dobijase:

pt(φt, t) = p(φt) exp(−AT 2 exp(−φtqt/(kT ))), (2.23)

gde je p(φt) raspodela zahvacenih supljina po energiji odmah nakon ozracivanja. Analogno sa tunelskim fron-tom, ovde se moze uvesti termalno-emisioni front φm, kao energetski nivo sa koga se desava maksimalna emisijasupljina:

φm(t) =kT

qln[AT 2t]. (2.24)

Pri tome se pretpostavlja da se termalno-emisioni front krece duz zabranjene zone oksida, od valentne kaprovodnoj zoni, i da su u nekom trenutku nivoi zahvacenih supljina energije manje od φm(t) prazni, a vece odφm(t) popunjeni. Na osnovu toga, komponenta napona praga usled preostalog zahvacenog naelektrisanja mozese izraziti u obliku:

∆Vot(t) = −q

∫ ∞

φm(t)

(tox − xc) p(φt)εox

dφt, (2.25)

gde je xc polozaj centroida naelektrisanja. Na osnovu termalno-emisionog modela se u slucaju uniformneraspodele supljina po energiji, dobija prava linija ako se nacrta ∆Vot u zavisnosti od log(T ) (naravno, pri tomese podrazumeva da tunelski efekat nema uticaja). Odredjena odstupanja od linearne zavisnosti, koja se mogujaviti, su posledica neuniformne raspodele. Medjutim, ni jedan ni drugi model sami ne mogu da opisu zavisnostodzarivanja zahvacenog naelektrisanja od elektricnog polja i temperature. Tunelski model je jako zavisan odelektricnog polja, i slabo zavisan od temperature, a termalno-emisioni model obrnuto. Njihova kombinacija dajetunelsko-termalni model, na osnovu koga se dobija izraz za brzinu smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanjakao funkcija polozaja u prostoru, energije i vremena:

∂pt(x, φt, t)∂t

= −(ptun + pem)pt(x, φt, t), (2.26)

gde je pt(x, φt, t) raspodela zahvacenih supljina po energiji i prostoru, u datom trenutku t, a ptun i pem definisanisu izrazima (2.7) i (2.21), redom.

Slika 2.14 prikazuje koncept tunelskog i termalno-emisiong fronta, pri cemu je pretpostavljeno da se energet-ski nivoi supljina nalaze u celom energetskom opsegu valentne zone supstrata, tj. nisu lokazlizovani kao nivoi sasl. 2.10. Medjutim, pokazano je da raspodela tih nivoa po energiji ima izrazeni pik za E ≈ 1 eV , i to predstavljavrednost energije koju poseduje najveci broj zahvacenih supljina. Da bi se pojednostavio problem nalazenjaparametara modela, pretpostavljeno je da su tunelovanje i termalna emisija supljina nezavisni procesi, madasupljine na granici interakcije ova dva fronta ucestvuju u oba procesa.

Na osnovu kombinovanog tunelsko-termalnog modela, koriscenjem Poisson-ove jednacine, moze se dobitisledeci izraz za promenu napona praga usled zahvacenog naelektrisanja:

∆Vot(t) = −q

∫ ∞

xm(t)

∫ ∞

φm(t)

(tox − x) p(x, φt)εox

dφt dx. (2.27)

Na sl. 2.15 prikazani su rezultati fitovanja eksperimentalnih vrednosti komponente napona praga usled za-hvacenog naelektrisanja, koriscenjem izraza (2.27). Prethodno su, na osnovu eksperimentalnih podataka zajednu temperaturu, odredjeni parametri fitovanja. Kao sto se moze videti, slaganje eksperimentalnih i mode-lovanih vrednosti je veoma dobro.

Sl. 2.14: Energetski zonski dijagram koji prikazujedva fronta odzarivanja naelektrisanja [34].

101 102 103 104 105 106 107 108

-1.6

-1.4

-1.2

-1.0

-0.8

-0.6

poveanje temperature

sobna temp.

160 oC

120 oC

80 oC

25 oC model

∆ Vot

(V

)

Vreme (s)

Sl. 2.15: Eksperimentalne vrednosti ∆Vot tokomoporavka i krive dobijene modelom [34].

Treba istaci da kombinovani tunelsko-termalni model vazi samo u slucaju kada ne postoje drugi mehanizmiodzarivanja zahvacenog naelektrisanja (kao sto je tunelovanje elektrona iz provodne zone supstrata) i ne postojipovezanost opadanja ∆Not sa povecanjem ∆Nit [37]. Naime, na osnovu toga sto je proces tunelovanja nezavisanod temperature, smatrano je da povisena temperatura ne dovodi do povecanog tunelovanja supljina u supstrat,tj. zanemarena je mogucnost da supljine tuneluju u provodnu zonu supstrata, uprkos istrazivanjima koja suto predvidjala [28, 38]. Inace, pokazano je da tokom oporavka ozracenih tranzistora nije dolazilo do promenegustine povrsinskih stanja.

Kao sto je vec receno, pod dejstvom pozitivne polarizacije gejta dolazi do odzarivanja zahvacenog naelek-trisanja. Slika 2.16 prikazuje proces zahvatanja elektrona, koji je tunelovao iz supstrata, na relaksiranom E’centru, i ovaj proces dovodi do smanjenja vrednosti ∆Not (pri tome se podrazumeva da je E’ centar najdomi-nantniji u oksidu, i samo se on razmatra) [39]. Dobijeni kompleks (neutralni E’ centar) se ne moze detektovatiniti elektricnim metodama (nije naelektrisan) niti ESR metodom (nema nesparene elektrone). Kao sto se saslike vidi, pretpostavljeno je da se elektron ne zahvata na pozitivno naelektrisanom atomu ≡Si+o , vec na neu-tralnom atomu koji poseduje nespareni elektron ≡Si.o, i na taj nacin se vrsi kompenzacija naelektrisanja. To seobjasnjava teznjom za popunjavanjem nesparenog spina. Na taj nacin, ova dva atoma silicijuma predstavljajuelektricno neutralni kompleks. Medjutim, da li ce ponovo izmedju njih da se formira veza zavisi od njihovemedjusobne udaljenosti, temperature i vremena koje je proteklo od zahvatanja elektrona. Ako se nakon pozi-tivnog, primeni negativni napon na gejtu, onda ce elektroni sa neutralnih E’ centara, u kojima veza nije ponovoformirana, da tuneluju u supstrat (to je proces suprotan od onog prikazanog na sl. 2.16). To znaci da se, u toku

procesa oporavka pod dejstvom pozitivnog napona na gejtu, jedan deo odzarenog zahvacenog naelektrisanjasamo kompenzovao, a drugi neutralisao (trajno odzario).

Na osnovu ove analize, ocigledno je da primenom negativnog, nakon primene pozitivnog napona na gejtu,moze doci do povecanja gustine zahvacenog naelektrisanja, tj. ponovnog naelektrisavanja kompenzovanih cen-tara (ovaj proces je poznat pod nazivom ”suprotno” odzarivanje21). Da bi ispitali efekat suprotnog odzarivanja,Lelis i saradnici [39] izvrsili su eksperiment naizmenicne promene smera elektricnog polja u oksidu, tj. eksper-iment naizmenicne promene znaka napona na gejtu22. NP eksperiment je sproveden na sobnoj temperaturi,nakon ozracivanja tranzistora koji su se razlikovali u tipu oksida gejta (srednje ocvrsnuti A, ocvrsnuti B i osetljiviC oksid). Tranzistori su ozracivani X-zracima energije 10 keV ili elektronima iz LINAC-a (linearnog akcelera-

Sl. 2.16: Zahvatanje elektrona i kompenzacija za-hvacenog naelektrisanja [39].

102 103 104 105 106-1.5

-1.0

-0.5

0.0

0.5

1.0

Eox = +1.25 MV/cm

∆ Vot

, ∆ V

it (

V)

Vreme (s)

103 104 105 106

∆Vit

∆Vot

Eox = +1.25 MV/cmEox = -1.25 MV/cm

103 104 105 106

∆Vit

∆Vot

Sl. 2.17: ∆Vot i ∆Vit tokom NP eksperimenta spro-vedenog na sobnoj temperaturi [39].

tora) energije 12MeV , i tokom NP eksperimenta dobijeno je isto ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja,za obe vrsta zracenja. Slika 2.17 prikazuje tipicne promene komponenata napona praga NMOS tranzistora cijije oksid tipa B, tokom NP eksperimenta sprovedenog nakon ozracivanja X-zracima. Sa slike se vidi da dolazi donaizmenicnog smanjenja i povecanja gustine zahvacenog naelektrisanja, dok gustina povrsinskih stanja stalnoblago raste. Na osnovu eksperimentalnih rezultata [39], moze se zakljuciti da intenzitet suprotnog odzarivanjazavisi od 1) tipa oksida gejta i 2) broja etapa uzastopne promene znaka napona na gejtu. Promene gustinezahvacenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata najvece su kod radijaciono ocvsnutih, a najmanje kod radi-jaciono osetljivih oksida. Objasnjenje za takvo ponasanje daje koncept tunelskog fronta [9], a ono je posledicarazlicite prostorne raspodele zahvacenog naelektrisanja u oksidu. U slucaju osetljivog oksida zahvaceno naelek-trisanje je uniformno rasporedjeno unutar uske oblasti blizu medjupovrsine, sirine nekoliko nanometara, i veceje gustine nego u slucaju ocvsnutog oksida, gde je ono neuniformno rasporedjeno, a najveca koncentracijaje blizu medjupovrsine (sl. 2.13). Zbog toga je broj supljina koje ucestvuju u tunelskom procesu tokom NPeksperimenata veci kod ocvrsnutih, a manji kod osetljivih oksida.

Eksperimentalni rezultati su jos pokazali da se u svakoj narednoj etapi primene negativnog, nakon primenepozitivnog napona na gejtu, smanjuje deo zahvacenog naelektrisanja koje se ponovo formira (sl. 2.17). To znacida se tokom svake etape oporavka sa pozitivnim naponom na gejtu jedan deo zahvacenog naelektrisanja trajnoodzaruje (najveci deo svakako tokom prve etape). To je posledica cinjenice da izmedju suprotno naelektrisanihatoma silicijuma (sl. 2.16) postoji Kulonovsko elektrostaticko privlacenje, koje u kombinaciji sa termalnimoscilovanjem atoma, dovodi do toga da atomi budu dovoljno blizu i da se veza izmedju njih ponovo formira.Zbog toga sto su eksperimenti vrseni na sobnoj temperaturi, pretpostavljeno je da se energetski nivo zahvacenognaelektrisanja koje ucestvuje u NP eksperimentu nalazi u oblasti valentne zone supstrata (nivo E2 sa sl. 2.10),3.1eV [40] iznad vrha valentne zone oksida.

Lelis i saradnici [38] su nastavili ispitivanje ponasanja zahvacenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata,

21Od engleskog izraza reverse annealing.22U daljem tekstu NP eksperiment.

koriscenjem visih temperatura. Dobijeni rezultati su pokazali da je za temperature manje od 125 oC primecenaslaba temperaturna zavisnost procesa ”pravog” i suprotnog odzarivanja, na osnovu cega je pretpostavljenoda je pri ovim temperaturama aktivan samo nivo u oblasti valentne zone supstrata. Medjutim, u slucajuvisih temperatura primeceno je povecanje dela zahvacenog naelektrisanja koje se odzaruje tokom pozitivne,odnosno formira (suprotno odzaruje) tokom negativne polarizacije gejta. Ovo povecanje je narocito izrazenokod osetljivih oksida (tip C), jer su kod njih u slucaju sobne temperature promene ∆Not bile najmanje. Sadruge strane, kod ocvrsnutih oksida su ove promene i na sobnoj temperaturi bile izrazenije (moze se reci daje veci deo zahvacenih supljina bio ”aktivan” i na ovoj temperaturi), tako da nije primecena tako izrazenatemperaturna zavisnost tokom NP eksperimenata. Na sl. 2.18 dato je tipicno ponasanje komponente naponapraga usled zahvacenog naelektrisanja NMOS tranzistora sa osetljivim oksidom C ozracenog X-zracima, tokomNP eksperimenta, za tri temperature oporavka. Kao sto se moze videti, pravo i suprotno odzarivanje su izrazitafunkcija temperature. Slika 2.19 prikazuje promene vrednosti ∆Vot NMOS tranzistora sa ocvrsnutim oksidomB tokom NP eksperimenta, i ocigledno je da ovaj tip oksida pokazuje slabiju temperaturnu zavisnost.

102 103 104 105-0.8

-0.7

-0.6

-0.5

-0.4

-0.3

+1.25 MV/cm

145 oC

85 oC sobna t.

∆ Vot

(V

)

Vreme (s)

103 104 105

-1.25 MV/cm

145 oC

85 oC sobna t.

103 104 105 103 104 105

Sl. 2.18: Promene komponente napona praga usledzahvacenog naelektrisanja NMOS tranzistora saosetljivom oksidom, tokom naizmenicne primenepozitivnog i negativnog elektricnog polja, nakonozracivanja X-zracima [38].

102 103 104 105-1.5

-1.4

-1.3

-1.2

-1.1

-1.0

-0.9

-0.8

-0.7

-0.6

+1.25 MV/cm

145 oCsobna t.∆ V

ot

(V)

Vreme (s)

103 104 105

-1.25 MV/cm

145 oCsobna t.

103 104 105 103 104 105

Sl. 2.19: Promene komponente napona praga usledzahvacenog naelektrisanja NMOS tranzistora saocvrsnutim oksidom, tokom naizmenicne primenepozitivnog i negativnog elektricnog polja, nakonozracivanja X-zracima [38].

Da bi objasnili povecanje odzarivanja zahvacenog naelektrisanja na povisenim temperaturama, autori supretpostavili da, pored razmene naelektrisanja sa valentnom zonom supstrata, postoji i razmena naelektrisanjasa provodnom zonom supstrata, i da je taj mehanizam, kod NP eksperimenata sprovedenih na povisenimtemperaturama, dominantniji. Naime, iako je, na osnovu aproksimacije prvog reda koja zanemaruje fononskipotpomognuto tunelovanje, verovatnoca da jedan elektron tuneluje iz provodne zone supstrata u oksid, krozpotencijalnu barijeru date visine u odredjenom vremenskom trenutku, nezavisna od temperature, broj cesticakoje pokusavaju tunelovanje (koncentracija elektrona u provodnoj zoni supstrata), kao i visina barijere, zaviseod temperature. Medjutim, problem je bio polozaj energetskog nivoa zahvacenog naelektrisanja koji se nalaziu zabranjenoj zoni oksida nasuprot provodne zone supstrata, posto postoji veci broj istrazivanja temperaturnezavisnosti odzarivanja zahvacenog naelektrisanja, koja daju razlicite informacije o njegovom polozaju. Da biusaglasili sva ova istrazivanja, Lelis i saradnici [38] su uveli jednu drugaciju pretpostavku od one koja je do tadapostojala [28]. Naime, smatrali su da ne postoje dva lokalizovana energetska nivoa (E1 i E2 na sl. 2.10), vecjedan lokalizovani energetski nivo, koji se nalazi u oblasti valentne zone supstrata, i koji predstavlja osnovnostanje E’ centra, a da se u oblasti provodne zone supstrata nalazi energetski nivo pobudjenog stanja E’ centra(nesto slicno je pre toga predlozio Breed [41]). Na sl. 2.20 date su energetske oblasti u kojima se mogu nalazitienergetski nivoi osnovnog i pobudjenog stanja E’ centra, a koje su uvedene da bi se obuhvatili polozaji nivoadobijeni u drugim radovima [38].

U radu [38] takodje je predlozen generalizovani model, prikazan na sl. 2.21, za objasnjenje smanjenja ∆Not

tokom primene pozitivnog (pravo odzarivanje) i povecanja ove gustine tokom primene negativnog napona na

gejtu (suprotno odzarivanje zahvacenog naelektrisanja). Pri tome, on vazi i za vise temperature (a ne samoza sobnu temperaturu, kao model sa sl. 2.16), i moze da objasni zavisnost pravog i suprotnog odzarivanja odtemperature. Na osnovu ovog modela, E’ centar ima stanje u kome je izvrsena samo kompenzacija naelektrisanja(sl. 2.21(C)) i stanje u kome je ponovo formirana raskinuta veza (tzv. stanje ”neutralizacije”; sl. 2.21(A)).Zbog toga sto je stanje (C) ”aktivno” u NP eksperimentima, poznato je pod nazivom ”switching oxide trap”23

(ovo je generalni naziv za sve centre koji mogu ucestvovati u NP eksperimentima). Osnovni nivo sa sl. 2.20

Sl. 2.20: Energetske oblasti u kojimase mogu nalaziti energetski nivoi os-novnog i pobudjenog stanja E’ cen-tra [38].

Sl. 2.21: Model za kompenzaciju i neutralizaciju zahvacenog na-elektrisanja [38].

je osnovno stanje (C) koje sadrzi jedan negativno naelektrisan atom silicijuma sa dva elektrona koji imajuantiparalelnu orijentaciju spina, i jedan pozitivno naelektrisan atom silicijuma (sl. 2.21). Pobudjeni nivo sa sl.2.20 predstavlja pobudjeno stanje (C) (nije prikazano na sl. 2.21), koje nastaje kada jedan elektron sa negativnonaelektrisanog atoma predje na pozitivno naelektrisan atom, tako da oba atoma postaju neutralna, ali vezaizmedju njih jos nije formirana. Pobudjeno stanje (C) moze nastati pod dejstvom povisene temperature. Druginacin nastanka pobudjenog stanja (C) je da elektron, koji tuneluje iz provodne zone supstrata, bude zahvacenna pozitivno naelektrisanom atomu silicijuma (to odgovara prelazu iz stanja (B) u pobudjeno stanje (C)).Medjutim, pobudjeno stanje (C) je nestabilno, i sistem koga cine ova dva atoma silicijuma se za manje od 1 s ilivraca u osnovno stanje (C) ili prelazi u stanje (A). Prelaz pobudjenog stanja (C) u osnovno stanje (C) odgovaraprelazu elektrona sa jednog na drugi neutralni atom silicijuma (nastaje kompenzacija naelektrisanja), dok prelazu stanje (A) predstavlja ponovno formiranje veze izmedju ovih atoma (neutralizacija naelektrisanja). Trebaistaci da je model prikazan na sl. 2.21 predlozen na osnovu eksperimentalnih rezultata dobijenih elektricnimmerenjima.

Rezultati ispitivanja ponasanja zahvacenog naelektrisanja tokom NP eksperimenata, kod komponenata kojesu prethodno stresirane elektricnim poljem, prikazani su u radu [42]. Najpre je izvrseno naprezanje MOS kon-denzatora koriscenjem jedne od sledecih eksperimentalnih tehnika: lavinska injekcija supljina, lavinska injekcijaelektrona ili Fowler-Nordheim-ova (F-N) tunelska injekcija elektrona, pri cemu je promena gustine formiranogzahvacenog naelektrisanja pracena preko napona ravnih zona VFB, dobijenog iz C-V merenja. U eksperimen-tima lavinske injekcije koriscen je naponski impuls trougaonog oblika, amplitude 60V i frekvence 75 kHz, kojiu oksidu kondenzatora stvara maksimalno elektricno polje od ≈ 5MV/cm. Ovaj impuls dovodi do dubokogosiromasenja i lavinskog proboja u supstratu, pri cemu se generisu manjinski nosioci blizu medjupovrsine, koji

23U daljem tekstu SOT centar.

se pri delovanju napona na gejtu odgovarajuceg smera krecu kroz oksid, formirajuci defekte u njemu. F-Ntunelovanje elektrona iz supstrata u oksid izvrseno je pod dejstvom konstantnog pozitivnog napona na gejtukoji stvara elektricno polje vece od 6MV/cm.

Eksperimentalni rezultati su potvrdili povecanje gustine zahvacenog naelektrisanja nakon primene nekogod navedenih naprezanja. Medjutim, ponasanje ovih gustina tokom NP eksperimenata, sprovedenih nakonnaprezanja MOS kondenzatora, je razlicito, u zavisnosti od nacina formiranja zahvacenog naelektrisanja.Naime, u slucaju kada je zahvaceno naelektrisanje formirano lavinskom injekcijom supljina, vrednost ∆Not

opada sa vremenom oporavka bez obzira na znak primenjenog napona na gejtu. U slucaju kada je zahvacenonaelektrisanje formirano lavinskom injekcijom i F-N tunelovanjem elektrona, vrednost ∆Not tokom oporavkaraste sa negativnim, a opada sa pozitivnim naponom na gejtu. Slika 2.22 prikazuje rezultat NP eksperimenta,izvrsenog nakon lavinske injekcije supljina. Promena znaka napona na gejtu vrsena je svakih 20 minuta. Nakon

0 2 4 6 8 10

-4.4

-4.0

-3.6

-3.2

-2.8

-2.4

(+)(+)(+)(+) (-)(-)(-)(-)

VFB

(V

)

Vreme (103s)

Sl. 2.22: Ponasanje napona ravnih zona tokom naiz-menicne promene napona na gejtu, koji stvara elek-tricno polje u oksidu, datog smera, od 4.5 MV/cm,sprovedene nakon lavinske injekcije supljina [42].

0.0 0.8 1.6 2.4 3.2

-2.4

-2.0

-1.6

-1.2

-0.8

(+)(+)(+) (-)(-)(-)

VFB

(V

)

Vreme (103s)

Sl. 2.23: Ponasanje napona ravnih zona tokom naiz-menicne promene napona na gejtu, koji stvara elek-tricno polje u oksidu, datog smera, od 4.5 MV/cm,sprovedene nakon F-N tunelovanja elektrona [42].

prve etape sa negativnom polarizacijom, tokom koje je doslo do smanjenja VFB po apsolutnoj vrednosti, stoodgovara opadanju gustine zahvacenog naelektrisanja, tokom ostalih etapa sa negativnom polarizacijom se neuocava promena ove gustine. Tokom oporavka sa pozitivnim naponom na gejtu primeceno je stalno odzarivanjezahvacenog naelektrisanja. Slika 2.23 prikazuje ponasanje napona ravnih zona tokom NP eksperimenta, sprove-denog nakon F-N tunelovanja elektrona. Promena znaka napona na gejtu vrsena je svakih 10 minuta. Sa slikese uocava naizmenicno povecanje i smanjenje gustine zahvacenog naelektrisanja u zavisnosti od smera elek-tricnog polja (gustina raste primenom negativnog, a opada primenom pozitivnog napona na gejtu). Takodje,sa povecanjem broja ciklusa smanjuje se promena napona VFB. Objasnjenje za ovako razlicito ponasanje sasl. 2.22 i 2.23 dato je na osnovu pretpostavke o postojanju dva razlicita tipa defekata, a koja se bazirala naistrazivanju [43] koje je pokazalo da u slucaju naprezanja elektricnim poljem ne postoji direktna korelacijaizmedju gustine zahvacenog naelektrisanja, detektovane elektricnom metodom, i gustine E’ centara, odredjenepomocu ESR metode. Manja gustina E’ centara ukazuje na to da postoji ili jos neko stanje E’ centra koje sene moze detektovati ESR metodom, ili jos neki defekt osim njega.

Na osnovu rezultata prikazanih u radu [42] pretpostavljeno je da u slucaju lavinske injekcije supljina dolazido zahvatanja supljina, a u slucaju lavinske injekcije i F-N injekcije elektrona do formiranja tzv. anomalnogpozitivnog naelektrisanja24 (APC), cija mikrostruktura nije poznata. Prema ovom modelu, energetski nivozahvacenih supljina je ispod vrha valentne zone supstrata, i one se odzaruju, tj. njihova gustina se smanjujebez obzira na znak primenjenog napona, samo su promene izrazenije u slucaju pozitivnog napona na gejtu.Suprotno tome, energetski nivo APC centara se nalazi u oblasti zabranjene zone supstrata, i oni, razmenjujucinaelektrisanje sa supstratom, mogu da se neutralisu pod dejstvom pozitivnog, odnosno formiraju (”regenerisu”)

24Od engleskog izraza anomalous positive charge.

pod dejstvom negativnog napona na gejtu.

Freitag i saradnici [44] izvrsili su NP eksperimente sa tranzistorima kod kojih je prethodno X-zracenjem iliF-N injekcijom formirano zahvaceno naelektrisanje. Na osnovu svojih eksperimentalnih rezultata, zakljucili suda postoje dva razlicita defekta, od kojih se jedan odzaruje trajno, a drugi samo privremeno. Naime, odbacenje Lelis-ov model [38], a prihvacen model [42] o postojanju dva razlicita tipa defekata: zahvacene supljinei APC centri. Treba naglasiti da su njihovi rezultati, vezani za ponasanje zahvacenog naelektrisanja tokomNP eksperimenata, takodje dobijeni na osnovu elektricnih merenja, bez ulazenja u mikrostrukturu defekata,tako da uvedene pretpostavke nije bilo moguce nepobitno dokazati. U radu [45] prikazani su rezultati NPeksperimenata sprovedenih na tranzistorima koji su prethodno podvrgnuti dejstvu jonizujuceg zracenja (X-zraka). Za razliku od prethodnog istrazivanja, u kome je NP eksperiment sproveden na sobnoj temperaturi,u ovom su primenjivane i vise temperature. Autori su, koristeci rezultate elektricnih merenja, zakljucili danesumljivo postoje dva defekta, da se APC naelektrise i razelektrise linearno sa logaritmom vremena, da jeovaj defekt stabilan do 160 oC, a zahvacene supljine do mnogo nizih temperatura.

Pre nekoliko godina [46, 47], pomocu ESR metode izvrseno je ispitivanje strukture defekata koji ucestvuju uNP eksperimentima sprovedenim nakon ozracivanja i injekcije nosilaca. Korisceni su tranzistori sa radijacionoocvrsnutim oksidom, zbog toga sto oni sadrze vecu gustinu SOT centara nego radijaciono meki oksidi. Kaosto je vec receno, Lelis-ov model (sl. 2.21) je predvidjao da su E’ centri odgovorni za promenu vrednosti ∆Not

tokom NP eksperimenata, i da njihova gustina raste sa negativnim, a opada sa pozitivnim naponom na gejtu.Rezultati istrazivanja [46, 47] su pokazali da se E’ centar moze ponasati kao SOT centar i da ne postojedva odvojena defekta, kako je pretpostavljeno u radovima [42, 44, 45]. To znaci da su pretpostavke Lelis-a isaradnika [39, 38] bile dobre, iako su donesene na osnovu rezultata elektricnih merenja. Medjutim, istrazivanja[46, 47] nisu mogla da razjasne gde se vezuje zahvaceni elektron: na neutralnom atomu silicijuma (stanje (C)sa sl. 2.21) ili na pozitivnom atomu silicijuma, pri cemu se dobijaju dva neutralna atoma izmedju kojih vezanije formirana.

Uporedo sa formiranjem zahvacenog naelektrisanja dolazi i do formiranja radijacionih defekata na med-jupovrsini, od kojih su, zbog toga sto mogu da zahvataju nosioce naelektrisanja iz kanala, najznacajniji onikoji imaju energetske nivoe u okviru zabranjene zone supstrata, i koji su poznati pod nazivom povrsinska sta-nja. Medjutim, pored opste podele na zahvaceno naelektrisanje i povrsinska stanja, posto, koristeci elektricnemetode za razdvajanje uticaja ovih defekata na napon praga (subtreshold, C-V, charge-pumping metoda), nijemoguce napraviti ostru granicu izmedju njih, uvedena su i tzv. granicna stanja (”border traps”) [48]. To sustanja u oksidu, uz medjupovrsinu (sl. 2.24), koja mogu brzo da razmenjuju naelektrisanje sa supstratom, caki tokom samih elektricnih merenja. Treba istaci da je ova podela izvrsena mnogo ranije, i tada su ova stanjanazvana spora stanja (”slow states”) [49]. Na sl. 2.25 prikazane su promene gustina zahvacenog naelektrisanja,povrsinskih stanja i granicnih stanja ozracenih MOS tranzistora tokom oporavka na sobnoj i povisenoj tem-peraturi. Treba jos napomenuti da postoji i podela na brza i spora granicna stanja [20], u zavisnosti od brzinerazmene naelektrisanja sa supstratom.

Lelis i Oldham [51] su dali kriticki osvrt na terminologiju vezanu za stanja u oksidu. Po njihovom misljenjupostoji puno suvisnih termina: spora povrsinska stanja, anomalno pozitivno naelektrisanje (APC), centri za-hvata u oksidu blizu medjupovrsine (”near interfacial hole traps”) itd, jer mnogi oznacavaju iste defekte.Takodje, osporeno je uvodjenje granicnih stanja, jer nije moguce odrediti jasnu granicu izmedju njih sa jedne, inaelektrisanja u oksidu i na medjupovrsini sa druge strane. Naime, smatrano je da nema granicnih stanja, vecda se deo zahvacenog naelektrisanja registruje kao povrsinska stanja, u zavisnosti od brzine elektricnih merenja(ukoliko su merenja sporija, utoliko se veci deo zahvacenog naelektrisanja registruje kao povrsinska stanja).Po njihovom misljenju, jedino je moguce uvesti termin SOT stanja (njihova struktura je data na slici 2.21),kao posledica cinjenice da se tokom oporavka tranzistora deo zahvacenog naelektrisanja trajno odzaruje, a deosamo kompenzuje (pri tome se pretpostavlja da su SOT stanja u stvari E’ centri [46]). U radu [50] je na osnovuESR i C-V merenja, od strane istrazivaca koji podrzavaju postojanje granicnih stanja, takodje pokazano da seE’ centri mogu ponasati u elektricnim merenjima i kao granicna stanja i kao zahvaceno naelektrisanje. Samimtim, to moze dovesti u pitanje opravdanost uvodjenja granicnih stanja, s obzirom da imaju istu mikrostrukturu

Sl. 2.24: Ilustracija polozaja granicnih stanja [48].

0 2 4 6 80

2

4

6

8

10

∆Nit

t = 80 oCVG = 6 V

∆Not

∆Nbt

t = 25 oCVG = 6 V

∆ Not

, ∆N

it, ∆

Nbt

(1

011cm

-2)

Vreme (106s)

Sl. 2.25: ∆Not, ∆Nit i ∆Nbt tokom oporavkaozracenih tranzistora [50].

kao zahvaceno naelektrisanje.Na osnovu ovih istrazivanja, moze se zakljuciti da je najpogodnije zadrzati Deal-ovu [52] podelu na stanja

u oksidu (pokretni joni, fiksno naelektrisanje, neutralni centri zahvata i zahvaceno naelektrisanje), i na med-jupovrsini, a da su ostali tipovi centara zahvata u oksidu, koji se javljaju tokom ozracivanja i oporavka (SOTstanja, granicna stanja, APC centri,...), najverovatnije E’ centri, jer pri nekim eksperimentima i elektricnimmetodama za razdvajanje naelektrisanja, E’ centar moze da ispolji neku drugu svoju osobinu (kao sto je kom-penzacija naelektrisanja [38]), ili da se registruje kao povrsinsko, odnosno granicno stanje [50]. Sa druge strane,Stahlbush [53] smatra da E’ centri nisu odgovorni za veci deo sporih stanja, vec da su za njih odgovorni defektiuz medjupovrsinu koji sadrze vodonik. Posto je tacnost odredjivanja gustine defekata pomocu ESR metodeoko faktora dva [15], onda jedini sigurni zakljucak koji se moze izvesti je da su E’ centri najbrojniji, ali ne ijedini defekti u oksidu.

2.2 Povrsinska stanja

U zavisnosti od toga kada dolazi do formiranja povrsinskih stanja, moze se izvrsiti podela na normalno (kon-vencionalno) i latentno generisanje povrsinskih stanja. Prvi tip generisanja se desava tokom i neposrednonakon ozracivanja, i zavrsava se kada gustina povrsinskih stanja ∆Nit udje u zasicenje. Latentno generisanjepovrsinskih stanja se odigrava tokom vremenski dugih oporavaka ozracenih MOS tranzistora, i karakteristicnoje po tome sto do porasta ∆Nit dolazi nakon prividne saturacije ove gustine, tj. posle konvencionalnog porasta.Slika 2.26 jasno pokazuje razliku izmedju konvencionalnog i latentnog generisanja povrsinskih stanja [54].

2.2.1 Normalni ili konvencionalni porast gustine povrsinskih stanja

Primer konvencionalnog generisanja povrsinskih stanja je porast njihove gustine neposredno nakon kratko-trajnog (impulsnog) ozracivanja. Slika 2.27 prikazuje promene gustine povrsinskih stanja nakon impulsnogozracivanja kondenzatora [55]. Komponente su ozracene LINAC-om do doze od 6kGy(SiO2), za vreme od0.1 s. Kriva A predstavlja oporavak kondenzatora sa pozitivnim naponom na gejtu, koji stvara elektricno poljejacine 4MV/cm, pri cemu je ista vrednost elektricnog polja bila i tokom ozracivanja. Komponente cije jeponasanje povrsinskih stanja predstavljeno krivom E, ozracivane su i oporavljane sa negativnim elektricnimpoljem od −4 MV/cm. Kao sto se moze videti, u slucaju A gustina formiranih povrsinskih stanja je najveca,a u slucaju E je najmanja. Krive B, C, i D dobijene su za MOS kondenzatore koji su ozracivani pri istim(4MV/cm), ali su oporavljani pri razlicitim uslovima. Naime, tokom oporavka, elektricno polje u oksidu na-jpre je bilo negativno (−4MV/cm), tokom intervala od 20, 200 i 2000 s za slucaj B, C, i D, redom, da bi se

Sl. 2.26: Ilustracija konvencionalnog i latentnogporasta gustine povrsinskih stanja kod ozracenogMOS tranzistora, tokom oporavka na sobnoj tem-peraturi [54].

10-1 100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

E

D

C

B

ADa = 6 kGy

tox = 96.5 nm

pre ozra~.

generisanje i transportnaelektrisanja

∆ Nit

(10

11cm

-2)

Vreme (s)

Sl. 2.27: Uticaj polarizacije gejta na ponasanje gus-tine povrsinskih stanja nakon impulsnog ozraciva-nja MOS kondenzatora (primer konvencionalnoggenerisanja povrsinskih stanja) [55].

nakon toga njegov smer promenio. Na osnovu slike se moze zakljuciti da negativno elektricno polje sprecavaformiranje povrsinskih stanja, sto znaci da je neka pozitivno naelektrisana cestica odgovorna za porast vrednosti∆Nit. Slika 2.28 takodje prikazuje uticaj jacine elektricnog polja na formiranje povrsinskih stanja. Kao sto sevidi, postoji izrazita zavisnost vrednosti gustine povrsinskih stanja u zasicenju od pozitivnog napona na gejtu,pri cemu se zasicenje javlja ranije kod vecih elektricnih polja. Na sl. 2.29 data je zavisnost gustine povrsinskihstanja od vremena, pri razlicitim temperaturama oporavka. Povecanje temperature dovodi do smanjenja vre-menskog intervala posle koga gustina formiranih povrsinskih stanja dostize zasicenje. Medjutim, interesanto jezapaziti da se vrednost gustine povrsinskih stanja u zasicenju ne menja vise od 20%, sto znaci da temperaturaslabo utice na ukupan broj formiranih povrsinskih stanja.

100 101 102 103 104 1050

1

2

3

4

5

6

1 MV/cm

2 MV/cm

4 MV/cm

6 MV/cm

∆ Nit

(10

11cm

-2)

Vreme (s)

Sl. 2.28: Gustina povrsinskih stanja kao funkcijavremena nakon impulsnog ozracivanja elektronima,za nekoliko vrednosti elektricnog polja primenjenogtokom oporavka [56].

10-2 10-1 100 101 102 103 104

0.0

0.5

1.0

1.5

2.0tox = 26 nm

VG = 5.2 V 278 K

297 K

315 K

335 K

375

K

355 K

∆ Dit

(x1

07 cm

-2eV

-1)/

Gy

Vreme (s)

Sl. 2.29: Gustina povrsinskih stanja kao funkcijavremena nakon impulsnog ozracivanja elektronima,za nekoliko vrednosti temperature oporavka [57].

Na osnovu mnogobrojnih istrazivanja uticaja zracenja i oporavka nakon ozracivanja na MOS tranzistore,predlozeno je vise modela za konvencionalno generisanje povrsinskih stanja, koji se mogu svrstati u dve grupe[1, 13]: modeli zasnovani na supljinama i na vodoniku. Najpoznatiji predstavnik prve grupe je model zahvacenihsupljina (h+ model), a druge grupe model transporta vodonikovih jona (H+ model).

Prema h+ modelu [58] – [63], supljine formirane zracenjem, koje se pod dejstvom pozitivnog elektricnog poljatransportuju do medjupovrsine, dovode do formiranja povrsinskih stanja. Naime, supljine se zahvataju blizu

medjupovrsine, i jedan njihov deo se konvertuje u povrsinska stanja. Medjutim, mikroskopski detalji procesakonverzije nisu poznati. Zbog odredjenih nedostataka koje poseduje [57], ovaj model nije naisao na siru podrsku.Jedan od osnovnih nedostataka je taj sto on ne moze da objasni eksperimentalne rezultate koji pokazuju da seproces formiranja povrsinskih stanja, na sobnoj temperaturi, zavrsava tek nakon nekoliko casova od impulsnogozracivanja (sl. 2.27-2.29). Naime, posto je transport supljina veoma brz proces (< 1 s), to bi znacilo da sekonverzija zahvacenih supljina u povrsinska stanja odigrava sporo, za sta ne postoji fizicko objasnjenje. Sadruge strane, ako bi ova konverzija i bila proces koji ogranicava brzinu formiranja povrsinskih stanja, vremeformiranja ∆Nit bi trebalo da zavisi od orijentacije medjupovrsine, sto nije bilo uoceno [57]. Osim toga, ovajmodel ne moze da objasni eksperimentalne rezultate koji pokazuju smanjenje brzine formiranja povrsinskihstanja sa povecanjem debljine oksida i sa smanjenjem elektricnog polja [57].

H+ model pretpostavlja da su za porast gustine povrsinskih stanja odgovorni vodonikovi joni [55, 64, 57, 65,66, 67, 68]. Prema ovom modelu, proces formiranja povrsinskih stanja odigrava se u dve etape. U prvoj etapi,zracenjem formirane supljine u toku transporta ka medjupovrsini reaguju sa vodonikom vezanim u oksidu,oslobadjajuci vodonikove jone (reakcije (2.4) i (2.5)). Oslobodjeni joni driftuju ka medjupovrsini gde stupajuu reakciju sa elektronima iz supstrata i formiraju vrlo reaktivne atome vodonika Ho [64]:

H+ + e− → Ho, (2.28)

pri cemu nastali Ho reaguje sa prekursorom za formiranje povrsinskog stanja Si3 ≡ Sis −H, formirajucipovrsinsko stanje Si3≡Si.s

25 i molekul vodonika H2 [64]:

≡Sis−H + Ho → ≡Si.s + H2. (2.29)

Na taj nacin, zavisnost brzine formiranja povrsinskih stanja od primenjenog elektricnog polja, moze se objasnitivremenom potrebnim da svi joni stignu do medjupovrsine, koje je inace znatno duze nego kod drifta supljina.To pokazuje i vrednost aktivacione energije procesa konvencionalnog porasta ∆Nit (Ea = 0.8 eV ) [57] koja jejednaka vrednosti aktivacione energije drifta H+ jona kroz oksid [69]. U ovom modelu nije potpuno odbacenamogucnost formiranja povrsinskih stanja pomocu direktne konverzije zahvacenih supljina (h+ model). Med-jutim, supljine mogu da budu odgovorne samo za formiranje ”brze” komponente povrsinskih stanja, koja cinimanje od 10 % ukupne gustine [57].

Ovde treba spomenuti jos neke od vodonikovih modela. Griscom [8] je predlozio model po kome je moleku-larni vodonik odgovoran za formiranje povrsinskih stanja, ali je on vrlo brzo napusten (i to od samog au-tora [64]), jer nije bio u mogucnosti da objasni zavisnost formiranja povrsinskih stanja od napona na gejtu.Shaneyfelt i saradnici [70] su predlozili (HT)2 (”hole-trapping/hydrogen transport”) model, koji je vrlo slicansa H+ modelom. Jedina razlika je u tome sto su autori, da bi objasnili svoje eksperimentalne rezultate, pret-postavili da se oslobadjanje vodonikovih jona pod dejstvom supljina, ne odigrava u unutrasnjosti oksida, vecblizu medjupovrsine. Medjutim, da bi ovaj model mogao da ukljuci zavisnost brzine porasta ∆Nit od de-bljine oksida, uvedene su dve dodatne pretpostavke, koje daju dva moguca objasnjenja ove zavisnosti. Prvapretpostavka je da postoji razlika u prostornoj raspodeli zahvacenih supljina izmedju debljih i tanjih oksida.Naime, pretpostavljeno je da se u slucaju debljeg oksida centroid centara zahvata supljina nalazi dublje u ok-sidu, sto dovodi do toga da se vodonikovi joni oslobadjaju dalje od medjupovrsine. Druga pretpostavka je da sunaprezanja u debljem i tanjem oksidu razlicita, i da to utice na drift H+ jona. Medjutim, na osnovu svih ovihpretpostavki, moze se postaviti pitanje valjanosti ovog modela, pogotovu sto su i sami autori priznali da su sveove mogucnosti spekulativne i da zahtevaju dodatne eksperimentalne dokaze (koji u kasnijim istrazivanjimanisu dati).

Na osnovu mnogobrojnih eksperimentalnih cinjenica koje su do sada navedene, ocigledno je da H+ modelnajbolje objasnjava konvencionalno generisanje povrsinskih stanja. Kao sto je vec receno, do konvencionalnogporasta gustine povrsinskih stanja dolazi nakon impulsnog ozracivanja. Naime, ozracivanje se vrsi velikombrzinom doze, za veoma kratko vreme, tako da se uglavnom sva povrsinska stanja formiraju nakon, a ne tokom

25Si3 ≡ Si.s defekt ce u daljem tekstu biti prikazivan kao ≡ Si.s, i on oznacava atom silicijuma na medjupovrsini, vezan za tri

atoma silicijuma u supstratu (tacka oznacava nespareni spin).

ozracivanja. Medjutim, do konvencionalnog porasta ∆Nit moze doci i u slucaju vremenski dugog ozracivanja(mala brzina doze), i to tokom samog ozracivanja, sto prikazuje sl. 2.30. Ozracivanje vecom brzinom dozetrajalo je 50 s, a konvencionalno generisanje povrsinskih stanja odigravalo se tokom i nakon ozracivanja. Uslucaju manje brzine doze ozracivanje je trajalo oko 3500 sati, tako da je do konvencionalnog porasta ∆Nit

doslo tokom ozracivanja (u oba slucaja je ukupna doza zracenja bila 1500Gy(SiO2)). Moze se zakljuciti da sekonvencionalnog generisanje povrsinskih stanja odigrava tokom i/ili neposredno nakon ozracivanja.

U radu [68] prikazani su rezultati modelovanja konvencionalnog porasta gustine povrsinskih stanja nakonimpulsnog ozracivanja, zasnovanog na H+ modelu. Pri tome, pretpostavljeno je da se kretanje vodonikovihjona, od mesta stvaranja do medjupovrsine, moze opisati CTRW modelom [10]–[12], i na osnovu toga dobijenje sledeci izraz zavisnosti gustine povrsinskih stanja nakon impulsnog ozracivanja od vremena oporavka:

∆Nit(t) = ∆N∞it

[1−

∫ 1

0R0(z)

(∫ z/τα

0G(y)dy

)dz

], (2.30)

gde je ∆N∞it saturaciona (maksimalna) vrednost gustine povrsinskih stanja, R0(z) normalizovana pocetna

gustina H+ jona, z = 1− (x/tox) i τ = (µ/tox)1/αt. Parametar α odredjuje disperzivnost transporta H+ jona(manja vrednost-vece rasejanje pri transportu) i ima vrednost izmedju 0 i 1, a µ je parametar proporcionalanprosecnom predjenom rastojanju vodonikovih jona pri jednom ”skoku”, i funkcija je primenjenog elektricnogpolja. Naime, pri modelovanju procesa konvencionalnog generisanja povrsinskih stanja prihvacena je pret-postavka CTRW modela po kojoj se H+ joni ka medjupovrsini krecu u skokovima, izmedju dva bliska centarazahvata (analogno kretanju supljina; sl. 2.2). Numerickim resavanjem ove jednacine moze se simulirati proceskonvencionalnog porasta ∆Nit. Modelovanje je takodje pokazalo da vazi: t1/2 ∼ t

1/αox i t1/2 ∼ E−m/α, gde je

t1/2 vreme potrebno da gustina povrsinskih stanja dostigne polovinu svoje vrednosti u zasicenju, tj. vreme zakoje je ∆Nit(t)/∆N∞

it = 0.5, E jacina elektricnog polja, a m konstanta (0 < m < 1). Slika 2.31 prikazujeeksperimentalne vrednosti porasta gustine povrsinskih stanja i krive dobijene fitovanjem, koriscenjem izraza(2.30). Najbolje slaganje modela sa eksperimentom je dobijeno za α = 0.38. Krstici i puna linija sa slike pred-stavljaju slucaj kada je tokom ozracivanja i oporavka bio pozitivan napon na gejtu, koji daje elektricno polje od2MV/cm, a trouglovi i isprekidana linija slucaj negativnog napona na gejtu tokom ozracivanja, a pozitivnogtokom oporavka. Kao sto se sa slike moze videti, predlozeni model daje dobro slaganje sa eksperimentom.

101 102 103 104 105 106 1070.0

0.5

1.0

1.5

1.2x10-4 Gy(SiO2)/s

30 Gy(SiO2)/s

+ oporavak

∆Nit

∆Nbt

∆Nbt

∆Nit

oporavak

ozra

~iva

nje

∆ Nit,

∆N

bt

(1011

cm

-2)

Vreme (s)

Sl. 2.30: Promene gustina povrsinskih i granicnihstanja tokom ozracivanja i oporavka za dve razlicitebrzine doze zracenja [50].

10-1 100 101 102 103 104 1050.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

eksperiment+2 MV/cm-2/+2 MV/cm

model +2 MV/cm -2/+2 MV/cm

tox = 35 nm

∆ Nit/

∆ Nit∞

Vreme (s)

Sl. 2.31: Poredjenje eksperimentalnih i modelo-vanih vrednosti normalizovane gustine povrsinskihstanja tokom oporavka [68].

Istrazivanje je takodje sadrzalo i ispitivanje uticaja debljine oksida gejta na proces formiranja povrsinskihstanja. Ponasanje normalizovane gustine povrsinskih stanja tokom oporavka na sobnoj temperaturi, za tranzi-store sa razlicitim debljinama oksida, prikazano je na sl. 2.32 i 2.33. Moze se zapaziti da vrednosti ∆Nit

nakon impulsnog ozracivanja zavise od debljine oksida i smera elektricnog polja tokom ozracivanja. Eksper-imentalni rezultati su pokazali da je u slucaju negativnog napona na gejtu tokom ozracivanja, i pozitivnog

10-1 100 101 102 103 104 105 1060.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

∞∆ N

it /

∆ Nit

Vreme (s)

Sl. 2.32: Promene gustine povrsinskih stanja nakonozracivanja NMOS tranzistora (tokom ozracivanjai oporavka elektricno polje u oksidu je bilo2 MV/cm) [68].

10-2 10-1 100 101 102 103 104 105 1060.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

∞∆ N

it /

∆ Nit

Vreme (s)

Sl. 2.33: Promene gustine povrsinskih stanja nakonozracivanja NMOS tranzistora (tokom ozracivanjaEox = −2 MV/cm, a tokom oporavka 2 MV/cm)[68].

tokom oporavka, vreme porasta ∆Nit proporcionalno sa t2.6ox (α = 1/2.6 = 0.38). Sa druge strane, fitovanjem

eksperimentalnih vrednosti predlozenim modelom takodje je dobijena vrednost α = 0.38. Treba jos istaci daje vreme porasta ∆Nit proporcionalno sa E−1.73

ox (m = 0.66).

2.2.2 Mikrostruktura povrsinskih stanja

Napred opisani modeli za formiranje povrsinskih stanja predlozeni su na osnovu eksperimentalnih rezultatadobijenih elektricnim merenjima, koriscenjem razlicitih tehnika za razdvajanje naelektrisanja u oksidu i namedjupovrsini, i bez detaljnijih analiza strukture ovih defekata. To je i razumljivo, jer je sa stanovista radakomponente bitna gustina ovih defekata, koji uticu na elektricne parametre komponenata, kao i ponasanje ovihgustina tokom i nakon ozracivanja. Medjutim, da bi se poboljsao kvalitet oksida, a samim tim i pouzdanostMOS tranzistora, neophodno je poznavati mikrostrukturu i ponasanje defekata na medjupovrsini.

U literaturi postoji veci broj istrazivanja mikrostrukture defekata na medjupovrsini [1, 71, 53, 15]. Med-jutim, najveci broj istrazivanja razmatra (111) orijentaciju medjupovrsine, iako se ona veoma retko koristikod savremenih MOS komponenata. (111) orijentacija medjupovrsine sadrzi jedan tip defekata (poznat podnazivom Pb centar) [24], dok na medjupovrsini sa (100) orijentacijom, koja se uglavnom koristi kod savremenihtranzistora, postoje dva osnovna tipa defekata: Pb0 i Pb1 centri [72]. Struktura Pb0 centra je poznata, i on sesastoji od jednog atoma silicijuma, koji se nalazi na medjupovrsini, vezanog sa tri atoma silicijuma iz supstrata,i jednom nezasicenom vezom ≡Si.s (to je ujedno i struktura Pb centra26). Struktura Pb1 centra nije poznata,jer se ne zna sta predstavljaju ostale tri zasicene veze atoma silicijuma Si.s. Na slici 2.34 data je struktura ovihdefekata na medjupovrsini sa (100) orijentacijom. Kao sto se vidi, pretpostavljeno je da atom silicijuma sa jed-nom nezasicenom vezom, vezan sa jednim atomom kiseonika i dva atoma silicijuma, predstavlja Pb1. Rezultatinajnovijih istrazivanja [73], dobijeni na osnovu ESR metode, takodje nisu mogli da daju preciznu strukturuPb1 centra. Medjutim, pretpostavljeno je da njega cini atom silicijuma sa jednom nezasicenom vezom, koji senalazi u supstratu, neposredno ispod medjupovrsine, a pored ovog atoma nalazi se atoma kiseonika.

Istrazivanje [72] takodje je pokazalo da kod nestresiranih tranzistora postoji direktna korelacija izmedjugustine povrsinskih stanja, dobijene C-V metodom, i gustine Pb centara, dobijene ESR metodom, medjutimne i jednakost ovih gustina (sl. 2.35). Sa slike se vidi da je vrednost Dit oko dva puta veca od ukupne gustinePb0 +Pb1 centara, sto moze biti posledica cinjenice da jedan amfotericni Pb0 ili Pb1 defekt uvodi dva energetskastanja u zabranjenu zonu supstrata [74].

Primenom ESR metode, Kim i Lenahan [25] su izvrsili ispitivanje procesa formiranja i odzarivanja radi-

26Ocigledno da je u prethodno analiziranim radovima razmatran samo ovaj defekt (videti reakciju 2.29).

Sl. 2.34: Izgled (100) medjupovrsine na kojoj jeprikazana struktura poznatog Pb0 i nedovoljno poz-natog Pb1 defekta [72].

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.00

2

4

6

Pb1

Pbo

EcEv

Dit

Pbo + Pb1

Dit,

Pb

(10

12 e

V-1

cm-2

)

Energija (eV)

Sl. 2.35: Gustine povrsinskih stanja i Pb centarana (100) medjupovrsini nestresirnog MOS konden-zatora sa suvim oksidom [72].

jacionih defekata kod MOS kondenzatora sa (100) orijentacijom. Utvrdili su da je gustina formiranih Pb0

centara tokom ozracivanja jednaka sa gustinom formiranih povrsinskih stanja Dit, odredjenom na osnovu C-Vmetode (sl. 2.36). Takodje je dobijeno da su promene ovih gustina, tokom oporavka ozracenih MOS konden-zatora, priblizno iste. To se moze videti sa sl. 2.37, koja prikazuje ponasanje neodzarenih delova Pb0 centara ipovrsinskih stanja, tokom izohronalnog oporavka. Ovi rezultati navode na zakljucak da su Pb0 centri odgovorniza ponasanje povrsinskih stanja tokom i nakon ozracivanja.

0 5 100

5

10

P bo

(1011

cm-2

)

Dit (1011cm-2)

Sl. 2.36: Zavisnost gustine Pb0 centara od gustinepovrsinskih stanja Dit MOS kondenzatora, nakonozracivanja razlicitim apsorbovanim dozama [25].

0 50 100 150 200 2500.0

0.5

1.0 Pbo

Dit

P bo, D

it (

neod

`are

ni d

eo)

Temperatura (oC)

Sl. 2.37: Promene gustina neodzarenog delapovrsinskih stanja i Pb0 centara ozracenih MOSkondenzatora, sa temperaturom oporavka [25].

Treba istaci da je u literaturi uobicajeno da se zakljucci vezani za (111) orijentaciju primenjuju i kod (100)orijentacije medjupovrsine. To bi moglo da se prihvati na osnovu istrazivanja [72], koje je pokazalo da su Pb iPb0 defekti u mikroskopskom smislu veoma slicni (imaju istu strukturu), i istrazivanja [25], koje je pokazalo daje na (100) medjupovrsini gustina Pb1 defekata zanemarljiva u odnosu na gustinu Pb0 defekata (sl. 2.36 i 2.37).Medjutim, novija istrazivanja [75, 76] su pokazala da Pb i Pb0 defekti nemaju isto ponasanje, tako da se svizakljucci koji vaze za (111) orijentaciju medjupovrsine ne mogu direktno primeniti kod (100) medjupovrsine.

Ispitivanje ponasanja povrsinskih stanja nestresiranih MOS kondenzatora sa (111) i (100) orijentacijommedjupovrsine, tokom izlaganja atmosferi atomskog vodonika Ho, sprovedeno je u radovima [76, 77]. Rezultatiistrazivanja su pokazali da Pb centar, odnosno Pb0 i Pb1 centri nisu jedini defekti koji cine povrsinska stanja na(111), odnosno (100) orijentaciji medjupovrsine. Slika 2.38 prikazuje povecanja energetske gustine povrsinskih

stanja ∆Dit [eV −1cm−2], odredjene pomocu elektricne HFLC27 metode, i gustine Pb centara izazvane pris-ustvom atomskog vodonika, pri cemu su ova povecanja posledica reakcije (2.29). Kao sto se moze videti, nepostoji direktna korelacija izmedju promene ∆Dit i promene gustine Pb defekata. Na sl. 2.39 prikazane supromene gustina Pb0 i Pb1 defekata za neodzarene i u vakuumu odzarene tranzistore, pre i nakon njihovogizlaganja atmosferi Ho. Odzarivanje u vakuumu (p ≤ 10−5 Pa, τ = 120min, t = 700 − 800 oC) sprovedeno jenakon zavrsenog tehnoloskog procesa proizvodnje, da bi se odstranjivanjem vodonika vezanog na medjupovrsinipovecala gustina povrsinskih stanja. Na osnovu krivih (b) i (c) moze se zakljuciti da je gustina formiranih Pb0

defekata veca od gustine formiranih Pb1 defekata. Osim toga, slika pokazuje da se u prisustvu atomskogvodonika Pb0 defekt lakse formira (kriva (c)), a teze odzaruje od Pb1 defekta (kriva (b)). Na osnovu rezultataovih istrazivanja, doslo se do zakljucka da osim Pb, odnosno Pb0 i Pb1, postoji jos neki tip(ovi) defekata cijastruktura za sada nije poznata, kao i da vodonik, koji postoji u oksidu MOS komponenata, ima odlucujuciuticaj na ponasanje povrsinskih stanja tokom i nakon ozracivanja i naprezanja elektricnim poljem.

10-1 100 101 1021010

1011

1012

1013

∆Pb

∆Dit

[111] Si/SiO2

∆ Dit

(eV

-1cm

-2),

∆P b

(cm

-2)

Vreme (min)

Sl. 2.38: Promene gustina povrsinskih stanja i Pb

centara sa vremenom izlaganja komponenata at-mosferi atomskog vodonika [77].

3415 3420 3425 3430 3435

Pbo Pb1

[100] Si/SiO2

EPR

sig

nal

(pr

oizv

oljn

e je

dini

ce)

Magnetno polje (G)

Sl. 2.39: Ponasanje Pb0 i Pb1 defekata kod kompo-nenata odzarenih u vakuumu, pre (a) i posle (b), ineodzarenih u vakuumu, pre (d) i posle (c) njihovogizlaganja atmosferi atomskog vodonika [76].

Istrazivanje Stahlbush-a i saradnika [74, 78] vezano za ponasanje gustine povrsinskih stanja tokom oporavkatranzistora u atmosferi molekularnog vodonika H2, sprovedenog nakon njihovog ozracivanja, od posebne jevaznosti, jer je izvrsena provera uloge vodonika u formiranju povrsinskih stanja. Kod koriscenih tranzistora,nakon metalizacije nije formiran pasivizirajuci sloj, tako da su vodonikovi molekuli iz atmosfere mogli difuzijomda stignu do oksida. Eksperimentalni rezultati su pokazali da tokom oporavka u atmosferi H2 dolazi dopovecanja gustine povrsinskih stanja i smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanja u oksidu ozracenih NMOStranzistora sa poli-Si gejtom (sl. 2.40). Forming gas (10/90%H2/N2) je uveden u trenutku t=0, i sve dotrenutka oznacenog sa (a) trajao je oporavak u atmosferi koja sadrzi H2, tokom kojeg je doslo do naglogporasta vrednosti ∆Nit i opadanja vrednosti ∆Not. U intervalu od (a) do (b) tranzistori su se nalazili uatmosferi molekularnog azota N2, da bi u trenutku (b) forming gas bio ponovo uveden. Od trenutka (c),oporavak je ponovo tekao u atmosferi N2. Inace, tranzistori su se nakon ozracivanja (dozom od 104 Gy(SiO2),tj. pre uvodjenja forming gasa, nalazili u vakuumu ili atmosferi N2. Ocigledno je da H2, za razliku od N2,utice na ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja. Eksperimentalni rezultati su jedino

27Skracenica od High-Low-Frequency Capacitance.

-20 0 20 40 60 80 100

15

16

17

18

(a)

cb

a

Not

(1

011cm

-2)

Vreme (h)

-20 0 20 40 60 80 100

4

6

8

(b)

c

b

aNit

(10

11cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 2.40: Ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja (a) i povrsinskih stanja (b) ozracenih NMOS tranzistora, tokomoporavka u atmosferi molekularnog vodonika, pri VG = 5 V [74].

mogli da se objasne reakcijom H2 molekula sa pozitivno naelektrisanim centrima u oksidu CC+ (”crackingprocess”), pri cemu ovi centri predstavljaju zahvaceno naelektrisanje [74]:

CC+ + H2 → CC−H + H+. (2.31)

Ovako nastali H+ joni driftuju do medjupovrsine, gde ucestvuju u formiranju povrsinskih stanja (H+ model).Koristeci molekularno-orbitalni model, izracunate su energije reakcije (2.31), uz pretpostavku da u njoj moguda ucestvuju dva tipa CC+ centara: raskinuta vakancija kiseonika (E

′centar) i raskinuta Sio-O veza (BBHT28

centar), a to je u stvari NBOHC centar nakon zahvatanja supljine [16] (videti reakciju (2.3)). Rezultati supokazali da je verovatnija reakcija sa BBHT centrom, jer je ona egzotermna, za razliku od reakcije sa E

′centrom,

koja je endotermna. Medjutim, ne treba zanemariti cinjenicu da je u ozracenom oksidu gustina E’ centraznatno veca [24, 25], mada su Stahlbush i saradnici [74] smatrali da bar 15%, od ukupne gustine zahvacenognaelektrisanja, cine BBHT centri. Rezultati veoma slicnih istrazivanja [21, 22], potvrdili su postojanje reakcije(2.31). Dobijena vrednost aktivacione energije za reakciju (2.31) iznosi Ea ≈ 1 eV [74, 78], sto je pokazatelj daova reakcija jako zavisi od temperature. Posledica toga je da brzina oslobadjanja vodonikovih jona, a samimtim i brzina formiranja povrsinskih stanja takodje zavise od temperature.

Postavlja se pitanje da li H2 moze reagovati sa formiranim povrsinskim stanjem ≡ Si.s. Brower [79, 80]je sproveo detaljna istrazivanja u vezi sa odzarivanjem Pb (≡Si.s) centara na (111) medjupovrsini i ustanoviosledece. Na temperaturama iznad 225 oC dolazi do pasivizacije povrsinskih stanja preko reakcije [79]:

≡Si.s + H2 → ≡Sis −H + Ho, (2.32)

a odzarivanjem u vakuumu iznad 500oC, dolazi do formiranja povrsinskih stanja [80]:

≡Sis −H → ≡Si.s + Ho. (2.33)

Treba se podsetiti da su ove cinjenice bitne sa stanovista odzarivanja komponenata u toku procesa proizvodnje, sobzirom da je odzarivanje u forming gasu ili atmosferi H2 u opsegu temperatura izmedju 300 i 500 oC standardnipostupak za smanjenje broja povrsinskih stanja. Vazan rezultat do koga su Brower i Mayers [81] dosli je daatomski vodonik pored procesa formiranja povrsinskih stanja (reakcija (2.29)), moze da izvrsi i pasivizacijupovrsinskih stanja:

≡Si.s + Ho → ≡Sis −H, (2.34)

pri cemu su reakcije (2.29) i (2.34) egzotermne, tako da ne postoji energetska barijera za procese stvaranjai pasivizacije povrsinskih stanja. To znaci da vodonikovi atomi, koji su na osnovu H+ modela nastali posledolaska vodonikovih jona do medjupovrsine, mogu ravnopravno da stupaju u reakcije (2.29) i (2.34).

28Skracenica od Broken Si-O Bond Hole Trap.

Zbog toga sto je formiranje defekata na medjupovrsini od izuzetne vaznosti i kod procesa injekcije nosi-laca, treba uporediti ponasanje i mikrostrukturu ovih defekata nastalih pod dejstvom jonizujuceg zracenja inaprezanja elektricnim poljem. U radu [82] prikazani su rezultati ispitivanja promene gustine povrsinskih sta-nja tokom F-N injekcije i ozracivanja X-zracima, kao i tokom oporavka, sprovedenih nakon naprezanja MOSkondenzatora (koriscena su C-V merenja). Slika 2.41 prikazuje raspodelu gustine povrsinskih stanja po energijiDit unutar zabranjene zone supstrata, neposredno nakon F-N stresa (0h) i posle oporavka od 1000h, za MOSkondenzatore koji su naprezani sa pozitivnim (a) i negativnim (b) naponom na gejtu. Na sl. 2.42 data jeista zavisnost samo za kondenzatore ozracene X-zracima. Kao sto se sa slika moze videti, ponasanja ener-getskih gustina povrsinskih stanja nakon dejstva X-zraka i elektricnog polja, kao i nakon oporavka na sobnojtemperaturi, su veoma slicna.

-0.50 -0.25 0.00 0.25 0.500

2

4

6

8

10

E - Emg (eV)

0

2

4

6

8

10

12

(b) - VG

(a) + VG

0 h

1000 h

1000 h

0 hpik 2

pik 1

Dit

(10

11 cm

-2eV

-1)

Sl. 2.41: Energetska raspodela povrsinskih stanjaunutar zabranjene zone supstrata odmah nakon in-jekcije i posle oporavka: (a) pozitivna i (b) nega-tivna polarizacija gejta tokom injekcije [82].

-0.50 -0.25 0.00 0.25 0.500

10

20

30

E - Emg (eV)

0

10

20

30

(b) 240 kGy(Si) -5 V

(a) 10 kGy(Si) +5 V

0 h

1000 h

1000 h

0 h

pik 2

pik 1

Dit

(10

11 cm

-2eV

-1)

Sl. 2.42: Energetska raspodela povrsinskih stanjaunutar zabranjene zone supstrata odmah nakonozracivanja i posle oporavka: (a) pozitivna i (b)negativna polarizacija gejta tokom ozracivanja [82].

Za razliku od defekata u oksidu, ovde nisu poznata istrazivanja u kojima se uporedjuje mikrostrukturadefekata na medjupovrsini, nastalih pod dejstvom jonizujuceg zracenja i injekcije nosilaca. Krick i saradnici[83] su pomocu SDR metode pokazali da su Pb0 centri najdominantniji defekti na (100) medjupovrsini NMOStranzistora, formirani tokom injekcije vrucih supljina, sto je identicno sa rezultatom dobijenim za ozracivanje[25]. Gustina povrsinskih stanja, odredjena pomocu charge pumping metode, i gustina Pb0 centara pokazivalesu veoma slicno ponasanje tokom naprezanja. Medjutim, kao sto je ranije receno, SDR metoda ne omogucavakvantitativno odredjivanje gustine defekata, vec daje samo njihovo kvalitativno ponasanje.

U radu [84] prikazani su rezultati ispitivanja mikrostrukture defekata na (100) medjupovrsini, formiranihtokom naprezanja tranzistora, koriscenjem SHE (”substrate hot-electron”) injekcije (E = 2−4MeV/cm) i F-Ninjekcije (E = 9MV/cm) elektrona. Na medjupovrsini je, pomocu SDR metode, registrovan samo Pb0 centar,pri cemu promene njegove gustine nisu potpuno odgovarale promeni gustine povrsinskih stanja, odredjenojpomocu C-V metode. Zakljuceno je da su se sigurno formirali Pb0 centri (za obe vrste naprezanja), medjutim,bez obzira sto je registrovana samo ova vrsta defekata, ne moze se reci da li su oni odgovorni za sva, ili samo

za deo povrsinskih stanja.Vuillaume i saradnici [85] primenili su F-N injekciju elektrona da bi doveli do formiranja defekata na (100)

medjupovrsini MOS kondenzatora. Pomocu DLTS29 metode, ustanovljeno je da se ne formiraju samo Pb0 i Pb1

centri, vec i Pb −X centri, gde je X nepoznata cestica.U radu [86] koriscena je elektronska magnetna rezonanca (EDMR metoda) za analizu defekta na med-

jupovrsini, formiranih F-N injekcijom elektrona. EDMR metoda je slicna sa ESR metodom, samo je osetljivijaod nje, i moze se koristiti za registrovanje defekata i kod uzoraka sa manjom povrsinom oksida (korisceni suPMOS tranzistori sa (100) orijentacijom i povrsinom oksida od 5µm x 100µm). EDMR merenja, sprovedenau opsegu temperatura od 150 do 400K, pokazala su da je u celokupnom temperaturnom intervalu registrovansamo Pb0 defekt (mada je takodje pretpostavljeno da on ne predstavlja sva povrsinska stanja).

U nastavku ce biti prikazani rezultati nekih istrazivanja raspodele povrsinskih stanja po energiji unutarzabranjene zone supstrata, posto je ova raspodela veoma vazna pri uporedjivanju vrednosti ∆Nit, dobijenihrazlicitim elektricnim metodama za razdvajanje naelektrisanja u oksidu i na medjupovrsini (videti narednuglavu).

Na sl. 2.43 prikazana je raspodela povrsinskih stanja po energiji unutar zabranjene zone supstrata, dobijenapomocu charge-pumping metode, za NMOS tranzistore sa (100) orijentacijom medjupovrsine, nakon ozracivanjai oporavka u forming gasu [74]. Slika 2.44 prikazuje ovu raspodelu za nestresirane MOS tranzistore sa (111)i (100) orijentacijom medjupovrsine [87]. Kao sto se moze videti, gustina je veca blizu granica zona (valentnei provodne) supstrata, kao i za (100) orijentaciju medjupovrsine, i ima minimalnu vrednost blizu sredinezabranjene zone (”midgap”). Slika 2.45 prikazuje raspodelu povrsinskih stanja po energiji unutar zabranjene

0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.00

10

20 posle ozra~ivanja4 h78 h

Dit

(10

11 c

m-2

eV-1

)

E-Ev (eV)

Sl. 2.43: Energetska raspodela povrsinskih stanjanakon ozracivanja tranzistora, i njihovog oporavkau atmosferi H2/N2 (10/90%) [74].

-0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.61010

1011

1012

midgap(111)

(100)

Dit

(10

11 cm

-2eV

-1)

E-Emg (eV)

Sl. 2.44: Energetska raspodela povrsinskih stanjanestresiranih komponenata sa (100) i (111) ori-jentacijom medjupovrsine [87].

zone supstrata, dobijenu C-V metodom, nakon naprezanja MOS kondenzatora, sa supstratom n-tipa i (100)orijentacijom, negativnim elektricnim poljem (−2MV/cm) na povisenoj temperaturi od 250 oC (NBTS30), utrajanju od 15 minuta. Takodje je prikazana raspodela nakon kombinovanog naprezanja (prvo NBTS, zatimPBTS31: 2MV cm−1/250 oC/15min). Na sl. 2.46 prikazana je ista raspodela (dobijena iz C-V merenja) prenaprezanja MOS kondenzatora (supstrat n-tipa i (100) orijentacije), i nakon lavinske injekcije supljina Q′

inj (poddejstvom elektricnog polja prosecne jacine E ≈ 4.35 MV/cm) i unutrasnje fotoemisije elektrona Q′′

inj (naime,tokom naprezanja trougaonim naponskim impulsom frekvencije 50 kHz, koji daje elektricno polje navedenejacine, koriscena je i deuterijumska lampa da bi izazvala fotoinjekciju elektrona iz Al-gejta u oksid). Slikapokazuje da je pre i posle naprezanja raspodela slicna ”U” raspodeli sa sl. 2.44.

29Skracenica od Deep Level Transient Spectroscopy.30Skracenica od Negative Bias-Temperature Stress.31Skracenica od Positive Bias-Temperature Stress.

-0.4 -0.2 0.0 0.2 0.40.0

0.3

0.6

0.9

1.2

posle NBTS posle NBTS + PBTS D

it (

1012

cm

-2eV

-1)

E-Emg (eV)

Sl. 2.45: Raspodela povrsinskih stanja unutar zab-ranjene zone supstrata nakon primene NBTS iPBTS naprezanja [88].

-0.4 -0.2 0.0 0.2 0.41010

1011

1012

1013 Q'

inj = 2x10-3 C cm-2

Q''inj = 5x10-5 C cm-2

pre stresiranja

Dit

(eV

-1cm

-2)

E - Emg (eV)

Sl. 2.46: Raspodela povrsinskih stanja unutar zab-ranjene zone supstrata nakon lavinske injekcijesupljina i unutrasnje fotoemisije elektrona [89].

2.2.3 Latentni porast gustine povrsinskih stanja

Kao sto je vec receno, pored konvencionalnog, postoji i takozvani latentni porast gustine povrsinskih stanja,koji su prvi uocili Schwank i saradnici [37], a koji se javlja tokom vremenski dugog oporavka ozracenih MOStranzistora (sl. 2.26). Slika 2.47 prikazuje ponasanje gustine povrsinskih stanja tokom oporavka na nekolikorazlicitih temperatura. Na njoj se jasno uocava pojava latentnog generisanja povrsinskih stanja, kao i cinjenicada se ona javlja nakon vremenski duzeg oporavka ozracenih tranzistora (pocetak latentnog porasta vrednosti∆Vit zavisi od temperature oporavka). Treba istaci da je latentni porast gustine povrsinskih stanja povezan sanaglim smanjenjem gustine zahvacenog naelektrisanja (latentno odzarivanje zahvacenog naelektrisanja), sto jeprikazano na sl. 2.48.

102 103 104 105 106 1070.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0 25 oC

65 oC

100 oC

135 oC

∆ Vit

/ ∆V

itmax

Vreme (s)

Sl. 2.47: Uticaj temperature oporavka na latentniporast gustine povrsinskih stanja ozracenih PMOStranzistora [37].

102 103 104 105 106 1070.0

-0.5

-1.0

-1.5

-2.0

-2.5

∆Vit

∆Vot

µ

∆ Vot

, ∆ V

it

(V)

Vreme (s)

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

µ /

µpr

e

Sl. 2.48: Promene normalizovane pokretljivostii komponenata napona praga tokom oporavkaozracenih PMOS tranzistora, pri t = 100 oC [37].

Vrednost aktivacione energije za latentno generisanje povrsinskih stanja je Ea = (0.45 ± 0.08 )eV [37], stoukazuje da se ovde radi o razlicitim mehanizmima nego kod konvencionalnog generisanja povrsinskih stanja,cija aktivaciona energija iznosi 0.8 eV [57]. Na osnovu vrednosti aktivacione energije latentnog porasta gustinepovrsinskih stanja, predlozena su dva modela za objasnjenje eksperimentalnih rezultata [37]. Prvi model jeposao od cinjenica da je ova vrednost u saglasnosti sa vrednoscu aktivacione energije od 0.41 eV , dobijenom zaproces kompenzacije/neutralizacije zahvacenog naelektrisanja [28], i da postoji povezanost latentnog porasta∆Nit sa latentnim opadanjem ∆Not (sl. 2.48). Prema ovom modelu, latentni porast gustine povrsinskih stanja

nastaje kada front elektrona koji tuneluju iz supstrata (tunelski front) dodje do mesta najvece koncentracijezahvacenih supljina, koje moze da postoji dalje od medjupovrsine. Elektroni stupaju u reakciju sa zahvacenimsupljinama i oslobadjaju vodonikove jone, pri cemu dolazi do naglog opadanja vrednosti ∆Not. Medjutim,mikroskopski detalji ovog procesa ostali su nerazjasnjeni.

Zbog toga sto aktivaciona energija za difuziju molekularnog vodonika iznosi 0.45 eV , pretpostavljeno je dasu H2 molekuli odgovorni za latentni porast gustine povrsinskih stanja, sto predstavlja sustinu drugog modela.Prema ovom modelu se, pod uticajem zracenja, u strukturama susednim oksidu gejta (polisilicijumski gejt, oksidu polju) oslobadja molekularni vodonik, koji zatim difunduje do oksida gejta i kroz njega ka medjupovrsini.U blizini medjupovrsine, H2 molekuli reaguju sa CC+ centrima [74], neutralisuci pozitivno naelektrisanjei oslobadjajuci vodonikove jone (reakcija (2.31)). H+ joni zatim driftuju ka medjupovrsini, gde dolazi doformiranja povrsinskih stanja prema reakcijama (2.28) i (2.29). Naime, zakasneli porast ∆Nit se u ovommodelu pripisuje dugotrajnoj difuziji molekula vodonika. Medjutim, uz pretpostavku da se radi o tackastomizvoru molekula vodonika, procenjena je udaljenost izvora molekula H2 od oksida gejta [54]. Dobijeno je daizvor treba da bude na daljini od 130µm od oksida, sto je mnogo u odnosu na dimenzije tranzistora. To jenavelo na zakljucak da jednostavni difuzioni model zasnovan na tackastom izvoru ne moze adekvatno da opiseproces difuzije H2 molekula ili da ovi molekuli nisu odgovorni za latentni porast gustine povrsinskih stanja.

Da bi se razresila dilema o mehanizmima koji su odgovorni za latentno generisanje povrsinskih stanja,Fleetwood i saradnici [50] su izvrsili dalja ispitivanja ponasanja povrsinskih stanja tokom vremenski dugogoporavka ozracenih tranzistora. Ustanovljeno je da se latentni porast gustine povrsinskih stanja ne javljakod svih tranzistora, vec samo kod onih ciji oksid sadrzi vecu koncentraciju vakancija kiseonika i vezanogvodonika. To je karakteristicno za okside neocvrsnute na zracenje (primer komercijalnih tranzistora). Naosnovu toga, zakljuceno je da vodonik i E’ centar igraju vaznu ulogu u latentnom generisanju povrsinskihstanja. U cilju objasnjenja dobijenih eksperimentalnih rezultata, uvedeno je jos nekoliko pretpostavki u dru-gom, napred opisanom modelu za latentno stvaranje povrsinskih stanja, dok prvi model nije dalje uziman urazmatranje. Kao sto je vec receno, najveci problem u drugom modelu bilo je kratko vreme difuzije molekulavodonika, u poredjenju sa vremenom do pocetka latentnog porasta ∆Nit. Zakasneli dolazak H2 molekula doCC+ centara bio je pripisan mogucnosti da ovi molekuli difunduju kroz polisilicijumski gejt [90], sto usporavanjihovo kretanje, ili da vakancije kiseonika, iz termickog oksida, usporavaju kretanje H2 molekula [91]. Naime,pretpostavljeno je da vakancije kiseonika zahvataju H2 molekule, koji se tokom oporavka najpre oslobadjaju,a zatim reaguju sa CC+ centrima. Druga mogucnost je da su H+ joni tokom i neposredno nakon ozracivanjazahvaceni na vakancijama kiseonika, uz pretpostavku njihovog oslobadjanja tokom dugog vremenskog oporavkaili primenom povisene temperature. Procenjeno je da bi u tom slucaju 10 − 20% od vrednosti ∆Not nakonozracivanja morao biti doprinos H+ jona, a ne zahvacenih supljina [50]. Rezultati istrazivanja [92] potvrdili suda je difuziona konstanta vodonika manja (nekoliko redova velicine) za ozraceni nego za neozraceni oksid.

Jedan od nacina objasnjenja latentnog generisanja povrsinskih stanja bila je konverzija granicnih upovrsinska stanja [54], ali su rezultati novijih istrazivanja istih istrazivaca [50] demantovali ovu pretpostavku.To se moze videti sa sl. 2.30, koja pokazuje da tokom oporavka tranzistora ozracenih vecom brzinom doze,izmedju 106 i 107 s dolazi do latentnog porasta gustine povrsinskih stanja, dok gustina granicnih stanja ostajenepromenjena. Slika 2.25 takodje pokazuje da je tokom oporavka na 80 oC gustina granicnih stanja nepromen-jena, dok u isto vreme gustina povrsinskih stanja raste.

Johnson i Fleetwood [93] sproveli su merenje 1/f suma tokom ozracivanja i oporavka tranzistora, pricemu je koriscen tip tranzistora kod koga dolazi do pojave latentnog porasta gustine povrsinskih stanja [50].Utvrdjeno je da isto ponasanje pokazuje normalizovana snaga suma K i gustina povrsinskih stanja ∆Nit,dobijena subthreshold-midgap metodom [94]. Latentni porast vrednosti ∆Nit i K objasnjen je zakasnelimdolaskom vodonikovih jona do medjupovrsine, kao posledica velike gustine vakancija kiseonika u oksidu. Naime,pretpostavljeno je da vakancije kiseonika usporavaju kretanje H+ jona na taj nacin sto ih zahvataju, a tokomduzeg oporavka H+ joni se termicki oslobadjaju [50].

Istrazivanje [95] takodje je pokazalo da se tokom oporavka ozracenih n-kanalnih MOS tranzistora javljalatentni porast gustine povrsinskih stanja, pracen latentnim smanjenjem gustine zahvacenog naelektrisanja.

Medjutim, dok je u radu [50] pojava latentnog generisanja povrsinskih stanja povezana sa tipom oksida gejta,ovde je pokazano da ova pojava zavisi od vrste jonizujuceg zracenja. Naime, kod tranzistora ozracenih elektron-ima (koriscen je Sr90− Y 90 izvor elektrona) tokom njihovog oporavka dolazi do pojave latentog porasta ∆Nit,a kod tranzistora ozracenih X-zracima ne dolazi od ove pojave (u ovom slucaju nema ni latentnog odzarivanjazahvacenog naelektrisanja, vec je promena ∆Not sa log(t) linearna). Pretpostavljeno je da se izvor H2 molekula,koji ucestvuju u reakciji (2.31) i dovode do latentnog porasta ∆Nit, nalazi na donjoj povrsini supstrata, a ne upoli-Si gejtu ili pasivizirajucem (CVD) oksidu, kako je ranije pretpostavljeno. Medjutim, potrebni su dodatnidokazi za ovu pretpostavku.

Dosadasnja razmatranja su se odnosila na efekat porasta gustine povrsinskih stanja, mada su uocena idrugacija ponasanja. Naime, gustina povrsinskih stanja moze tokom oporavka ozracenih tranzistora i da budekonstantna (sl. 2.8) [28] ili da opada [96]. Medjutim, ovde je dat akcenat na slucaj porasta broja povrsinskihstanja tokom ozracivanja iz dva razloga: 1) cini se da je ovakvo ponasanje najcesce u literaturi, 2) ovakvoponasanje pokazuju i nasi eksperimentalni rezultati koji ce biti detaljno izlozeni u narednoj glavi.

2.2.4 Opadanje gustine povrsinskih stanja

Skoro svi eksperimenti vezani za ispitivanje porasta gustine povrsinskih stanja tokom oporavka ozracenih MOStranzistora, bilo da se radi o konvencionalnom ili latentnom porastu ∆Nit, zavrsavali su se kada ova gustina udjeu zasicenje. Razlog tome verovatno lezi u cinjenici da se nakon dolaska svih H+ jona do medjupovrsine ocekujesaturacija vrednosti ∆Nit. Fleetwood i saradnici [97, 98] sproveli su vremenski dug oporavak ozracenih tranzi-stora (2.75 godina), i njihovi eksperimentalni rezultati su pokazali opadanje gustine (pasivizaciju) povrsinskihstanja nakon njenog pocetnog porasta i dostizanja maksimalne vrednosti. Slika 2.49 prikazuje ponasanje kompo-nenata napona praga usled zahvacenog naelektrisanja (a) i povrsinskih stanja (b) MOS tranzistora ozracenih ra-zlicitim apsorbovanim dozama, tokom oporavka na 100 oC, pri VG = 6 V . Medjutim, autori nisu dali objasnjenjeza uocenu pojavu (cak su je vrlo malo i komentarisali).

102 103 104 105 106 107 108-4

-3

-2

-1

0

Vreme (s)

(a)900 Gy

450 Gy

300 Gy

∆ Vot

(V

)

102 103 104 105 106 107 1080.0

0.5

1.0

1.5

(b)

tox = 45 nm

(osetljivi oksid) 900 Gy

450 Gy

300 Gy

∆ Vit

(V

)

Vreme (s)

Sl. 2.49: ∆Vot (a) i ∆Vit (b) tokom oporavka na temperaturi od 100 oC za tranzistore ozracene sa tri vrednosti apsorbovanedoze [97].

Kada je u pitanju pasivizacija povrsinskih stanja tokom procesa proizvodnje komponenata svakako trebaizneti rezultate do kojih su dosli Reed i Plummer [99]. Kao sto je dobro poznato, poslednji korak u proizvodnjioksida MOS tranzistora je termicki oporavak u atmosferi vodonika. U tom slucaju dolazi do reakcije H2

molekula sa medjupovrsinom (reakcija (2.32)), i smanjenja gustine povrsinskih stanja formiranih u procesuproizvodnje. Do slicnih reakcija dolazi i u oksidu, tako da ovaj proces odzarivanja moze uvesti dodatnukoncentraciju vodonika u termickom i pasivizirajucem oksidu. Medjutim, eksperimentalni rezultati [99] supokazali da na pojedinim temperaturama gustina povrsinskih stanja, nakon pocetnog opadanja, pocinje daraste, tj. funkcija ∆Nit(t), koja opisuje ponasanja povrsinskih stanja sa vremenom oporavka, ima lokalni

minimum. Analiza, sprovedena na osnovu bimolekularne teorije [100], pokazala je da se reakcijama (2.29) i(2.34) ne moze objasniti ovakvo ponasanje povrsinskih stanja. Naime, model koji bi sadrzao samo ove dvereakcije ne bi predvidjao ekstremum funkcije ∆Nit(t). Dobijeno ponasanje je objasnjeno pomocu reakcije(2.33), do koje dolazi na povisenim temperaturama (u ovom eksperimentu iznad 380 oC).

2.3 Uticaj zracenja i oporavka na elektricne parametre MOS

tranzistora

Kao sto je poznato, jonizujuce zracenje izaziva promene elektricnih karakteristika MOS tranzistora, dovodecido degradacije njegovih osnovnih parametara: napona praga, pokretljivosti, probojnog napona i struje curenja,pri cemu je posebno znacajan uticaj na prva dva. Osim toga, oporavak nakon ozracivanja tranzistora takodjedovodi do promena njegovih elektricnih parametara.

2.3.1 Degradacija napona praga

Napon praga VT sigurno je najvazniji parametar MOS tranzistora, i on se moze odrediti iz nadpragovske oblastiprenosne karakteristike32. U oblasti zasicenja (VD > VG − VT , gde je VD napon na drejnu), zavisnost strujedrejna ID od napona na gejtu VG je oblika [101]:

ID =β

2(VG − VT )2. (2.35)

Ekstrapolacijom linearnog dela nadpragovske karakteristike (prikazane kao I1/2D u zavisnosti od VG) dobija se

napon praga MOS tranzistora (β je faktor pojacanja). Slika 2.50 prikazuje nadpragovske karakteristike, dobijenepre i posle ozracivanja. Na slici takodje je prikazan i nacin odredjivanja napona praga. Tipicna zavisnostpromene napona praga od doze zracenja, za NMOS i PMOS tranzistore sa Al-/poli-Si gejtom, prikazana je nasl. 2.51. Vrednost napona praga PMOS tranzistora je negativna, ali je na slici, kako je to uobicajeno, datanjegova apsolutna vrednost. Kao sto se moze videti, napon praga PMOS tranzistora stalno raste po apsolutnojvrednosti, dok za NMOS tranzistore opada (poli-Si gejt), odnosno opada pa raste (Al-gejt). Da bi se razumeloponasanje napona praga nepohodno je izvrsiti analizu zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja (izraz(2.6)), kao osnovnih uzroka njegove promene.

0 1 2 3 4 50.0

0.1

0.2

0.3

VT0VT

(2) (1)

(ID

)1/2

(A

1/2 )

VG (V)

Sl. 2.50: Nadpragovska karakteristika neozracenog(1) i ozracenog (2) NMOS tranzistora.

101 102 1030

1

2

3

4NMOS PMOS

Al-gejt Si-gejt

VT

(V

)

Doza (Gy)

Sl. 2.51: Ponasanje napona praga NMOS tranzi-stora tokom ozracivanja [102]; VG = 0V u tokuozracivanja.

Zahvaceno naelektrisanje deluje svojim pozitivnim elektricnim poljem (pod pozitivnim smerom se po-drazumeva smer od gejta ka supstratu) na nosioce u kanalu, a povrsinska stanja, s obzirom da se njihovi

32U daljem tekstu nadpragovska karakteristika.

energetski nivoi nalaze u zabranjenoj zoni supstrata, vrse zahvatanje nosilaca33. U slucaju PMOS tranzistora,oba tipa spomenutih defekata deluju na isti nacin (povecavaju napon praga). Naime, elektricno polje za-hvacenog naelektrisanja odbija supljine iz kanala, a povrsinska stanja ih zahvataju, tako da obe vrste defekatadeluju tako da je potreban veci napon na gejtu da bi doslo do procesa inverzije tipa silicijuma i formiranjakanala (oba znaka u izrazu (2.6) su ”+”). Kod NMOS tranzistora, povrsinska stanja zahvataju elektrone izkanala, povecavajuci VT (znak ”+” u izrazu (2.6)), dok elektricno polje zahvacenih supljina privlaci elektroneu kanal i smanjuje VT (znak ”-” u pomenutom izrazu). Sve ovo govori da je sa fizickog aspekta rada MOSkomponenata nemoguce dobiti neku vazniju informaciju analizirajuci samo promenu napona praga. Medjutim,sa stanovista primene MOS tranzistora analiza promene napona praga tokom i nakon ozracivanja moze biti odkoristi.

Slika 2.52 prikazuje ponasanje napona praga NMOS tranzistora tokom ozracivanja na sobnoj temperaturii oporavka na razlicitim temperaturama. Sa slike se uocava jedan vrlo vazan efekat koji se javlja kod NMOStranzistora, a to je porast napona praga iznad vrednosti pre ozracivanja. Ova pojava je poznata pod nazivom”superoporavak” [103] ili ”rebound” [28] napona praga. Medjutim, detaljnu analizu ovog efekta moguce jeizvrsiti samo na osnovu ponasanja zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja. Uzrok pojave superoporavkaprikazanog na sl. 2.52 je znacajno smanjenje gustine zahvacenog naelektrisanja, uz nepromenjenu gustinupovrsinskih stanja (sl. 2.8). Sa slike se takodje moze videti da brzina porasta napona praga zavisi od temper-ature primenjene tokom oporavka. Medjutim, vrednost napona praga u zasicenju malo zavisi od temperature.Uticaj polarizacije gejta na napon praga tokom oporavka ozracenih NMOS tranzistora prikazan je na sl. 2.53.Zapaza se da je oporavak efikasniji pri visim pozitivnim polarizacijama gejta i da se superoporavak ne javljaza VG = 0 i −10 V .

10-1 100 101 102 103-1

0

1

2

3

4 Oporavak:

125 oC

100 oC

75 oC

50 oC

25 oC

ozra~ivanje oporavak

VT

(V)

Doza (104 Gy) Vreme (h)

Sl. 2.52: Uticaj temperature oporavka na naponpraga NMOS tranzistora [28]; VG = 10 V u tokuozracivanja i oporavka.

10-1 100 101 102-1

0

1

2

3

4

-10 V

2.5 V

0 V

7.5 V

10 V

oporavakozra~ivanje

VT

(V)

Doza (104 Gy) Vreme (h)

Sl. 2.53: Uticaj polarizacije gejta na napon pragaNMOS tranzistora tokom oporavka na 100 oC [28];VG = 10 V u toku ozracivanja.

2.3.2 Degradacija pokretljivosti

Pokretljivost nosilaca u kanalu moze se naci iz faktora pojacanja β, koji je dat izrazom [101]:

β =WµCox

L, (2.36)

gde je W sirina kanala, L duzina kanala, a µ efektivna pokretljivost nosilaca u kanalu. Naime, moze se zakljucitida je pokretljivost srazmerna nagibu pravih sa sl. 2.50. Vidi se da je pre ozracivanja nagib veci (a samim timi pokretljivost NMOS tranzistora), a nakon ozracivanja manji.

33Pri tome se podrazumeva da su povrsinska stanja amfotericna, tj. mogu da budu neutralna, pozitivno i negativno naelektrisana

[94].

Sa stanovista uticaja ozracivanja i oporavka na pokretljivost MOS tranzistora veoma je znacajno poznavativezu izmedju pokretljivosti i gustina zahvacenog nealektrisanja i povrsinskih stanja. Treba naglasiti da jeranije pokazano da se uticaj ∆Not na µ moze zanemariti u odnosu na uticaj ∆Nit [104]. Medjutim, u nekimslucajevima nije preporucljivo iskljuciti ovaj uticaj [105, 102], tako da je, na osnovu eksperimentalnih rezultata,dobijena sledeca veza izmedju µ, ∆Nit i ∆Not tokom ozracivanja NMOS tranzistora [102]:

µn =µno

1 + αitn∆Nit + αotn∆Not, (2.37)

gde je µn pokretljivost NMOS tranzistora posle ozracivanja, µno pre ozracivanja, a αotn i αitn su pozitivnikoeficijenti koji opisuju uticaj zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja na pokretljivost, redom. Saporastom ∆Nit dolazi do smanjenja µ i to je posledica zahvatanja nosilaca iz kanala od strane povrsinskihstanja (ovakva pretpostavka je uvedena i kod PMOS tranzistora) [105, 102]. Sa porastom ∆Not dolazi dopovecanog privlacenja elektrona iz kanala ka medjupovrsini, sto povecava njihovo rasejanje i smanjuje µn.Valjanost izraza (2.37) potvrdjena je u radu [106].

Dilema, medjutim, postoji kada je u pitanju izraz za pokretljivost ozracenog PMOS tranzistora, preciznije,uticaj zahvacenog naelektrisanja na pokretljivost. Na osnovu rezultata istrazivanja [105, 102] porast ∆Not

povecava, a na osnovu rezultata istrazivanja [107, 108] smanjuje pokretljivost PMOS tranzistora. Da bi se ob-jasnili dobijeni eksperimentalni rezultati, u radovima [105, 102] pretpostavljeno je da se uticaj zahvacenog nael-ektrisanja ogleda u tome sto ono odbija supljine od medjupovrsine, smanjujuci njihovo rasejanje i povecavajucipokretljivost. Na taj nacin, doslo se do sledeceg izraza:

µp =µpo

1 + αitp∆Nit − αotp∆Not, (2.38)

gde je µp pokretljivost PMOS tranzistora posle ozracivanja, µpo pre ozracivanja, a αotp i αitp su pozitivnikoeficijenti koji opisuju uticaj zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja na pokretljivost, redom. Trebaistaci da su izrazi (2.37) i (2.38) dobijeni na osnovu analize uticaja zracenja (bez oporavka) [102] i naprezanjajakim elektricnim poljem [105] na pokretljivost.

Zupac i saradnici [107, 108] su ispitivali zavisnost pokretljivosti PMOS tranzistora od zahvacenog naelek-trisanja i povrsinskih stanja tokom ozracivanja i oporavka. Ozracivanje i oporavak su sprovedeni na sobnojtemperaturi (300K), ali je snimanje prenosnih karakteristika u zasicenju vrseno na T = 77 i 300K. Istrazivanjasu potvrdila da povrsinska stanja imaju dominantniji uticaj na pokretljivost i da porast njihove gustine dovodido smanjenja vrednosti µ, kao i da se u slucaju velike gustine zahvacenog naelektrisanja (primer neocvrsnutihoksida), uticaj ∆Not na µ ne moze zanemariti (narocito u slucaju nizih temperatura). Njihovi eksperimentalnirezultati su takodje pokazali da povecanje gustine zahvacenog naelektrisanja smanjuje pokretljivost, isto kao kodNMOS tranzistora. To znaci da znak ispred clana αotp∆Not u izrazu (2.38) treba da bude ”+”. Pretpostavljenoje da se pri odredjivanju koeficijenata αotp i αitp ne mogu odvojeno posmatrati promene pokretljivosti tokomozracivanja i tokom oporavka. Pored toga, dobijeni rezultati su pokazali da pokretljivost ozracenih PMOStranzistora zavisi od temperature na kojoj je vrseno snimanje prenosnih karakteristika, i da je veca degradacijau slucaju temperature od 77K. To je pripisano povecanom relativnom uticaju Kulonovskog rasejanja odzahvacenog naelektrisanja, jer je u slucaju nizih temperatura fononsko rasejanje znatno redukovano.

Ponasanje normalizovanog faktora pojacanja (normalizacija je izvrsena u odnosu na vrednost preozracivanja) NMOS i PMOS tranzistora sa Al- i poli-Si gejtom u toku dejstva jonizujuceg zracenja prikazanoje na sl. 2.54. Moze se videti da faktor pojacanja opada sa dozom zracenja za sve tipove tranzistora, osimza PMOS tranzistore sa poli-Si gejtom. Kod ovog tipa tranzistora pokretljivost raste tokom ozracivanja, kaoposledica izrazenijeg povecanja gustine zahvacenog naelektrisanja, u odnosu na gustinu povrsinskih stanja. Slika2.55 prikazuje zavisnost normalizovane pokretljivosti PMOS tranzistora sa poli-Si gejtom od doze zracenja ivremena oporavka, za dve temperature oporavka. Uocava se stalno smanjenje vrednosti pokretljivosti, sto jesuprotno ponasanju istog tipa tranzistora prikazanom na prethodnoj slici.

101 102 1030.0

0.5

1.0

1.5

NMOS PMOS Al-gejt Si-gejt

β /β (

0)

Doza (Gy)

Sl. 2.54: Zavisnost normalizovanog faktorapojacanja MOS tranzistora od doze zracenja [102].

0 50 100 150/00.4

0.6

0.8

1.0VG = +9 V

300 K 77 K

µ /µ (

0)

Doza (Gy(Si)) Vreme (s)

200 400 600

Sl. 2.55: Ponasanje normalizovane pokretljivostiPMOS tranzistora sa poli-Si gejtom tokomozracivanja i oporavka [108].

3. Rezultati ozracivanja i oporavka

VDMOS tranzistora snage1

U ovoj glavi ce najpre biti opisani ispitivani uzorci i sprovedeni eksperimenti, a zatim prikazani dobijenieksperimentalni rezultati ozracivanja i oporavka VDMOS tranzistora snage. Takodje, bice dato tumacenjedobijenih rezultata i predlozen model za njihovo objasnjenje.

3.1 Eksperiment

Ovo poglavlje sadrzi dataljan opis strukture i geometrije, kao i tehnologije izrade koriscenih VDMOS tranzistorasnage. U njemu su takodje date informacije o koriscenom izvoru jonizujuceg zracenja, kao i o nacinu odredjivanjaapsorbovane doze. Nakon toga, opisane su koriscene metode za razdvajanje uticaja zahvacenog naelektrisanjai povrsinskih stanja na napon praga MOS tranzistora.

3.1.1 Uzorci za ispitivanje

U radu su korisceni komercijalni niskonaponski n-kanalni VDMOS (”Vertical Double-Diffused” MOS) tranzis-tori snage (tip EFL 1N10 i EFP 8N15) domace proizvodnje (”Ei-Poluprovodnici”, Nis), proizvedeni u stan-dardnoj tehnologiji sa polisilicijumskim gejtom. Tranzistori tipa EFL 1N10, maksimalnog napona od 100V imaksimalne struje od 1A, pakovani su u metalna kucista TO-39, a tranzistori tipa EFP 8N15, maksimalnognapona od 150V i maksimalne struje od 8A, u plasticna kucista TO-220. Ovi VDMOS tranzistori snage sas-toje se od velikog broja paralelno vezanih osnovnih celija heksagonalnog oblika (jedan EFL 1N10 sadrzi 860, aEFP 8N15 sadzi 5174 osnovnih celija). Poprecni presek strukture izmedju dve susedne osnovne celije koriscenihVDMOS tranzistora snage prikazan je na sl. 3.1. Oblast sorsa i polisilicijumski gejt nalaze se na gornjoj strani,a drejn je sa donje strane peleta. Kanal je horizontalnog tipa i njegova duzina je odredjena razlikom lateralnihdifuzija p− i n+ oblasti (ove difuzije se vrse kroz isti otvor). Elektroni, koji cine struju drejna, krecu se izoblasti sorsa lateralno kroz p− oblast kanala, a zatim vertikalno kroz n− epitaksijalni sloj i n+ supstrat dokontakta za drejn.

Detaljni tehnoloski niz za proizvodnju tranzistora EFL 1N10 i EFP 8N15 dat je u tabeli 3.1. Polaznimaterijal su silicijumske monokristalne plocice n-tipa, orijentacije (100) i koncentracije primesa oko 1019 cm−3,na kojima se formira epitaksijalni sloj. Koncentracija primesa u epitaksijalnom sloju je 2.8 − 3.0 · 1015 cm−3

za tip EFL 1N10, odnosno 2 · 1015 cm−3 za tip EFP 8N15, a njegova debljina varira izmedju 12.5 i 15.5µm

(EFL 1N10), odnosno 13.5 i 16.5µm (EFP 8N15). Posle prve termicke oksidacije silicijuma i prvog od ukupnosedam fotolitografskih postupaka, otvaraju se otvori u oksidu za implantaciju bora. Posle ove implantacije vrsise difuzija implantiranog bora, cime je formirana p+ oblast (tzv. ”body”). Drugim fotolitografskim postupkomformira se oblast za oksid kanala. Termickom oksidacijom kanala formira se oksid gejta nominalne debljine100nm. Oksidacija se vrsi u atmosferi kiseonika (suva oksidacija) na 1100 C i pracena je odzarivanjem uatmosferi azota u trajanju od 20min. Preko oksida gejta vrsi se depozicija 800nm debelog sloja polisilicijuma,koji igra ulogu gejta. Trecim fotopostupkom definisu se p− oblasti kanala. Kao i u prethodnom slucaju, i ovdese vrsi najpre implantacija, a zatim difuzija bora. Sledi cetvrti fotolitografski postupak, kojim se ostvarujuotvori za implantaciju fosfora, a difuzijom kroz ove otvore implantiranog fosfora formiraju se n+ oblasti sorsa.

1Deo rezultata iz ove glave publikovan je u radovima [109]–[112].

37

Sl. 3.1: Poprecni presek strukture izmedju dve susedne osnovne celije VDMOS tranzistora EFL 1N10 i EFP 8N15.

Posle toga sledi potpuna zastita polisilicijumskog gejta CVD oksidom, tj. fosfornim staklom sa 6% fosfora,debljine oko 1µm. Sledecim, petim, fotolitografskim postupkom formiraju se otvori za metalne kontakte sorsai gejta, koji se zatim realizuju depozicijom aluminijuma. Sledi sesti fotolitografski postupak, kojim se definisuoblasti kontakata sorsa i gejta, a potom legiranje aluminijuma na 550 C u atmosferi azota, u cilju ostvarivanjaboljih omskih kontakata metal-poluprovodnik. Posle toga vrsi se deponovanje zastitnog sloja stakla sa 3%fosfora, debljine oko 700nm, po celoj povrsini plocice i definisanje otvora u ovom staklu za kontakte sorsa igejta sedmim fotopostupkom. Zatim slede mehanicka obrada i metalizacija zadnje strane plocice trimetalnimslojem Ti/Ni/Au, pracena legiranjem. Tranzistori se montiraju u standardna kucista, a zatim ostvaruje omskikontakt oblasti drejna sa podnozjem kucista, i oblasti sorsa i gejta sa odgovarajucim izvodima podnozja. Posleuklanjanja nezeljenih necistoca hemijskom obradom i zastite peleta silikonskim lakom, vrsi se zatvaranje kucistai, najzad, odzarivanje komponenata na povisenoj temperaturi.

Tabela 3.1: Tehnoloski niz za proizvodnju tranzistora EFL 1N10 i EFP 8N15

KORAK PROCES PARAMETRI PROCESAI oksidacija T=1100C, t=180min, H2/O2

1 p+ implantacija bor, 40 keV, 1015 cm−2

2 p+ difuzija T=850C, t=20min, H2/O2

3 T=1100C, t=40min, N2

4 T=1100C, t=40min, H2/O2

5 oksidacija kanala T=1100C, t=35min, O2

6 T=1100C, t=20min, N2

7 depozicija poli-Si T=900C, t=40min8 p− implantacija bor, 40 keV, 6 · 1013 cm−2

9 p− difuzija T=850C, t=30min, H2/O2

10 T=1150C, t=6–8h, N2

11 T=850C, t=60min, H2/O2

12 n+ implantacija fosfor, 80 keV, 2.65 · 1015 cm−2

13 n+ difuzija T=900C, t=20min, N2

14 T=900C, t=40min, H2/O2

3.1.2 Opis eksperimenta

Tranzistori su najpre ozracivani gama-zracenjem, a nakon toga oporavljani na razlicitim temperaturama i prirazlicitim naponima na gejtu. Kao izvor gama-zracenja koriscen je radioaktivni izotop kobalta 60

27Co, ciji jeperiod poluraspada oko 5.2 godine, i koji se najcesce koristi u eksperimentima ovakvog tipa. Ozracivanjeje vrseno na sobnoj temperaturi, u metroloskoj laboratoriji Instituta za nuklearne nauke ”Vinca” u Vinci.Tranzistori tipa EFL 1N10 ozraceni su do ukupne apsorbovane doze od 1000Gy(Si), brzinom doze od 0.04Gy(Si), pri naponu na gejtu VG = 0 ili 10V . Ukupna vrednost apsorbovane doze zracenja ostvarena jekumulativno, nagomilavanjem vise porcija doza, pri cemu je svaka od njih postignuta za odredjeno vremeizlaganja uzoraka gama-zracenju. Tranzistori tipa EFP 8N15 ozraceni su do ukupne apsorbovane doze od150Gy(Si), brzinom doze od 0.01 Gy(Si), pri VG = 10V (posto je za ovaj tip tranzistora tokom ozracivanjakoriscena samo jedna vrednost napona na gejtu u daljem tekstu se ona nece navoditi).

Apsorbovana doza Da jonizujuceg zracenja predstavlja kolicnik energije E predate elementu ozracene ma-terije i mase m tog elementa (Da = E/m). Jedinica apsorbovane doze je Grej (Gy), i to je apsorbovanadoza u telu cija je masa 1 kg, a kome je, jonizujucim zracenjem stalne gustine fluksa, unesena energija od 1J

(1Gy = 1 J/1 kg). Stara jedinica apsorbovane doze je rad (r), a veza je 1 r = 10−2 Gy.Apsorbovana doza zracenja za vreme t se u slucaju ravnomerne raspodele zracenja po celoj masi ozracenog

materijala moze naci iz brzine (noviji nazivi su jacina ili snaga) apsorbovane doze Da na sledeci nacin:

Da = Dat, (3.1)

pri cemu se brzina apsorbovane doze zracenja moze odrediti ako je poznata brzina ekspozicione doze De ujedinicama Ckg−1s−1, pomocu sledeceg izraza:

Da = 34µme

(µme)vazduhDe

[Gy

s

], (3.2)

gde je µme maseni koeficijent apsorpcije energije zracenja datog materijala za koji se odredjuje apsorbovanadoza zracenja (u nasem slucaju je to Si). Brzina ekspozicione doze, pri ravnomernoj raspodeli zracenja po celojmasi ozracenog vazduha i kada se u vremenu t moze zanemariti promena aktivnosti izvora zracenja, moze seizraziti preko ekspozicione doze:

De =De

t. (3.3)

Ekspoziciona doza De jonizujuceg zracenja definise se na osnovu njegovog jonizujuceg dejstva u vazduhu, ipredstavlja odnos ukupnog naelektrisanja istog znaka q, nastalih u elementu zapremine vazduha, i mase m togelementa zapremine (De = q/m). Jedinica ekspozicione doze jonizujuceg zracenja, u medjunarodnom sistemujedinica je kulon po kilogramu (C/kg). To je ekspoziciona doza zracenja koja u kolicini vazduha mase 1 kg

moze stvoriti jone istog znaka ukupnog naelektrisanja od 1C, ako je gustina energetskog fluksa ista u celojkolicini ozracenog vazduha. Posto se jos moze sresti u literaturi, treba spomenuti i Rendgen (R) kao starujedinicu ekspozicione doze (1R = 2.58 · 10−4 C/kg).

Ako zracenje potice od tackastog izvora zracenja2 aktivnosti A, i ako se pri svakom raspadu oslobadjagama-kvant energije Eγ , jacina ekspozicione doze De, na rastojanju r od izvora, moze se izracunati na osnovuizraza:

De = 3.78 · 10−17 Eγ(µme)vazduhA

r2

[C

kg · s], (3.4)

gde je A dato u Bekerelima (Bq) (stara jedinica je Kiri (Ci); 1Ci = 3.7 · 1010Bq), Eγ u MeV, rastojanje r umetrima, a maseni koeficijent apsorpcije energije za vazduh (µme)vazduh u cm2/g. Uvodjenjem gama konstante(Γ), koja karakterise radioaktivni izvor iz koga se emituje gama-zracenje:

Γ = 3.78 · 10−17Eγ(µme)vazduh

[Cm2

kg

], (3.5)

2Ova pretpostavka vazi za izvor koriscen u ovim eksperimentima.

izraz (3.4) se svodi na oblik:

De =ΓA

r2. (3.6)

U slucaju izvora kobalta 6027Co je Eγ = 2 · 1.25 MeV 3 i (µme)vazduh = 0.0267 cm2g−1, tako da se dobija

Γ(27Co60) = 2.52 · 10−18 Cm2kg−1.Na osnovu do sada recenog, moze se zakljuciti da je apsorbovanu dozu moguce odrediti na osnovu energija

gama-kvanta, aktivnosti izvora gama-zracenja, rastojanja od izvora (ili jednostavnije, poznavanjem jacine ek-spozicione doze na datom mestu u vazduhu gde se komponenta nalazi) i vremena izlaganja zracenju. Osimtoga, treba poznavati maseni koeficijent apsorpcije energije zracenja vazduha i datog materijala za koji se odred-juje apsorbovana doza zracenja (treba imati u vidu da oni zavise od energije upadnog jonizujuceg zracenja).Medjutim, u eksperimentima ovog rada, s obzirom da je izvrseno ispitivanje uticaja gama-zracenja na MOStranzistore, odredjivanje apsorbovane doze zracenja je otezano zbog cinjenice da se zracenju izlagala viseslojnastruktura od razlicitih materijala. Zbog toga je apsorbovana doza zracenja procenjena u odnosu na jedanmaterijal kao referentni, pri cemu je za to izabran silicijum kao osnovni materijal za izradu poluprovodnickihkomponenata.

Osnovno dejstvo jonizujuceg zracenja i kasnijeg oporavka na MOS tranzistore ogleda se kroz nestabilnostinjihovih elektricnih karakteristika. U prethodnoj glavi je opisan nacin odredjivanja napona praga VT kaoosnovnog elektricnog parametra. Medjutim, da bi se bolje razumeli radijacioni i posleradijacioni efekti kodMOS tranzistora treba izvrsiti razdvajanje uticaja zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja na naponpraga (izraz 2.6), tj. odrediti gustine ∆Not i ∆Nit. U tom cilju je koriscena subtreshold-midgap (ili skracenomidgap) [94] i charge pumping [113] metoda.

Midgap (MG) metoda, koju su predlozili McWhorter i Winokur [94], zasnovana je na cinjenicama dapromena gustine zahvacenog naelektrisanja (tokom zracenja, naprezanja elektricnim poljem, odzarivanja, . . . )dovodi do paralelnog pomeranja predparagovkog dela prenosne karakteristike4, i da ovo naelektrisanje nanosioce u kanalu deluje elektrostatickim (privlacnim ili odbojnim) silama. Sa druge strane, povrsinska stanjadeluju tako sto zahvataju nosioce iz kanala, i promena njihove gustine dovodi do promene nagiba predpragovskekarakteristike. Inace, ranije je pokazano [24, 25] da su Pb0 i Pb1 centri, koji predstavljaju povrsinska stanja,amfotericni, tj. mogu da budu akceptorskog i donorskog tipa. Postoji vise istrazivanja koja govore o raspodeliakceptorskih i donorskih stanja unutar zabranjene zone supstrata [94, 97], ali zakljucak svih je da su, bez obzirana ovu raspodelu, povrsinska stanja neutralna u slucaju kada povrsinski potencijal Ψs ima vrednost sopstvenogpotencijala ΨB, gde je:

ΨB =kT

qln

NA,D

ni. (3.7)

U gornjem izrazu, k je Bolcmanova konstanta, T apsolutna temperatura, NA,D koncentracija akcep-torskih/donorskih primesa u poluprovodniku (u zavisnosti od tipa tranzistora, tj. supstrata) i ni sopstvenakoncentracija nosilaca u poluprovodniku (ni = 1.45 · 1010cm−3). Za koriscene n-kanalne VDMOS tranzistoresnage je NA = 4 · 1016cm−3.

Kada se na gejt dovede napon za koji je ispunjen uslov Ψs = ΨB5, onda vazi da je Fermijev nivo na sredini

zabranjene zone poluprovodnika i da je ukupno naelektrisanje na povrsinskim stanjima jednako nuli. To znacida nema aktivnih povrsinskih stanja, tj. da postoji samo uticaj zahvacenog naelektrisanja, i onda se promenanapona praga usled zahvacenog naelektrisanja tokom naprezanja MOS tranzistora moze odrediti iz sledecegizraza:

∆Vot ≡ ∆VMG = VMG − VMG0, (3.8)

gde je VMG0 napon midgapa pre naprezanja. Koriscenjem izraza (2.6) moze se odrediti gustina zahvacenognaelektrisanja (na ovaj nacin se u stvari odredjuje promena gustine u odnosu na onu pre naprezanja tranzistora,a ne ukupna gustina zahvacenog naelektrisanja u oksidu). Promena napona midgapa ∆VMG se u praksi

3Jezgro atoma 6027Co emituje β-cesticu i dva gama-kvanta, i prelazi u jezgro 60

28Ni. Pri tome, energije emitovanih gama-kvanata

su 1.17 MeV i 1.33 MeV , pa se uzima da je prosecna energija jednog gama-kvanta iz izvora 6027Co 1.25 MeV .

4U daljem tekstu predpragovska karakteristika.5Ta vrednost napona na gejtu zove se napon midgapa (VMG).

odredjuje na sledeci nacin. Najpre se iz linearnog dela nadpragovske karakteristike odredi faktor pojacanja β

(takodje i napon praga VT ), na nacin kako je objasnjeno u poglavlju 2.3. Zatim se koriscenjem izraza za strujudrejna predpragovske oblasti prenosne karakteristike [101]:

ID =√

2βεs

2CoxLD

(kTni

qNA,D

)2 (q

kTΨs

)−1/2

exp(

q

kTΨs

), (3.9)

(LD =[εskT/(q2NA,D)

]1/2 je Debajeva duzina, a εs dielektricna konstanta silicijuma), uzimajuci da je Ψs = ΨB,odredi struja midgapa IMG, koja odgovara naponu VMG. Nakon toga se metodom najmanjih kvadrata6 nadjuparametri prave koja opisuje linearni deo predpragovske karakteristike, i na osnovu njih se odredjuje naponVMG, znajuci vrednost struje IMG. Naravno, potrebno je to uraditi za slucaj pre (VMG0) i nakon naprezanja(VMG) MOS tranzistora. Treba jos istaci da ova metoda nije osetljiva na vrednost faktora pojacanja β. Naime,ako se β poveca 10 puta onda se gustina naelektrisanja promeni tek za 9% [94]. Uticaj povrsinskih stanja seodredjuje iz izraza (2.6):

∆Vit = ∆VT −∆Vot (3.10)

Energetski zonski dijagram u slucaju kada je napon na gejtu takav da je (a) ispunjen uslov Ψs = ΨB i (b)formiran kanal (ta vrednost VG odgovara naponu praga, a Ψs = ΨT ) prikazan je na sl. 3.2. Kao sto se mozevideti, u slucaju pod (a) Fermijevi nivoi p-tipa i sopstvenog poluprovodnika su se poklopili, i tada su povrsinskastanja neaktivna (ukupno naelektrisanje na njima je jednako nuli). Povecavajuci napon na gejtu (a samim timi povrsinski potencijal Ψs) dolazi do toga da povrsinska stanja zahvataju nosioce iz kanala (naelektrisu se).

Sl. 3.2: Energetski dijagram zona NMOS tranzistora (supstrat p-tipa) za slucaj (a) Ψs = ΨB i (b) Ψs = ΨT .

Slika 3.3 prikazuje prenosne karakteristike u predpragovskoj oblasti tranzistora tipa EFL 1N10 dobijenepre ozracivanja (a), nakon ozracivanja (b), kao i nakon oporavka od 40 h pri t = 140oC i VG = 10V (c), a sl.3.4 prenosne karakteristike tranzistora tipa EFP 8N15 dobijene pre (a) i nakon (b) ozracivanja, kao i nakonoporavka od 0.32 h pri t = 200oC i VG = 10V (c). Osim toga, prikazani su struja i napon midgapa za slucajevepre i posle ozracivanja, kao i prave dobijene fitovanjem linearnog dela predpragovskih karakteristika, pomocukojih se odredjuje napon midgapa.

Nadpragovske karakteristike tranzistora tipa EFL 1N10 dobijene pre (a) i nakon (b) ozracivanja, kao i nakonoporavka od 40 h pri t = 140oC i VG = 10 V (c), prikazane su na sl. 3.5, a tranzistora tipa EFP 8N15, pre(a) i nakon (b) ozracivanja, kao i nakon oporavka od 0.32 h pri t = 200oC i VG = 10 V (c) prikazane su na sl.3.6. Izabrane su i prikazane karakteristike u trenutku oporavka u kome je doslo do znacajnog porasta gustinepovrsinskih stanja i smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanja.

6U tu svrhu je koriscen programski paket MATLAB.

-1 0 1 2 3 410-1110-1010-910-810-710-610-510-410-310-210-1

(c)

(VMG0, IMG0)

(b) (a)I D

(

A)

VG (V)

Sl. 3.3: Predpragovske karakteristike pre ozraciva-nja (a), nakon ozracivanja (b) i tokom oporavka (c)tranzistora tipa EFL 1N10.

-1 0 1 2 3 410-1110-1010-910-810-710-610-510-410-310-210-1

(c)

(VMG0, IMG0)(VMG, IMG)

(b) (a)

I D

(A

)

VG (V)

Sl. 3.4: Predpragovske karakteristike pre ozraciva-nja (a), nakon ozracivanja (b) i tokom oporavka (c)tranzistora tipa EFP 8N15.

0 1 2 3 40.00

0.02

0.04

0.06

0.08

0.10

(a) (c)(b)

I D

(A

)

VG (V)

Sl. 3.5: Nadpragovske karakteristike pre ozraciva-nja (a), nakon ozracivanja (b) i tokom oporavka (c)tranzistora tipa EFL 1N10.

0 1 2 3 40.00

0.02

0.04

0.06

0.08

0.10(c)(b) (a)

I D

(A

)

VG (V)

Sl. 3.6: Nadpragovske karakteristike pre ozraciva-nja (a), nakon ozracivanja (b) i tokom oporavka (c)tranzistora tipa EFP 8N15.

Slike 3.7 i 3.8 prikazuju zavisnosti√

ID od VG (tranzistora sa sl. 3.5 i 3.6) dobijene pre ozracivanja (a), nakonozracivanja (b) i oporavka (c) za tranzistor tipa EFL 1N10 i tipa EFP 8N15, redom. Osim toga, prikazane suprave dobijene fitovanjem linearnog dela nadpragovskih karakteristika, pomocu kojih se odredjuje napon pragaVT .

Treba istaci da je snimanje prenosnih karakteristika VDMOS tranzistora u zasicenju vrseno na sobnoj tem-peraturi, pri naponu na drejnu od VD = 10V , koriscenjem personalnim racunarom kontrolisanih instrumenata:HP 8116A i KEITHLEY 237 SMU. Pri tome, prvi od njih je imao ulogu izvora napona VG, dok je drugi zadavaonapon ID i merio struju ID. Inace, u slucaju koriscenih VDMOS tranzistora snage nije uvek bilo moguce snimitiprenosnu karakteristiku pri VD = VG, i zbog toga nije koriscen ovaj nacin. Naime, kao posledica zracenja jedandeo ove karakteristike moze da ”predje” u negativnu oblast VG-ose (krive (b) sa sl. 3.3 i 3.4), tako da provede”body-drain” dioda koja postoji izmedju p+ oblasti i n−-epi sloja (sl. 3.1).

U ovom radu je, u kasnijim eksperimentima sa EFP 8N15 tranzistorima, pored midgap, koriscena i chargepumping (CP) metoda za odredjivanje gustine povrsinskih stanja. Naime, primenjena je jedna varijanta ovemetode koju je prvi predlozio Elliot [114], a kasnije dopunili Groeseneken i saradnici [115]. Posto korisceniVDMOS tranzistori snage imaju tri izvoda, a za ovu metodu su potrebna cetiri, morala je da se uvede jednamodifikacija, tako da je drejn igrao ulogu supstrata, sto je bilo moguce s obzirom na strukturu ovih tranzistora(sl. 3.1) [116]. Inace, kod primene CP metode kod klasicnih MOS tranzistore sa cetiri izvoda, drejn i sorsse kratko spajaju, i meri se struja kroz supstrat (charge pumping struja) Icp dok se na gejt dovodi impuls

0 1 2 3 40.00

0.05

0.10

0.15

0.20

0.25

0.30

VT

(a) (c)(b)

(ID

)1/2

(A

)1/2

VG (V)

Sl. 3.7: Zavisnost√

ID od VG za tranzistor tipaEFL 1N10 pre ozracivanja (a), nakon ozracivanja(b) i tokom oporavka (c).

0 1 2 3 40.00

0.05

0.10

0.15

0.20

0.25

0.30

VT0

(c)(b) (a)

(ID

)1/2

(A

)1/2

VG (V)

Sl. 3.8: Zavisnost√

ID od VG za tranzistor tipaEFP 8N15 pre ozracivanja (a), nakon ozracivanja(b) i tokom oporavka (c).

(pravougaonog, trouganog, trapezoidnog oblika, ...) date frekvence. Sustina Elliotove metode je merenje strujeIcp u zavisnosti od napona osnove impulsa Vbase, pri konstantnoj vrednosti amplitude impulsa ∆VA. Na sl.3.9 prikazana je ova zavisnost za slucaj pravougaonih impulsa. Tokom prakticne realizacije CP metode uovim eksperimentima se pomocu generatora impulsa HP 8116A na gejt tranzistora dovodio naponski signaltrougaonog oblika, frekvence 100 kHz i amplitude 3V , dok je KEITHLEY 237 imao ulogu pikoampermetra(instrumenti su takodje racunarski vodjeni). Tipican oblik Elliot-ovih krivih za EFP 8N15 tranzistor dat jena sl. 3.10, koja prikazuje Icp u funkciji Vbase za neozracen (a), ozracen (b) i oporavljan na t = 200 oC, priVG = 10V , tokom 0.32h (c) tranzistor.

Sl. 3.9: Ilustracija Elliot-ove metode: Struja Icp ufunkciji napona osnove (Vbase) pri konstantnoj am-plitudi impulsa (∆VA) [117].

-7 -6 -5 -4 -3 -2 -1 0 110-11

10-10

10-9

10-8

10-7

10-6

10-5

10-4

∆VA = 3 V

f = 100 kHz

(c)

VFBcpVT

cp - ∆VA

(b)(a)

Icp

(A)

Vbase (V)

Sl. 3.10: Elliot-ov tip charge pumping krivih zatrougaoni oblik impulsa; pre ozracivanja (a), nakonozracivanja (b) i nakon oporavka na t = 200 oC, priVG = 10 V , tokom 0.32 h (c).

Charge pumping struja Icp se za trougaoni (testerasti) oblik impulsa moze predstaviti u obliku [115]:

Icp = 2qDitfAGkT

[ln(vthni

√σnσp) + ln

(|VFB − VT ||∆VA|

√α(1− α)

f

)], (3.11)

gde je Dit srednja gustina povrsinskih stanja po energiji (izrazena u jedinicama cm−2eV −1), q naelektrisanjeelektrona, AG povrsina gejta (AG = L ·W , L-duzina kanala, W -sirina kanala), vth termicka brzina elektrona,σn i σp su poprecni preseci zahvata elektrona i supljina, redom, α odredjuje duzinu uzlaznog dela trouganognaponskog impulsa u odnosu na ukupnu duzinu impulsa. Na osnovu izraza (3.11) odredjuje se energetskagustina povrsinskih stanja Dit, pri cemu se za struju Icp uzima njena maksimalna vrednost Icp,max, a VFB

i VT se nalaze na osnovu Elliot-ovih krivih (sl. 3.10). Za ostale velicine iz ovog izraza koriscene su sledecevrednosti: AG = 6.163 · 10−6 cm2 x broj celija [116], α = 0.5 (”dutycycle” = 50%), f = 100 kHz, ∆VA = 3V ,vth = 1.55 · 107cm/s, √σnσp = 4 · 10−16cm−2. Sa sl. 3.10 moze se videti da odredjivanje vrednosti V cp

T iV cp

FB, sa Elliot-ovih krivih moze biti dosta neprecizno. Medjutim, to nema znacajan uticaj na vrednost gustinepovrsinskih stanja, jer se lako moze pokazati da ako se vrednost intervala |V cp

T − V cpFB| promeni cak dva puta,

Dit se promeni tek za ≈ 8% [118].

3.2 Rezultati ozracivanja tranzistora

Ponasanje elektricnih parametara MOS tranzistora tokom ozracivanja ispitivano je vec duzi niz godina [1], takoda, bar sto se tice komercijalnih komponenata, tu nema puno dilema. Nasi rezultati su potvrdili da napon pragai pokretljivost n-kanalnog VDMOS tranzistora snage opadaju sa dozom zracenja. Slika 3.11 prikazuje tipicnepromene napona praga tokom ozracivanja tranzistora tipa EFL 1N10 na sobnoj temperaturi, pri naponimana gejtu od 0 i 10V . Na sl. 3.12 prikazane su promene normalizovane pokretljivosti (µo je pokretljivost preozracivanja) za iste tranzistore. Sa sl. 3.11 moze se videti da napon praga opada sa dozom zracenja i dasu promene izrazenije kod vece vrednosti napona na gejtu. Pokretljivost takodje opada tokom ozracivanja ipromene su vece u slucaju napona od 10V .

101 102 103-10

-8

-6

-4

-2

0

VG = 0 V

VG = 10 V

∆ VT

(V)

Doza (Gy(Si))

Sl. 3.11: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage tipa EFL 1N10 sa dozom zracenja.

101 102 1030.5

0.6

0.7

0.8

0.9

1.0

VG = 0 V

VG = 10 V

µ / µ

ο

Doza (Gy(Si))

Sl. 3.12: Promene pokretljivosti VDMOS tranzi-stora snage tipa EFL 1N10 sa dozom zracenja.

Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom ozracivanja tranzistora tipa EFL1N10 na sobnoj temperaturi, pri VG = 0 i 10V , dobijene koriscenjem MG metode, prikazane su na sl. 3.13i 3.14, redom. Na slikama se uocava povecanje vrednosti ∆Nit i ∆Not tokom ozracivanja, s tim sto su ovepromene vece u slucaju napona na gejtu od 10V . Takodje treba istaci da je povecanje gustine zahvacenognaelektrisanja daleko vece od povecanja gustine povrsinskih stanja.

3.3 Rezultati oporavka ozracenih tranzistora

3.3.1 Promene napona praga i pokretljivosti

Kao sto je vec receno, nakon ozracivanja VDMOS tranzistora snage izvrsen je njihov oporavak pri razlicitimnaponima na gejtu i temperaturama. Slika 3.15 prikazuje promene napona praga tranzistora tipa EFL 1N10

101 102 1030

5

10

15

20

25 VG = 0 V

VG = 10 V

∆ Not

(x

1011

cm

-2)

Doza (Gy(Si))

Sl. 3.13: Ponasanje gustine zahvacenog naelektrisa-nja tranzistora tipa EFL 1N10 tokom ozracivanja.

101 102 1030

1

2

3

4

5

6 VG = 0 V

VG = 10 V

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Doza (Gy(Si))

Sl. 3.14: Ponasanje gustine povrsinskih stanja tran-zistora tipa EFL 1N10 tokom ozracivanja.

ozracenih sa VG = 0 V , tokom oporavka pri VG = 10V , za tri razlicite temperature: sobna, 55 o i 140 oC, asl. 3.16 se odnosi na iste uslove oporavka, samo sto su tranzistori ozraceni sa VG = 10V . Kao sto se sa ovihslika moze videti, veca i brza promena vrednosti ∆VT je u slucaju vise temperature, a pojava superoporavkaje uocena jedino kod tranzistora ozracenih sa VG = 0V i oporavljanih na temperaturi od 140 oC.

100 101 102 103 104

-2

-1

0

sobna temp.

55 oC

140 oC

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.15: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFL 1N10) tokom oporavka; VG =0 V u toku ozracivanja i 10 V u toku oporavka.

100 101 102 103 104

-8

-6

-4

-2

0 sobna temp.

55 oC

140 oC

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.16: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFL 1N10) tokom oporavka; VG =10 V u toku ozracivanja i oporavka.

Slika 3.17 prikazuje promene napona praga tranzistora tipa EFP 8N15 tokom oporavka na temperaturi od100, 140, 200, 250 i 290 oC, i sa naponom na gejtu od 10V . Vrednosti ∆VT tokom oporavka sa VG = −10V , ipri temperaturama od 140, 200 i 250 oC, predstavljene su na sl. 3.18. Na osnovu ovih slika, moze se zakljucitida u slucaju VG = −10V ne dolazi do superoporavka napona praga i da su promene napona praga manje negoza VG = 10 V .

Na sl. 3.19 prikazane su promene napona praga tranzistora tipa EFL 1N10 ozracenih sa VG = 0V , to-kom oporavka na temperaturi od 140 oC, pri naponima na gejtu od 0, 5 i 10V , a na sl. 3.20 ove promenekod tranzistora ozracenih sa VG = 10 V . Promene napona praga tranzistora EFP 8N15 tokom oporavka natemperaturi od 140 oC i pri VG = 5, 10, 15, 20 i 40V , odnosno −10,−20,−30 i −40V , predstavljene su na sl.3.21 i 3.22, redom. Kao sto se moze videti, slicno ponasanje promene napona praga je uoceno kod oba tipatranzistora (EFL 1N10 i EFP 8N15), a superoporavak napona praga nije primecen kod tranzistora opravljanihsa negativnim naponom na gejtu.

Slika 3.23 prikazuje promene normalizovane pokretljivosti tranzistora tipa EFP 8N15 tokom oporavka na

10-2 10-1 100 101 102 103-3

-2

-1

0

1VG = 10 V

100 oC, 140 oC, 200 oC,

250 oC, 290 oC

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.17: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFP 8N15) tokom oporavka; VG =10 V u toku oporavka.

10-2 10-1 100 101 102 103-3.0

-2.5

-2.0

-1.5

-1.0

-0.5 VG = -10 V

140 oC, 200 oC, 250 oC

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.18: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFP 8N15) tokom oporavka; VG =−10 V u toku oporavka.

10-1 100 101 102 103 104-2.5

-2.0

-1.5

-1.0

-0.5

0.0

0.5

1.0 0 V 5 V 10 V

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.19: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFL 1N10) tokom oporavka na140 oC; VG = 0 V u toku ozracivanja.

10-1 100 101 102 103 104

-8

-6

-4

-2

0 VG = 0 V

VG = 5 V

VG = 10 V∆ V

T

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.20: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFL 1N10) tokom oporavka na140 oC; VG = 10 V u toku ozracivanja.

temperaturama od 100, 140, 200, 250 i 290 oC, i sa naponom na gejtu VG = 10V (µ je pokretljivost tokomoporavka, a µ0 pre ozracivanja). Promene normalizovane pokretljivosti tokom oporavka na 140 oC i pri polar-izaciji gejta od 5, 10, 15, 20 i 40V predstavljene su na sl. 3.24. Slike pokazuju da je ponasanje normalizovanepokretljivosti na svim temperaturama slicno. Naime, pokretljivost prvo opada do neke vrednosti, a zatimraste. Vreme za koje µ/µo dostigne minimalnu vrednost raste sa smanjenjem temperature oporavka. Sto setice ponasanja pokretljivosti tokom oporavka pri razlicitim naponima na gejtu (a istoj temperaturi) moze sezakljuciti da je ono isto za sve primenjene pozitivne polarizacije gejta (vremenski interval za koji pokretljivostdostigne minimalnu vrednost ne zavisi od VG).

3.3.2 Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja

U prethodnom odeljku su dati rezultati vezani za ponasanje napona praga i pokretljivosti tokom oporavkaozracenih VDMOS (EFL 1N10 i EFP 8N15) tranzistora snage, pri razlicitim temperaturama i naponimana gejtu. Sada ce najpre biti prikazani rezultati vezani za ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja ipovrsinskih stanja tokom sprovedenih eksperimenata oporavka ozracenih EFL 1N10 VDMOS tranzistora.

Temperatura, kao jedan od parametara oporavka, ima znacajan uticaj na promenu gustina radijacionihdefekata u oksidu i na medjupovrsini. Na sl. 3.25 prikazano je ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i

10-1 100 101 102 103

-3

-2

-1

0

1t = 140 oC

+5 V +10 V +15 V +20 V +40 V

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.21: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFP 8N15) tokom oporavka na140 oC i pri pozitivnim polarizacijama gejta.

10-1 100 101 102 103-3.0

-2.5

-2.0

-1.5

-1.0 t = 140 oC -10 V -20 V -30 V -40 V

∆ VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.22: Promene napona praga VDMOS tranzi-stora snage (tip EFP 8N15) tokom oporavka na140 oC i pri negativnim polarizacijama gejta.

10-2 10-1 100 101 102 1030.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2 VG = 10 V

100 oC, 140 oC, 200 oC,

250 oC, 290 oC

µ /µ 0

Vreme (h)

Sl. 3.23: Promene normalizovane pokretljivostiVDMOS tranzistora snage (tip EFP 8N15) tokomoporavka na razlicitim temperaturama; VG = 10 V

u toku oporavka.

10-1 100 101 102 1030.0

0.2

0.4

0.6

0.8 t = 140 oC

+5 V, +10 V, +15 V +20 V, +40 V

µ /µ 0

Vreme (h)

Sl. 3.24: Promene normalizovane pokretljivostiVDMOS tranzistora snage (tip EFP 8N15) tokomoporavka na 140 oC i pri pozitivnim polarizacijamagejta.

povrsinskih stanja tokom opravka na razlicitim temperaturama i pri polarizaciji gejta od 10V , za tranzistoreozracene sa VG = 0 V , a na sl. 3.26 za tranzistore ozracene sa VG = 10V . Kao sto se sa slika vidi, gustinapovrsinskih stanja nakon odredjenog vremena oporavka pocinje da raste, pri cemu vreme do pocetka porastamoze biti veoma dugo. Kao sto je vec receno, ova pojava povecanja vrednosti ∆Nit, nakon ocigledne saturacije, uliteraturi je poznata pod nazivom latentni porast gustine (latentno generisanje) povrsinskih stanja. Moze se joszakljuciti da vremenski interval do pojave latentnog porasta gustine povrsinskih stanja zavisi od temperatureoporavka, tako sto je on kraci u slucaju vise temperature. Takodje se uocava direktna povezanost izmedjulatentnog porasta gustine povrsinskih stanja i latentnog smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanja, kao icinjenica da nakon latentnog formiranja povrsinskih stanja dolazi do njihove pasivizacije.

Drugi vazan parametar oporavka je napon na gejtu ozracenih tranzistora. Slike 3.27 i 3.28 prikazujupromene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka (t = 140 oC, VG = 0, 5 i 10V ),ozracenih EFL 1N10 tranzistora sa naponom na gejtu od 0 i 10V , redom. Kao sto se sa slika moze videti, za sveprimenjene napone na gejtu uocena je pojava latentnog porasta gustine povrsinskih stanja i latentnog opadanjagustine zahvacenog naelektrisanja. U slucaju VG = 0 V , kada u oksidu postoji samo elektricno polje usled razlikeizlaznih radova poli-Si gejta i supstrata, ove promene su znacajno manje, u poredjenju sa promenama izazvanim

10-1 100 101 102 103 1040

1

2

3

4

5

sobna temp. ∆Not ; ∆Nit

55 oC: ∆Not ; ∆Nit

140 oC: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.25: Promene gustina zahvacenog naelektrisa-nja i povrsinskih stanja tokom oporavka; VG = 0 V

u toku ozracivanja i 10 V u toku oporavka.

100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0

sobna temp. ∆Not ; ∆Nit

55 oC: ∆Not ; ∆Nit

140 oC: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1012

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.26: Promene gustina zahvacenog naelektrisa-nja i povrsinskih stanja tokom oporavka; VG = 10 V

u toku ozracivanja i oporavka.

naponima na gejtu od 5 i 10V . Vrednosti maksimalnih gustina povrsinskih stanja formiranih tokom oporavka,za VG = 5 i 10V , medjusobno se malo razlikuju. Takodje, postoje i odredjene razlike u vremenskom intervaludo pocetka latentnog porasta ∆Nit.

Na osnovu do sada prikazanih ponasanja gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokomoporavka, pri razlicitim temperaturama i naponima na gejtu, ozracenih EFL 1N10 tranzistora predlozen jekombinovani ”hydrogen-water” (H-W) model [109, 110] i izvrseno modelovanje kinetike procesa formiranja ipasivizacije povrsinskih stanja, zasnovano na ovom modelu [111, 112].

H-W model

Kao sto je u prethodnoj glavi vec receno, model transporta vodonikovih jona (H+ model) veoma uspesno opisujekonvencionalno generisanje povrsinskih stanja. Medjutim, nijedan od postojecih modela (H+, h+ i (HT)2) nemoze da objasni eksperimentalne rezultate prikazane na sl. 3.25-3.28, tj.:

(a) Dug period kasnjenja pocetka latentnog porasta gustine povrsinskih stanja. Naime, supljine (h+ model)stizu u oblast blizu medjupovrsine (≈ 5nm) i bivaju zahvacene u njoj tokom veoma kratkog vremenskogintervala (< 1 s) [1, 59]. To znaci da bi ovaj model eventualno mogao da objasni samo porast rane, veomamale komponente konvencionalnog porasta gustine povrsinskih stanja, koja ima sekundarni znacaj [57].Sa druge strane, vodonikovi joni (H+ i (HT)2 model) prelaze svoje maksimalno rastojanje od tox = 100 nm

(ako su formirani u oksidu) za manje od 1 s, u slucaju t = 140 o i VG = 0 V , kada postoji samo elektricnopolje usled razlike izlaznih radova poli-Si gejta i supstrata [8, 69]. Ako se pretpostavi da su H+ joniformirani u strukturama susednim oksidu gejta, vreme transporta do medjupovrsine takodje je veomakratko (neuporedivo krace od vremena koje protekne do pocetka latentnog porasta gustine povrsinskihstanja).

(b) Naglasena zavisnost brzine formiranja povrsinskih stanja od temperature. Na osnovu H+ i (HT)2 modelatrebalo bi ocekivati da se sva povrsinska stanja formiraju vrlo brzo nakon dolaska vodonikovih jona domedjupovrsine, bez obzira na temperaturu, posto se na osnovu ovih modela svi H+ joni formiraju tokomi/ili neposredno nakon ozracivanja, a reakcija (2.29) se odigrava bez potencijalne barijere [81, 76].

(c) Opadanje gustine povrsinskih stanja nakon duzih vremenskih intervala oporavka. Fleetwood [97] je pokazaoda dolazi do smanjenja vrednosti ∆Nit nakon njenog prethodnog povecanja. Medjutim, on nije dao

10-1 100 101 102 103 104

1

2

3

4

5 t =140 oC

0 / 0 V: ∆Not; ∆Nit

0 / 5 V: ∆Not; ∆Nit

0 / 10 V: ∆Not; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.27: Promene gustina zahvacenog naelektrisa-nja i povrsinskih stanja tokom oporavka na 140 oC;VG = 0 V u toku ozracivanja.

10-1 100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0 t =140 oC

10 / 0 V: ∆Not; ∆Nit

10 / 5 V: ∆Not; ∆Nit

10 / 10 V: ∆Not; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1012

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.28: Promene gustina zahvacenog naelektrisa-nja i povrsinskih stanja tokom oporavka na 140 oC;VG = 10 V u toku ozracivanja.

objasnjenje za uoceni proces pasivizacije povrsinskih stanja. Sa druge strane, na osnovu rezultata Reed-ai Plummer-a [99] zakljucuje se da H+ model ne moze da objasni smanjenje gustine povrsinskih stanja(odeljak 2.2.4).

Da bi se prevazisli navedeni nedostaci postojecih modela, predlozen je novi model za objasnjenje dobijenogponasanja gustina povrsinskih stanja i zahvacenog naelektrisanja tokom oporavka ozracenih VDMOS tranzi-stora snage, a koji je nazvan H-W (hydrogen-water) model. U daljem tekstu ce biti opisane osnovne postavkena kojima je formiran ovaj model.

Pri formiranju ovog modela poslo se od cinjenice da su mnoga istrazivanja radijacionih i posleradijacionihefekata kod MOS tranzistora pokazala da vodonikovi joni bez sumnje igraju primarnu ulogu u procesu stvaranjapovrsinskih stanja [7, 55, 57, 64]. Zato je pretpostavljeno da na pocetku latentnog generisanja povrsinskihstanja postoji odredjena gustina vodonikovih jona (kasnije ce biti analizirani moguci izvori ovih jona), a kojaje mnogo manja od one koja je neophodna da bi se formirala sva povrsinska stanja. Kada jedan H+ jonpod dejstvom pozitivnog elektricnog polja u oksidu stigne do medjupovrsine, on tu reaguje sa elektronom izsupstrata, formirajuci vodonikov atom Ho [64]:

H+ + e− (iz supstrata) k1−→ Ho. (3.12)

Formirani Ho atom je vrlo reaktivan i moze da reaguje (bez energetske barijere [81, 76]) na jedan od sledecihnacina, ciji je rezultat:

(1) Kreiranje povrsinskog stanja, kada Ho atom reaguje sa prekursorom za formiranje povrsinskog stanja. Kaosto je vec receno, Pb0 i Pb1 centri predstavljaju povrsinska stanja na medjupovrsini sa (100) orijentacijom[72]. Atom silicijuma na medjupovrsini, koji ima jednu nezasicenu vezu, a ostale tri predstavljaju veze sasusednim atomima silicijuma (≡Si.s0) predstavlja Pb0 centar, dok struktura Pb1 (Si.s1) centra nije potpunopoznata (ne zna se koje su ostale tri cestice sa kojima je vezan atom silicijuma u ovom defektu). Rezul-tati nekih istrazivanja pokazuju da verovatno postoje i drugi centri (centar), koji takodje predstavljajupovrsinska stanja [76]. Medjutim, s obzirom da nisu date nikakve informacije o njihovoj strukturi, u ovomradu oni nece biti razmatrani. U prilog tome idu rezultati istrazivanja [25], koji su pokazali da je gustinapovrsinskih stanja formiranih tokom ozracivanja, odredjena iz elektricnih merenja, jednaka sa gustinomstvorenih Pb0 centara, i da su promene ovih gustina tokom oporavka ozracenih komponenata takodje iste.To znaci da je tokom ozracivanja i oporavka udeo Pb1 centara u ukupnoj gustini povrsinskih stanja, u

odnosu na Pb0 centre, zanemarljiv, i da su Pb0 centri odgovorni za ponasanje ∆Nit. Moze se zakljuciti dasu ≡Sis0−H defekt, koji je prekursor Pb0 centra, i eventualno neki Sis1−H defekt, koji je prekursor Pb1

centra, odgovorni za povecanje gustine povrsinskih stanja. U daljem tekstu ce prekursor za formiranjepovrsinskih stanja biti oznacen kao Sis−H (ostale tri veze u ovom defektu nisu od znacaja), i on pred-stavlja defekt odgovoran za formiranje i Pb0 i Pb1 centra. Na taj nacin su ukljucena oba tipa centara,mada je mogao da se razmatra samo Pb0 centar [25]. Na osnovu toga, reakcija formiranja povrsinskihstanja moze se napisati u obliku [64]:

Sis−H + Ho k2−→ Si.s + H2 , (3.13)

gde je Si.s povrsinsko stanje (Pb0 ili Pb1 centar).

(2) Pasivizacija povrsinskog stanja, kada Ho atom reaguje sa povrsinskim stanjem [81, 77]:

Si.s + Ho k3−→ Sis−H. (3.14)

(3) Dimerizacija vodonika, kada Ho reaguje sa drugim atomom vodonika [8, 99]:

Ho + Ho k4−→ H2. (3.15)

Kada zakasneli vodonikovi joni stignu do medjupovrsine dolazi do porasta gustine povrsinskih stanja zbogtoga sto je tada reakcija (3.13) najverovatnija. Naime, poznato je, na osnovu bimolekularne teorije [119,120], da verovatnoca za reakciju zavisi od konstante reakcije i koncentracije reaktanata koji ucestvuju u njoj.Konstanta reakcije zavisi od poprecnog preseka reaktanata (k ≈ σ1 + σ2, gde su σ1 i σ2 karakteristicni radijusizahvata reaktanata [100]). Reakcija (3.13) je verovatnija od reakcije (3.14), jer su poprecni presek i, narocito,koncentracija Sis−H defekata veci od poprecnog preseka i koncentracije Si.s defekata. Reakcija (3.15) je manjeverovatna, zbog znatno manjeg poprecnog preseka za Ho atome u odnosu na preseke za Sis−H i Si.s defekte.

Ocigledno je da u toku procesa stvaranja povrsinskih stanja, kao i u procesu dimerizacije atoma vodonika,dolazi do formiranja molekula vodonika, tako da je njihova koncentracija veca na medjupovrsini nego u un-utrasnjosti oksida. To dovodi do pojave gradijenta koncentracije, a samim tim i do difuzije H2 molekulaod medjupovrsine ka unutrasnjosti oksida. Mnogi od tih molekula na svom putu reaguju sa pozitivno naelek-trisanim centrima u oksidu (CC+; to je u stvari zahvaceno naelektrisanje), formirajuci vodonikove jone [74, 78]:

CC+ + H2k5−→ CC−H + H+. (3.16)

H+ joni stvoreni u reakciji (3.16) driftuju do medjupovrsine i reakcije (3.12)-(3.16) se ponavljaju. Na tajnacin, obezbedjena je dodatna koncentracija vodonikovih jona, a reakcija (3.16) predstavlja dodatni mehanizamza odzarivanje zahvacenog naelektrisanja. To potvrdjuju i sl. 3.25-3.28, jer se na njima jasno uocava da jeproces latentnog porasta gustine povrsinskih stanja direktno povezan sa procesom latentnog opadanja gustinezahvacenog naelektrisanja.

Drift H+ jona i difuzija H2 molekula su brzi procesi [69], tako da je razlicita brzina latentnog porasta ∆Nit,za tri temperature oporavka (sl. 3.25 i 3.26), posledica temperaturne zavisnosti reakcije (3.16) (to se ne odnosina vreme do pocetka porasta, vec samo na trajanje porasta ∆Nit). Postoje dva osnovna kandidata za CC+

centre [74, 78]: BBHT i E′

centri, pri cemu je reakcija H2 molekula sa BBHT centrom egzotermna, a sa E′

centrom endotermna. Aktivaciona energija reakcije (3.16) iznosi oko 1 eV .Na osnovu do sada recenog, moze se zakljuciti da je dobijen model za opisivanje latentnog porasta ∆Nit i

temperaturne zavisnosti brzine formiranja povrsinskih stanja, koji moze da se nazove H (”hydrogen”) model,zbog toga sto je zasnovan na cesticama vodonika: H+, Ho i H2. Sada je potrebno objasniti proces pasivizacijepovrsinskih stanja, koji se javlja nakon njihovog latentnog generisanja, a ogleda se u smanjenju vrednosti∆Nit. Kao sto je vec receno, u gotovo svim radovima koji sadrze oporavak ozracenih tranzistora, prikazani surezultati porasta gustine povrsinskih stanja do zasicenja. Jedino je u radovima [97, 98] pokazano da gustina

povrsinskih stanja tokom oporavka najpre raste do nekog trenutka, a zatim opada. Medjutim, autori nisukomentarisali ovakvo ponasanje. Reed i Plummer [99] su pokusali da pomocu reakcija (3.13)-(3.15) objasnesvoje eksperimentalne rezultate vezane za odzarivanje komponenata u toku procesa proizvodnje, a koji supokazivali prvo pasivizaciju, a zatim stvaranje povrsinskih stanja (to ponasanje je suprotno od onog koje sejavlja kod oporavka ozracenih tranzistora). Medjutim, na osnovu ovih reakcija i bimolekularne teorije pokazanoje da funkcija koja opisuje zavisnost gustine povrsinskih stanja od vremena oporavka [Si.s](t) nema ekstremnuvrednost, tj. kada je [Si.s]

′ = 0 ⇒ [Si.s]′′ = 0 (zagrade oznacavaju gustine). Na osnovu ove analize ocigledno je

da ni reakcije H modela ne mogu da opisu proces pasivizacije povrsinskih stanja, te je zbog toga neophodnouvesti bar jos jednu reakciju koja bi ukljucila ovaj proces.

Ranija istrazivanja [5, 69, 121] su pokazala da je velika koncentracija vode prisutna u oksidu, narocito uslucaju kada je oksid dobijen procesom komercijalne termicke oksidacije (slucaj oksida gejta) ili CVD procesom7

(CVD oksid), kao u nasem slucaju (videti sl. 3.1). Najveci deo ove vode nije slobodan, vec je fizicki ili hemijskivezan u termickom i CVD oksidu [5, 121]. Fizicki vezanu vodu predstavlja H2O molekul koji je prikljucen iliizolovanim ili susednim silanol grupama ≡ Sio−OH, a hemijski vezanu vodu par susednih silanol grupa [5].Hemijski vezana, a posebno fizicki vezana voda moze biti oslobodjena u toku posleradijacionog oporavka, adobijeni slobodni molekuli vode sporo difunduju ka medjupovrsini [5, 69, 121, 122], gde reaguju sa povrsinskimstanjima [69]:

Si.s + H2Ok6−→ Sis−OH + Ho. (3.17)

Nakon vremenski dugog oporavka konacan doprinos molekula vode predstavlja pasivizacija povrsinskihstanja. Naime, kao sto se na osnovu reakcije (3.17) moze videti, H2O molekul pasivizira jedno povrsinsko stanje,pri cemu se oslobadja Ho atom, koji moze da stupi u jednu od reakcija (3.13)-(3.15). Ako je Ho atom reagovao saSis−H defektom (reakcija (3.13)), to znaci da H2O molekul nije promenio gustinu povrsinskih stanja. U slucajukada je Ho atom reagovao sa Si.s defektom (reakcija (3.14)), onda je H2O molekul pasivizirao dva povrsinskastanja. Reakcija Ho atoma sa drugim Ho atomom (dimerizacija vodonika) znaci da je molekul H2O pasiviziraojedno povrsinsko stanje. Dakle, uvodjenjem i reakcije (3.17), doslo se do (H-W) modela, koji moze da objasnieksperimentalne rezultate oporavka ozracenih VDMOS tranzistora snage (sl. 3.25-3.28). Jedan od mogucihoblika funkcije koja opisuje koncentraciju H2O molekula na medjupovrsini bio bi: [H2O](t) = k7·t·exp(−a·tn),gde su k7, a i n konstante. Ovaj oblik je dobijen na osnovu pretpostavke da koncentracija prvo raste, do nekemaksimalne vrednosti, a zatim opada.

Kao sto je vec receno, H-W model polazi od pretpostavke da na pocetku latentnog porasta gustinepovrsinskih stanja postoji odredjena gustina vodonikovih jona, koja je neophodna da bi doslo do ovog procesa.Medjutim, problem je izvor H+ jona nakon vremenski dugog intervala oporavka, posto joni nastali kao posled-ica ozracivanja stizu veoma brzo do medjupovrsine, gde formiraju veoma reaktivne Ho atome. To znaci dasu ovi joni odgovorni samo za konvencionalni porast gustine povrsinskih stanja [54]. Kao sto se sa sl. 3.25-3.28 moze videti, u nasem slucaju konvencionalni porast je zavrsen pre pocetka oporavka. Naime, u drugimistrazivanjima u kojima su eksperimentalni rezultati objasnjavani pomocu H+ modela, uzorci su ozracivaniizvorom velike brzine za veoma kratko vreme, tako da je imalo smisla pratiti ponasanje povrsinskih stanjaneposredno nakon ozracivanja. Medjutim, u nasem slucaju je vreme ozracivanja dugo (tirr ≈ 7 sati), tako dasu svi H+ joni nastali u toku ozracivanja imali dovoljno vremena da stignu do medjupovrsine. Ovi joni, dakle,ucestvuju samo u konvencionalnom generisanju povrsinskih stanja.

Sagledavanjem celokupnog H-W modela, moze se zakljuciti da mala koncentracija bilo koje od cesticavodonika (H+, Ho ili H2) moze da dovede do latentnog porasta ∆Nit, sto znaci da nije neophodno da to buduH+ joni. Jedan od mogucih razloga za pojavu latentnog generisanja povrsinskih stanja je zakasneli dolazakH2 molekula (ova varijanta H-W modela bice oznacena kao H-W#1). Naime, H2 molekuli koji se formiraju uCVD oksidu, difunduju ka medjupovrsini, i kada dodju u oblast blizu nje reaguju sa pozitivno naelektrisanimcentrima, formirajuci jone vodonika (reakcija 3.16), koji driftuju do medjupovrsine. Ova pretpostavka je usaglasnosti sa rezultatima istrazivanja [54], na osnovu kojih aktivaciona energija procesa latentnog generisanjapovrsinskih stanja ima istu vrednost kao aktivaciona energija difuzije H2 molekula. Medjutim, rezultati su

7Skracenica od Chemical Vapor Deposition.

takodje pokazali da bi izvor ovih molekula trebalo da bude veoma udaljen od medjupovrsine (≈ 130µm), postoje difuzija H2 molekula kroz oksid relativno brz proces. Tako dugo vreme difuzije (sl. 3.25 i 3.26) moze bitiposledica ili usporene difuzije H2 molekula kroz poli-Si gejt (videti strukturu koriscenih tranzistora; sl. 3.1)ili zahvatanja ovih molekula na vakancijama kiseonika [91] (i kasnijeg njihovog oslobadjanja [50]). Marwick iYoung [92] takodje su pokazali da se u ozracenom oksidu smanjuje vrednost difuzione konstante vodonika, stomoze dovesti do zakasnelog dolaska H2 molekula do medjupovrsine.

Postoji i mogucnost da su H+ joni (to je takodje deo H-W#1 varijante), nastali kao posledica ozracivanja,zahvaceni na vakancijama kiseonika u oksidu, i na taj nacin se registruju kao zahvaceno naelektrisanje [50, 93].Kasnije se (tokom oporavka) oni otpustaju i stizu do medjupovrsine, gde ucestvuju u formiraju povrsinskihstanja, sto se manifestuje kao smanjenje vrednosti ∆Not, a povecanje vrednosti ∆Nit. Varijanta koja bipodrazumevala da su svi H+ joni, neophodni za latentni porast gustine povrsinskih stanja, zahvaceni navakancijama kiseonika malo je verovatna, zbog toga sto bi to znacilo da 50% zahvacenog naelektrisanja cineH+ joni (a to je u suprotnosti sa istrazivanjima [24, 25], koja su pokazala jednakost gustine E’ centara i ∆Not).Medjutim, postoji mogucnost da je manji deo H+ jona zahvacen (u radu [50] pretpostavljeno je da 10− 20%od vrednosti ∆Not cine zahvaceni H+ joni), i kasnije oslobodjen, a ovi joni mogu da zapocnu proces formiranjapovrsinskih stanja, koji bi se dalje nastavio na osnovu reakcija H-W modela.

Druga mogucnost (H-W#2 varijanta H-W modela) je da su molekuli vode odgovorni za stvaranje pocetnegustine Ho atoma, koji dovode do latentnog porasta gustine povrsinskih stanja. Naime, kada H2O molekulstigne do medjupovrsine, on reaguje sa povrsinskim stanjem, pasivizira ga i formira Ho atom (reakcija (3.17)).Oslobodjeni Ho atom moze da stupi u jednu od reakcija (3.13)-(3.15). Medjutim, na osnovu gore sprovedenediskusije moze se zakljuciti da je najverovatnija reakcija (3.13), posto su k2 i [SisH] veci od k3 i [Si.s], redom. Toznaci da je nakon reakcije molekula vode vrednost ∆Nit ostala nepromenjena, ali se formirao molekul vodonika,koji stupa u reakciju (3.16), a H+ jon nastao u ovoj reakciji, moze da zapocne proces formiranja povrsinskihstanja tokom oporavka.

Kao sto je vec receno, cinjenica koja potvrdjuje reakciju (3.16) i pretpostavku da molekuli vodonika difun-duju od medjupovrsine ka unutrasnjosti oksida je povezanost smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanja sapovecanjem gustine povrsinskih stanja. Naime, ako u toku procesa formiranja povrsinskih stanja ne bi bilodifuzije H2 molekula od medjupovrsine ka unutrasnjosti oksida, to bi znacilo da je velika koncentracija H2

molekula ili zahvacena na vakancijama kiseonika ili da stize iz struktura koje su susedne oksidu gejta, sto jemalo verovatno [50]. Ako je, pak, voda odgovorna za pocetak latentnog porasta ∆Nit, onda se, na osnovugornje analize, moze zakljuciti da sigurno dolazi do difuzije nastalih H2 molekula i reakcije (3.16).

Treba istaci da se na osnovu nasih rezultata (ukljucujuci tu i one dobijene eksperimentom i modelovanjem),kao i rezultata drugih istrazivaca, moze doci do zakljucka da su H2 molekuli, koji dolaze iz CVD oksida i/ilipoli-Si gejta, najverovatnije odgovorni za pocetak stvaranja povrsinskih stanja u H-W modelu (mada ne trebaodbaciti ni varijantu sa H2O molekulima, kao ni mogucnost da su H+ joni zahvaceni na vakancijama kiseonika).

Numericko modelovanje H-W modela

Pored izvrsene analize stvaranja i pasivizacije povrsinskih stanja, sprovedeno je i numericko modelovanjakinetike ovih procesa. Naime, na osnovu bimolekularne teorije [119] i reakcija (3.13)-(3.17), dobija se sledecisistem vezanih diferencijalnih jednacina koje opisuju H-W model:

d[H+]dt

= −k1[H+][e−] + k5[CC+][H2], (3.18)

d[Si.s]dt

= k2[SisH][Ho] − k3[Si.s][Ho] − k6[Si.s][H2O](t), (3.19)

d[Ho]dt

= k1[H+][e−] − (k2/tox)[SisH][Ho] − (k3/tox)[Si.s][Ho] −

k4[Ho]2 + (k6/tox)[Si.s][H2O](t), (3.20)

d[H2]dt

= (k2/tox)[SisH][Ho] + k4[Ho]2 − k5[CC+][H2], (3.21)

d[SisH]dt

= −k2[SisH][Ho] + k3[Si.s][Ho], (3.22)

d[CC+]dt

= −k5[CC+][H2], (3.23)

d[e−]dt

= 0. (3.24)

Medjutim, postoji problem resavanja ovog sistema diferencijalnih jednacina. Ako bi bile poznate sve konstantereakcija i svi pocetni granicni uslovi (vrednosti koncentracija svih reaktanata na pocetku oporavka, tj. zat = 0), onda bi se direktno mogao primeniti Runge-Kutta (RK) metod cetvrtog reda sa adaptivnim korakom[123]. Ukoliko bi bile poznate koncentracije nekih reaktanata na kraju, a nekih na pocetku oporavka, onda jemoguce iskoristiti ”shooting” metod zasnovan na RK metodu [123]. Medjutim, problem je u nasem slucajukomplikovaniji, posto se ne znaju sve pocetne ili krajnje vrednosti koncentracija reaktanata (konstante reakcijasu takodje nepoznate). Treba jos istaci da shooting metod ne daje resenje ako pretpostavljene vrednostikrajnjih granicnih uslova mnogo odstupaju od pravih vrednosti [123]. Medjutim, posto su poznate vrednostigustine povrsinskih stanja u pojedinim tackama, problem se moze svesti na nalazenje nepoznatih konstantireakcija i pocetnih vrednosti koncentracija reaktanata koje daju minimalno odstupanje izmedju simuliranih ieksperimentalnih vrednosti gustine povrsinskih stanja, tj. minimalnu relativnu gresku:

δ2 =m∑

i=1

([Si.s]

eksperimentalnoi − [Si.s]

simuliranoi

[Si.s]eksperimentalnoi

)2

, (3.25)

gde je m broj poznatih vrednosti gustine povrsinskih stanja. Na taj nacin, problem se svodi na odredjivanjeminimuma funkcije vise promenljivih. U cilju smanjenja broja nepoznatih konstanti reakcija, koriscena jeveza koja moze da se uspostavi izmedju njih, dobijena na osnovu vrednosti radijusa zahvata reaktanata (npr.k2 : k3 : k4 = 1 : 0.4 : 0.09) [100].

Sada ce biti opisan jedan siguran, ali i spor metod za nalazenje nepoznatih konstanti reakcija i pocetnihvrednosti koncentracija reaktanata, koji je delimicno koriscen u ovom radu. Prvo se pretpostave vrednostisvih nepoznatih pocetnih koncentracija reaktanata i konstanti reakcija (yo

1, yo2, y

o3, ..., y

ok) i resi gornji sistem

diferencijalnih jednacina. Zatim se jedna vrednost (npr. yo1) promeni tako da dobije vrednost: yo

1 + ηyo1, gde je

η relativna promena ove vrednosti (npr. η = 0.1). Nakon toga ova promenljiva ponovo uzima svoju prvobitnuvrednost ali sa promeni druga (yo

2 + ηyo2), itd. Kombinacija koja u jednom iteracionom ciklusu da najmanju

relativnu gresku je novi skup nepoznatih velicina. Medjutim, ukupan broj kombinacija u jednom ciklusu jen = 3k, gde je k broj nepoznatih pocetnih koncentracija reaktanata i konstanti reakcija. Proces se nastavlja svedok δ ne postane manje od zadate vrednosti. Naravno, treba uzeti u obzir cinjenicu da dobijen skup vrednostimoze da predstavlja samo lokalni (ne i globalni) minimum [123].

Slika 3.29 prikazuje rezultat numerickog modelovanja gustine povrsinskih stanja tokom oporavka(t = 140 oC i VG = 10 V ) ozracenih tranzistora (videti sl. 3.25). Za H-W#1 varijantu H-W modela,modelovanje je sprovedeno sa sledecim pocetnim vrednostima koncentracija reaktanata i konstantama reakcija:[Si.s]o ≡ ∆Nit(0) = 2.5·1010cm−2 (∆Nit(0) je gustina povrsinskih stanja na pocetku oporavka), [Ho]o = 0,[CC+]o = 3.25·1016cm−3, [SisH]o = 5·1012cm−2, [e−]o = 3.5·1013cm−3, k1 = 10−15cm3/h, k2 = 10−15cm3/h,k3 = 4·10−16cm3/h, k4 = 9·10−17cm3/h, k5 = 10−15cm3/h, k6 = 9·10−16cm3/h, k7 = 10cm3/h, n = 0.1,a = 8.5. Posto je molekulima vodonika, koji u reakciji (3.16) formiraju H+ jone (H-W#1 varijanta H-Wmodela), i molekulima vode, koji vrse pasivizaciju, potrebno neko vreme da stignu do medjupovrsine, onda totreba ukljuciti:

[H+]o =

0 , t < tlat

c , t ≥ tlat; [H2O](t) =

0 , t < tlat1

k7·(t− tlat1)·exp(−a·(t− tlat1)n) , t ≥ tlat1.

gde je c pocetna koncentracija zakasnelih H+ jona formiranih u reakciji (3.16). Ocigledno je da tlat

predstavlja vreme do pocetka latentnog generisanja povrsinskih stanja, a tlat1 vreme do pocetka pasivizacijepovrsinskih stanja, i da ova vremena zavise od temperature oporavka (sl. 3.25 i 3.26). Za t = 140oC iVG(oporavak) = 10 V , simulacija je dala: c = 4·1015cm−3, tlat = 0.15 h i tlat1 = 2 h. Treba naglasiti daglavni doprinos stvaranju povrsinskih stanja daje upravo reakcija (3.16). Naime, bez ove reakcije simulacija,sprovedena sa gore navedenim parametrima, daje vrednost ∆Nitmax = 0.64·1011cm−2, koja je daleko manjaod eksperimentalne vrednosti (3.15·1011cm−2). Modelovanje je takodje sprovedeno i na osnovu H+ modela,koji je opisan reakcijama (3.12)-(3.15)8, tj. bez reakcija (3.16) i (3.17) ([H+]o = 3·1016cm−3, dok su ostaliparametri nepromenjeni). Kao sto se sa sl. 3.29 vidi, H+ model ne predvidja latentni porast i opadanje gustinepovrsinskih stanja. H+ model u koji je ukljucena pasivizacija vodom (dodata reakcija (3.17), ali ne i (3.16))predvidja opadanje, ali ne i latentni porast ∆Nit.

Slika 3.30 prikazuje ostale dve mogucnosti: H-W model bez reakcije pasivizacije ([CC+]o = 2.6·1016cm−3,k1·[e−]o = 0.07h−1) i H-W model bez pocetne koncentracije vodonokovih jona, tj. c = 0 (H-W#2 varijanta;[CC+]o = 3.7·1016cm−3, k1·[e−]o = 0.09h−1). Simulacija pokazuje da bez reakcije pasivizacije (3.17), H-Wmodel daje, kao i H+ model, saturaciju gustine povrsinskih stanja. Na osnovu rezultata prikazanih na ovojslici, takodje se zakljucuje da se proces stvaranja i pasivizacije povrsinskih stanja moze odigrati sa molekulimavode i zahvacenim naelektrisanjem, tj. bez pocetne koncentracije vodonikovih jona (H-W#2 varijanta).

10-1 100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

3.5

eksperiment H-W model (H-W#1 varijanta)

H+ model

H+ model sa vodom

∆N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.29: Numericko modelovanje zasnovano na H-W#1 varijanti H-W modela i na H+ modelu; VG =0 V u toku ozracivanja i 10 V u toku oporavka na140 oC.

10-1 100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

3.5

eksperiment H-W model (H-W#1 varijanta) H-W model bez vode H-W model (H-W#2 varijanta)

∆N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.30: Numericko modelovanje zasnovano naraznim varijantama H-W modela; VG = 0 V u tokuozracivanja i 10 V u toku oporavka na 140 oC.

Dobro poznata jednacina [124]:

t =d2

4D; D = Do·exp

(− Ea

kBT

). (3.26)

gde je t vreme oporavka, d rastojanje izmedju mesta sa kojeg H2/H2O molekuli pocinju da difunduju i med-jupovrsine, D difuziona brzina, Do difuziona konstanta, Ea aktivaciona energija, kB Bolcmanova konstanta

8Ovde se podrazumeva da H+ model sadrzi sve ove reakcije, mada on opisuje konvencionalni porast gustine povrsinskih stanja,

i za njega se vezuju reakcije (3.12) i (3.13) [64]. Medjutim, reakcije (3.14) i (3.15) su ovde ukljucene u H+ model zbog toga sto

formirani Ho atom moze, bez energetske barijere, da stupi u neku od njih [81, 77, 8, 99], a na osnovu rezultata istrazivanja [99]

zakljucuje se da njihovo ukljucivanje ne menja oblik funkcije ∆Nit(t), tj. takodje se dobija najpre porast, a zatim saturacija gustine

povrsinskih stanja.

i T apsolutna temperatura, daje vezu izmedju vrednosti tlat (tlat1) na T1 (npr. 140 C) i na nekoj drugojtemperaturi T2:

tlat,lat1(T1) = tlat,lat1(T2)·exp

(Ea

kB

(1T1− 1

T2

)). (3.27)

gde je Ea = 0.45eV i 0.79eV , za difuziju H2 i H2O, redom [69]. Parametri simulacije za 55 C (H-W#1varijanta), koji se razlikuju od onih za 140 C (sl. 3.29) su: [CC+]o = 2.45·1016cm−3, k5 = 3·10−19cm3/h, k6 =3·10−16cm3/h, tlat = 4 h, tlat1 = 700 h, i za sobnu temperaturu: [CC+]o = 1.5·1016cm−3, k5 = 3.5·10−21cm3/h,k6 = 7·10−16cm3/h, tlat = 24 h, tlat1 = 15000 h.

Slika 3.31 prikazuje rezultat numerickog modelovanja gustine povrsinskih stanja, zasnovanog na H-W#1varijanti H-W modela, za EFL 1N10 tranzistore ozracene sa VG = 0V , tokom oporavka na razlicitim temper-aturama, pri naponu na gejtu od 10V . Kao sto se sa slike vidi, slaganje sa eksperimentom je zadovoljavajuce.Razlicito ponasanje gustina povrsinskih stanja za vreme oporavka izmedju tlat i tlat1 je posledica zavisnostireakcije (3.16) od temperature. Ovde treba jos istaci da je simulacija pokazala da maksimalna koncentracijaH2O molekula na medjupovrsini iznosi 2−2.5 ·108 cm−2, i da je ona dovoljna da dovede do procesa pasivizacijepovrsinskih stanja.

Slika 3.32 prikazuje zavisnost konstanti reakcija k5 i k6 od reciprocne vrednosti apsolutne temperature, jerse na osnovu Arrhenius-ove jednacine:

k = ko·exp

(− Ea

kBT

), (3.28)

moze odrediti aktivaciona energija ovih reakcija. Dobijene vrednosti su: Ea = 1.1 eV ; za reakciju (3.16) (ovavrednost je u dobrom slaganju sa Ea ≈ 1 eV [74, 78]), i Ea = 0.04 eV ; za reakciju (3.17).

10-1 100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

3.0

3.5 sobna temp.

55 oC

140 oC simulacija

∆N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.31: Numericko modelovanje zasnovano na H-W#1 varijanti H-W modela; VG = 0V u tokuozracivanja i 10 V u toku oporavka

0.0024 0.0028 0.0032

-35

-30

-25

k5: Ea = 1.1 eV

k6: Ea = 0.04 eV

ln(k

)

1/T (1/K)

Sl. 3.32: Zavisnost konstante reakcije k5 i k6 odreciprocne vrednosti apsolutne temperature.

Rezultat numericke simulacije za H-W#1 i H-W#2 varijantu (c = 0) H-W modela za tranzistore ozracene ioporavljane sa VG = 0 i 10V , redom, tokom oporavka na 55 C prikazan je na sl. 3.33. Kao sto se vidi, H-W#1varijanta bolje modelira eksperimentalne rezultate, dok bi se H-W#2 varijanta mogla primeniti u slucaju veomanaglog latentnog porasta gustine povrsinskih stanja.

Kao sto je ranije receno, dobijeni rezultati su pokazali da ponasanje gustine povrsinskih stanja tokomoporavka zavisi i od primenjenog napona na gejtu. Slika 3.34 prikazuje rezultat numerickog modelovanjakinetike stvaranja i pasivizacije povrsinskih stanja, zasnovanog na H-W#1 varijanti H-W modela, za tranzistoreozracene sa VG = 10V , oporavljane na t = 140 C i pri razlicitim polarizacijama gejta. Parametri simulacije zaVG(oporavak) = 5 V su: [Si.s]o = 2.5·1011cm−2, [H+]o = 1016cm−3, [Ho]o = 0, [H2]o = 0, [CC+]o = 7·1016cm−3,[SisH]o = 5·1012cm−2, k1·[e−]o = 0.5 h−1, k2 = 10−15cm3/h, k3 = 4·10−16cm3/h, k4 = 9·10−17cm3/h, k5 =10−15cm3/h, k6·k7 = 5.5·10−10cm6/h2, n = 0.1, a = 8.5, tlat ≈ 0 h, tlat1 = 2 h. Zavisnost vremena oporavka,za koje gustina povrsinskih stanja dostize maksimalnu vrednost, od napona na gejtu moze biti posledica

reakcije (3.12). Naime, verovatnoca za ovu reakciju zavisi od brzine elektrona koji dolaze iz supstrata i brzinevodonikovih jona, tj. od vremena tokom kojeg e− ostaje blizu H+. Za veca elektricna polja, elektroni ”provode”kraci vremenski interval blizu H+ jona i samim tim, manja je verovatnoca za reakciju izmedju njih (veceelektricno polje ⇒ krace vreme ⇒ manja brzina formiranja Ho atoma, tj. smanjenje konstante k1). Sadruge strane, povecanje elektricnog polja povecava koncentraciju elektrona koji dolaze iz supstrata ([e−]).Ukupna koncentracija Ho atoma formiranih u reakciji (3.12) zavisi od toga koji je od ova dva suprotna efektadominantniji. Modelovanje kinetike povrsinskih stanja za VG = 10V sprovedeno je sa k1[e−] = 0.05h−1 (ostalevrednosti su iste kao za VG = 5 V ). Na osnovu ove analize, moze se zakljuciti da je u slucaju VG = 0V

verovatnoca za reakciju (3.12) najveca, ali je koncentracija [e−] najmanja (koriscena je vrednost k1[e−] =0.6 h−1). U ovom slucaju, takodje je smanjena koncentracija jona vodonika formiranih u reakciji (3.16), kojistizu do medjupovrsine nakon oslobadjanja. Naime, zahvacene supljine se nalaze blizu medjupovrsine tako daH+ joni, pod dejstvom slabog pozitivnog elektricnog polja (VG = 0V ), ”tesko” prolaze kroz ovaj sloj. Ovajefekat je pri numerickom modelovanju vrednosti ∆Nit najbolje ukljuciti smanjenjem pocetne koncentracijeCC+ centara i H+ jona (smanjenje konstante reakcije k5 samo smanjuje vreme do dostizanja maksimalnevrednosti gustine povrsinskih stanja, ali ne smanjuje znatno vrednost ∆Nit,max): [CC+]o = 2.5·1016cm−3,[H+]o = 5·1015cm−3.

10-1 100 101 102 103 1040.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5 VG = 0 / 10 V

55 oC H-W model

(H-W#1 varijanta) H-W model

(H-W#2 varijanta)

∆N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.33: Numericko modelovanje zasnovano naH-W modelu sa i bez pocetne koncentracijevodonikovih jona; VG = 0 V u toku ozracivanja i10 V u toku oporavka na 55 oC.

10-1 100 101 102 103 1040

2

4

6

8

10 0 V 5 V 10 V

∆N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.34: Numericko modelovanje zasnovano na H-W#1 varijanti H-W modela; VG = 10 V u tokuozracivanja, t = 140 oC u toku oporavka.

Provera H-W modela

U cilju provere predlozenog H-W modela, izvrseni su dodatni eksperimenti vezani za ponasanje gustina za-hvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka ozracenih tranzistora. U tu svrhu korisceni suVDMOS tranzistori snage tipa EFP 8N15, i pokazano je da se dobijeni eksperimentalni rezultati takodje moguuspesno objasniti pomocu ovog modela.

Slika 3.35 prikazuje ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka priVG = −10 i 10V na temperaturi od 140 oC, sl. 3.36 na t = 200oC, i sl. 3.37 na t = 250oC. Na slikama sutakodje prikazane vrednosti ovih gustina neposredno pre pocetka oporavka9. Kao sto se sa ovih slika moze videti,ponasanje je isto za sve ispitivane temperature. Naime, i u slucaju pozitivne i u slucaju negativne polarizacijegejta dolazi do latentnog porasta gustine povrsinskih stanja, s tom razlikom sto su vrednosti maksimalnihgustina povrsinskih stanja (∆Nit,max), znatno vece u slucaju VG = 10V . Takodje je uoceno latentno opadanjegustine zahvacenog naelektrisanja, samo su promene vrednosti ∆Not znatno manje u slucaju VG = −10V , stoje u vezi sa manjim promenama vrednosti ∆Nit. Slika 3.38 prikazuje rezultat oporavka dva tranzistora na

9Vrednosti ”pre oporavka” su jednake sa onima ”posle ozracivanja”, jer je pocetak oporavka bio u intervalu u kome nije dolazilo

do promena elektricnih karakteristika ozracenih tranzistora.

100 101 102 1030

2

4

6t = 140 oC

pre oporavka

VG = 10 V: ∆Not ; ∆Nit

VG = -10 V: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.35: Ponasanje ∆Not i ∆Nit tokom oporavkana t = 140 oC.

10-1 100 101 102 103

0

1

2

3

4

5

6 t = 200 oC

VG = 10 V: ∆Not ; ∆Nit

VG = -10 V: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.36: Ponasanje ∆Not i ∆Nit tokom oporavkana t = 200 oC.

istoj temperaturi (t = 250oC), pri istoj polarizaciji gejta od 10V . Jedina razlika je u tome sto su razlicitepocetne, tj. gustine zahvacenog naelektrisanja nakon ozracivanja. Na osnovu ove slike moze se zakljuciti daje veci porast gustine povrsinskih stanja kod tranzistora sa vecom vrednoscu ∆Not, sto je direktna potvrdavaznosti postojanja zahvacenog naelektrisanja u procesu stvaranja povrsinskih stanja, a samim tim i reakcije(3.16).

10-2 10-1 100 101 102

0

1

2

3

4

5

t = 250 oC

10 V: ∆Not ; ∆Nit

-10 V: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.37: Ponasanje ∆Not i ∆Nit tokom oporavkapri t = 250 oC i VG = −10 i 10 V .

10-2 10-1 100 101 102

0

1

2

3

4

5

6VG = 10 V

∆Not ; ∆Nit

∆Not ; ∆Nit

t = 250 oC

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.38: Ponasanje ∆Not i ∆Nit tokom oporavkapri t = 250 oC i VG = 10 V , za tranzistore sa ra-zlicitim pocetnim vrednostima ∆Not.

Slika 3.39 prikazuje promene gustine zahvacenog naelektrisanja, a sl. 3.40 promene gustine povrsinskihstanja tokom oporavka tranzistora na razlicitim temperaturama, pri VG = 10 V . Kao sto se vidi, ove pro-mene jako zavise od temperature oporavka. Na osnovu rezultata prikazanih na ovim slikama, mogu se izvestiodredjeni zakljucci, koji su takodje u saglasnosti sa predlozenim H-W modelom. Pri visim temperaturamaoporavka ranije dolazi do procesa latentnog porasta gustine povrsinskih stanja (i latentnog opadanja gustinezahvacenog naelektrisanja), kao posledica brze difuzije molekula vodonika (H-W#1 varijanta H-W modela) imolekula vode (H-W#2 varijanta), iz susednih struktura u oksid gejta. Brzina formiranja povrsinskih stanjaraste sa porastom temperature (to se ogleda u povecanju nagiba krive porasta ∆Nit), sto je posledica temper-aturno zavisne reakcije (3.16). Pored toga sto je vreme (tlat) do pojave latentnog porasta ∆Nit krace u slucajuvise temperature, krace je i vreme (tlat1) do pocetka pasivizacije povrsinskih stanja, kao posledica povecanjabrzine difuzije molekula vode. Treba jos istaci da je vrednost ∆Nit,max manja u slucaju vise temperature. Ovomoze biti posledica cinjenice da na visim temperaturama (t ≥ 200 oC) dolazi do reakcije izmedju molekula

vodonika i povrsinskih stanja, u kojoj se vrsi pasivizacija povrsinskih stanja (reakcija (2.32)), kojom se sman-juje broj H2 molekula koji difunduju ka unutrasnjosti oksida. Drugi moguci razlog za smanjenje vrednosti∆Nit,max sa temperaturom je da su molekuli vode stigli do medjupovrsine pre nego sto je formirana znacajnijagustina povrsinskih stanja. Na svim temperaturama takodje je uocena direktna povezanost smanjenja ∆Not

sa povecanjem ∆Nit.

10-2 10-1 100 101 102 103-1

0

1

2

3

4

5

6

100 oC, 140 oC, 200 oC,

250 oC, 290 oC

∆ Not

(x

1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.39: ∆Not tokom oporavka na razlicitim tem-peraturama, pri VG = 10 V .

10-2 10-1 100 101 102 1030

1

2

3

4

5

6

100 oC, 140 oC, 200 oC,

250 oC, 290 oC

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.40: ∆Nit tokom oporavka na razlicitim tem-peraturama, pri VG = 10 V .

Slike 3.41 i 3.42 prikazuju promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja, redom, tokomoporavka na razlicitim temperaturama, pri VG = −10 V . Moze se videti da dolazi do latentanog porasta∆Nit, pracenog opadanjem ∆Not, kao i da vrednosti tlat i ∆Nit,max takodje zavise od primenjene temperature.Medjutim, promene ovih gustina su znatno manje nego u slucaju pozitivne polarizacije gejta (videti sl. 3.39 i3.40). Objasnjenje za porast gustine povrsinskih stanja tokom oporavka sa negativnim naponom na gejtu mozese naci u samoj reakciji (3.16). Naime, reakcijom H2 molekula sa CC+ centrom ne dolazi do direktnog stvaranjaH+ jona, vec je to dvostepena reakcija u kojoj se najpre formira Ho, a zatim H+ [74]. Medjutim, nastali atomvodonika moze da ”napusti” mesto stvaranja i stigne do medjupovrsine, gde formira povrsinsko stanje. To znacida se jedan deo povrsinskih stanja moze formirati bez obzira na smer primenjenog elektricnog polja. Razlogza smanjenje vrednosti ∆Nit,max sa porastom temperature oporavka je isti kao u slucaju pozitivnog napona nagejtu.

10-2 10-1 100 101 102 1030

1

2

3

4

5

6

140 oC

200 oC

250 oC

∆ Not

(x

1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.41: ∆Not tokom oporavka na razlicitim tem-peraturama, pri VG = −10 V .

10-2 10-1 100 101 102 1030.0

0.5

1.0

1.5

2.0

140 oC

200 oC

250 oC

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.42: ∆Nit tokom oporavka na razlicitim tem-peraturama, pri VG = −10 V .

U cilju provere rezultata ponasanja gustine povrsinskih stanja tokom oporavka EFP 8N15 tranzistora snage,dobijenih MG metodom, primenjena je CP metoda. Srednja gustina povrsinskih stanja po energiji (Dit),

pomocu CP metode moze se odrediti na osnovu izraza (3.11) za struju Icp. Na taj nacin se odredjuje apsolutnavrednost Dit, a njena promena je:

∆Dit = Dit(t)−Dito, (3.29)

gde je Dit(t) srednja gustina povrsinskih stanja tokom oporavka, a Dito pre ozracivanja. Gustina povrsinskihstanja ∆Nit moze se naci na osnovu energetskog opsega ∆E zabranjene zone supstrata unutar koga se odredjujeDit. Naime, za maksimalnu struju Icp,max vazi izraz [115]:

Icp,max = fq2AGDit∆ψs = fqAGDit∆E, (3.30)

gde je ∆Ψs = q∆E promena povrsinskog potencijala kojoj odgovara opseg ∆E. Proizvod Dit i ∆E daje gustinupovrsinskih stanja po jedinici povrsine Nit [cm−2] [114]:

Nit = Dit∆E =Icp,max

fqAG, (3.31)

pri cemu promena gustine (u daljem tekstu samo gustina) povrsinskih stanja, odredjena na osnovu CP metodeiznosi ∆Nit = ∆Dit ·∆E.

Uporedjivanjem izraza (3.11) i (3.31) dobija se:

∆E = 2kT

[ln(vthni

√σnσp) + ln

(|VFB − VT ||∆VA|

√α(1− α)

f

)]. (3.32)

Koriscenjem ovog izraza, uz prethodno nalazenje odgovarajucih velicina (VFB i VT ) sa Elliot-ovih krivih (sl.3.10), dobijena je vrednost ∆E = 0.466 eV (ranije je dobijena ista vrednost energetskog opsega za EFL 1N10tip tranzistora [118]). U ovom radu je na osnovu izraza (3.31) odredjivana gustina povrsinskih stanja Nit, asamim tim i ∆Nit = Nit −Nito, gde je Nito gustina povrsinskih stanja pre ozracivanja (potrebno je samo znativrednosti maksimalnih struja Icp tokom ozracivanja ili oporavka).

Na sl. 3.43 i 3.44 dato je poredjenje ponasanja gustina povrsinskih stanja dobijenih MG i CP metodomtokom oporavka pri VG = 10 i −10V , na temperaturama od 200 i 250 oC, redom. Kao sto se sa slika vidi,nema razlike u kvalitativnom ponasanju gustina povrsinskih stanja dobijenih ovim metodama, ali su vrednosti∆Nit dobijene MG metodom znatno vece (cak 5-6 puta). Vrednosti dobijene CP metodom takodje pokazujupostojanje latentnog porasta gustine povrsinskih stanja. Treba istaci da su ovako velike razlike u vrednostima∆Nit dobijene i u slucaju VDMOS tranzistora snage tipa EFL 1N10 [118].

10-1 100 101 102 1030

1

2

3

4 t = 200 oC

VG = 10 V: midgap ; CP

VG = -10 V: midgap ; CP

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.43: Promene gustina povrsinskih stanja tokomoporavka ozracenih EFP 8N15 tranzistora odred-jenih pomocu MG i CP metode.

10-2 10-1 100 101 1020.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5 t = 250 oC

VG = 10 V: midgap ; CP

VG = -10 V: midgap ; CP

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.44: Promene gustina povrsinskih stanja tokomoporavka ozracenih EFP 8N15 tranzistora odred-jenih pomocu MG i CP metode.

Ponasanje gustine povrsinskih stanja, dobijene na osnovu CP metode, tokom oporavka na razlicitim temper-aturama, pri VG = 10V i VG = −10 V , prikazano je na sl. 3.45 i 3.46, redom. Ako se oblik ovih krivih uporedi

sa oblikom krivih sa sl. 3.40 i 3.42 moze se zakljuciti da su ponasanja gustina povrsinskih stanja ista, samo suvrednosti ∆Nit dobijene CP metodom znatno manje. Ovakvo slaganje ponasanja gustina povrsinskih stanjadobijenih ovim metodama potvrdjuje ranije rezultate, pre svega postojanje latentnog generisanja povrsinskihstanja i njegovu zavisnost od temperature. Zbog izrazitih razlika u dobijenim vrednostima ∆Nit, potrebno jeizvrsiti detaljniju analizu ovih rezultata.

10-2 10-1 100 101 102 103

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0 VG = 10 V

100 oC, 140 oC, 200 oC,

250 oC, 290 oC

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.45: Promene gustine povrsinskih stanja tokomoporavka odredjene CP metodom.

10-2 10-1 100 101 102 1030.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5 VG = -10 V

140 oC; 200 oC; 250 oC

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.46: Promene gustine povrsinskih stanja tokomoporavka odredjene CP metodom.

Uzrok ovih razlika moze biti razlicita sirina energetskih opsega unutar kojih se vrsi odredjivanje gustinepovrsinskih stanja na osnovu MG i CP metode, kao i razliciti delovi zabranjene zone supstrata u kojoj se oviopsezi nalaze. Naime, u slucaju CP metode odredjena je sirina energetskog opsega od 0.466 eV , a poznato jeda se pomocu ove metode odredjuje srednja gustina povrsinskih stanja oko sredine zabranjene zone (u ovomslucaju ±0.233 eV ). U slucaju MG metode, registruje se srednja gustina povrsinskih stanja u opsegu od sredinezabranjene zone, kada je povrsinski potencijal Ψs = ΨB ≈ 0.381V , do vrednosti povrsinskog potencijalakoji odgovara naponu praga ΨT . Ako se uzme u obzir da u slucaju VG = VT povrsinski potencijal imavrednosti izmedju 2ΨB i 2ΨB + 6Ut (Ut = kT/q = 0.02587V ) [101], moze se zakljuciti da je sirina energetskogopsega izmedju qΨB i q(ΨB + 6Ut) (0.381− 0.536 eV ). Ocigledno je da ove razlike u sirini energetskih opseganisu tako znacajne, da bi mogle da unesu onako velike razlike u dobijenim vrednostima gustine povrsinskihstanja. Medjutim, ako se uzme u obzir da raspodela povrsinskih stanja unutar zabranjene zone supstratanije uniformna, vec ima oblik ”U” raspodele (videti odeljak 2.2.2), onda cinjenica da ove dve metode registrujustanja u razlicitim delovima zabranjene zone supstrata je itekako od znacaja, i ona moze da unese znatne razlikeu dobijenim vrednostima ∆Nit, mada je tesko proceniti da li bas onolike kolike su prikazane na prethodnimslikama.

Sada treba izvrsiti analizu nacina odredjivanja gustine povrsinskih stanja pomocu MG metode, jer odredjeneteskoce koje postoje u odredjivanju ∆Nit ovom metodom, uticu na tacnost dobijenih rezultata, a samim tim ina navedene razlike. Na osnovu MG metode, vrednosti ∆Nit se odredjuju iz izraza (2.6), sto znaci da tacnostdobijene gustine povrsinskih stanja zavisi od tacnosti odredjivanja gustine zahvacenog naelektrisanja (tj. naponamidgapa VMG) i napona praga VT . Na osnovu sl. 3.3 i 3.4 moze se zakljuciti da nema netacnosti u odredjivanjuVMG, a samim tim i ∆Not. Medjutim, ako se pogledaju sl. 3.7 i 3.8 moze se zakljuciti da postoje odredjeniproblemi u nalazenju napona praga. Naime, instrument (KEITHLEY 237) koji je koriscen kao ampermetar,omogucava merenje struje drejna do 0.1A, a ispitivani tranzistori (EFL 1N10 i EFP 8N15) mogu da radena visim strujama, tako da nije vrseno snimanje njihovih celokupnih nadpragovskih karakteristika. To znacida je mogla da se unese greska prilikom odredjivanja napona praga, jer je vrednost VT odredjena na osnovufitovanja linearnog dela dobijene nadpragovske karakteristike, sto ne mora da znaci da je to najstrmiji linearnideo celokupne nadpragovske karakteristike. Posledica toga bilo bi dobijanje manjih vrednosti napona praga, ito, kao sto se sa slika moze videti, narocito u slucaju latentnog porasta gustine povrsinskih stanja (kriva (c) sa

sl. 3.7 i 3.8). Manje vrednosti VT bi dovele do manjih vrednosti ∆VT = VT − VT0, s obzirom da je najtacnijeodredjen napon praga pre ozracivanja VT0. Naime, tada je linearni deo dobijene nadpragovske karakteristikenajveci, i karakteristika je najstrmija (kasnije njen nagib opada - smanjuje se pokretljivost). Medjutim, ovamala neodredjenost napona praga, koja daje manje vrednosti ∆VT , dovodi do manjih vrednosti ∆Nit, a samimtim i do manjeg odstupanja izmedju gustina povrsinskih stanja, dobijenih MG i CP metodom.

Na sl. 3.47 i 3.48 prikazane su vrednosti napona praga tokom oporavka na 200 i 250 oC, redom, odredjenena nekoliko nacina. Prva kriva predstavlja ekstrapolirane vrednosti VT koje su dobijene iz linearnog dela

10-1 100 101 102 1030

1

2

3

4

5

pre oporavka

t = 200 oC

Ekstrapolirani VT

Ψs = 2ΨB

Ψs = 2ΨB + 6Ut

Ψs = 2ΨB + 1.66Ut

VT

(V)

Vreme (h)

Sl. 3.47: Ponasanje napona praga tokom oporavkana 200 oC, ozracenih EFP 8N15 tranzistora, odred-jenog na nekoliko nacina.

10-2 10-1 100 101 1020

1

2

3

4 t = 250 oC

Ekstrapolirani VT

Ψs = 2ΨB

Ψs = 2ΨB + 6Ut

Ψs = 2ΨB + 1.66Ut

VT

(V

)

Vreme (h)

Sl. 3.48: Ponasanje napona praga tokom oporavkana 250 oC, ozracenih EFP 8N15 tranzistora, odred-jenog na nekoliko nacina.

nadpragovskih karakteristika (kako je prikazano na sl. 3.7 i 3.8). Sledeca kriva opisuje napon praga koji odgovarapovrsinskom potencijalu Ψs = 2ΨB. Naime, najpre se u izraz za predpragovsku struju drejna (3.9) zamenivrednost povrsinskog potencijala Ψs = 2ΨB, i na taj nacin dobije struja Ith koja odgovara ovom potencijalu, tj.naponu praga. Zatim se fitovanjem linearnog dela predpragovske karakteristike odrede parametri date prave.Na kraju se na osnovu parametara prave i vrednosti Ith odredi napon praga (parametri prave koja opisujelinearni deo predpragovske karakteristike odredjuju se za svaku tacku oporavka). Na slican nacin se odredjujenapon praga koji odgovara povrsinskom potencijalu Ψs = 2ΨB+6Ut. Posto je vrednost napona praga najtacnijeodredjena u slucaju pre ozracivanja (sl. 3.8), na osnovu ove vrednosti je odredjen povrsinski potencijal kojiodgovara ekstrapoliranom naponu praga, i dobijeno je Ψs ≡ ΨT = 1.66ΨB = 0.424V . Moze se zakljuciti da jevrednost sirine energetskog intervala u kome MG metoda registruje povrsinska stanja (∆E = 0.424 eV ) veomabliska vrednosti ∆E = 0.466 eV , koja se odnosi na CP metodu. Sa sl. 3.47 i 3.48 vidi se da postoje odredjenerazlike u ekstrapoliranom naponu praga i naponu praga koji odgovara povrsinskom potencijalu ΨT , sto jeposledica malih netacnosti u odredjivanju napona praga tokom oporavka. Mala odstupanja u vrednostima VT

javljaju se do trenutka dostizanja maksimalnih vrednosti napona praga.Da bi se ispitao uticaj navedenih nacina odredjivanja napona praga na gustinu povrsinskih stanja, na sl. 3.49

i 3.50 prikazane su vrednosti ∆Nit za tranzistore sa sl. 3.47 i 3.48. Kao sto se moze videti, postoje odredjenerazlike u vrednostima gustine povrsinskih stanja, zavisno od toga na koji nacin je odredjivan napon praga.Medjutim, to ne moze da dovede do tako velikih razlika u vrednostima ∆Nit, dobijenim na osnovu MG i CPmetode. Takodje se moze zakljuciti da razliku u ovim gustinama ne moze da otkloni ni ”tacnije” odredjivanjenapona praga, koje bi dalo vece vrednosti ∆Nit, sto bi samo dovelo do jos vecih razlika.

Na osnovu ove analize moze se zakljuciti da jedini razlog koji dovodi do znacajnijih razlika u gustinamapovrsinskih stanja, dobijenih ovim metodama, su razliciti delovi zabranjene zone supstrata u kojima se ovegustine odredjuju. To bi znacilo da raspodela povrsinskih stanja unutar zabranjene zone supstrata ima upravo”U” oblik, i da je gustina povrsinskih stanja veca na krajevima (MG metoda), a manja u sredini (CP metoda)zabranjene zone supstrata. Dalja ispitivanja bi svakako zahtevala i nalazenje ove raspodele.

U nastavku ce biti prikazani rezultati oporavka VDMOS tranzistora snage tipa EFP 8N15 na temperaturi

10-1 100 101 102 103

0

1

2

3

4

5

pre oporavka

t = 200 oC

Ekstrapolirani naponi praga Ψs = 2ΨB

Ψs = 2ΨB + 6Ut

Ψs = 2ΨB + 1.66Ut

Charge pumping

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.49: Promene gustine povrsinskih stanja tokomoporavka na 200 oC, ozracenih EFP 8N15 tranzi-stora, odredjene na nekoliko nacina.

10-2 10-1 100 101 102

0.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5 t = 250 oC

Ekstrapolirani napon praga Ψs = 2 ΨB

Ψs = 2ΨB + 6Ut

Ψs = 2ΨB + 1.66Ut

Charge pumping

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.50: Promene gustine povrsinskih stanja tokomoporavka na 250 oC, ozracenih EFP 8N15 tranzi-stora, odredjene na nekoliko nacina.

od 140 oC, pri razlicitim naponima na gejtu. Na sl. 3.51 i 3.52 prikazane su promene gustina zahvacenognaelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka pri razlicitim pozitivnim naponima na gejtu. Moze sevideti da u svim slucajevima dolazi do latentnog opadanja ∆Not i latentnog porasta ∆Nit, i da sve kriveimaju isti oblik (isto je kvalitativno ponasanje ovih gustina). Medjutim, tesko je izvesti generalni zakljucak ozavisnosti brzine i intenziteta formiranja porsinskih stanja od primenjenog pozitivnog napona na gejtu. Slika

10-1 100 101 102 1030

1

2

3

4

5

6

7

t = 140 oC +5 V +10 V +15 V +20 V +40 V

∆ Not

(x

1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.51: Ponasanje gustine zahvacenog naelektrisa-nja tokom oporavka pri razlicitim pozitivnim polar-izacijama gejta.

10-1 100 101 102 1030

1

2

3

4

5

6

7t = 140 oC

+5 V +10 V +15 V +20 V +40 V

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.52: Ponasanje gustine povrsinskih stanja to-kom oporavka pri razlicitim pozitivnim polarizaci-jama gejta.

3.53 prikazuje promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka pri VG = ±20V ,a sl. 3.54 pri ±40 V . Uticaj negativne polarizacije gejta na oporavak ozracenih tranzistora prikazan je na sl.3.55 i 3.56. Ako se uporedi oporavak pri pozitivnom i negativnom naponu na gejtu, moze se zakljuciti dasu promene gustina povrsinskih stanja i zahvacenog naelektrisanja daleko vece u slucaju VG > 0. Medjutim,posebno je vazno naglasiti da i u slucaju negativnog napona na gejtu dolazi do izvesnog latentnog porastagustine povrsinskih stanja, koji je pracen latentnim opadanjem gustine zahvacenog naelektrisanja, i da onne zavisi od vrednosti VG (sl. 3.55 i 3.56). To znaci da ni elektricno polje najveceg primenjenog negativnognapona na gejtu (−40 V ) nije u stanju da spreci formiranje odredjene gustine povrsinskih stanja. Ovi rezultati

navode na zakljucak da su u ovom slucaju, za razliku od pozitivnog napona na gejtu, za formiranje povrsinskihstanja odgovorne neutralne cestice (verovatno Ho). To je u saglasnosti sa ranije navedenom cinjenicom dase Ho formira u prvoj etapi dvostepene reakcije (3.16) [74], tako da se i ovi eksperimentalni rezultati moguobjasniti H-W modelom. Promene gustine povrsinskih stanja dobijene pomocu CP metode tokom oporavka

10-1 100 101 102 1030

2

4

6

pre oporavka

t = 140 oC

VG = 20 V: ∆Not ; ∆Nit

VG = -20 V: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.53: Ponasanje gustina zahvacenog naelektrisa-nja i povrsinskih stanja tokom oporavka; VG = +20i −20.

10-1 100 101 102 1030

2

4

6t = 140 oC

VG = 40 V: ∆Not ; ∆Nit

VG = -40 V: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.54: Ponasanje gustina zahvacenog naelektrisa-nja i povrsinskih stanja tokom oporavka; VG = +40i −40.

10-1 100 101 102 1033

4

5

6

t = 140 oC -10 V -20 V -30 V -40 V

∆ Not

(x

1011

cm

-2)

Vreme (h)

Sl. 3.55: Ponasanje gustine zahvacenog naelektrisa-nja tokom oporavka pri razlicitim negativnim po-larizacijama gejta.

10-1 100 101 102 1030.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5 t = 140 oC -10 V -20 V -30 V -40 V

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.56: Ponasanje gustine povrsinskih stanja to-kom oporavka pri razlicitim negativnim polarizaci-jama gejta.

na t = 140 oC, pri razlicitim vrednostima pozitivnog i negativnog napona na gejtu, prikazane su na slikama3.57 i 3.58. Zapaza se da je ponasanje ∆Nit slicno sa onim koje je dobijeno na osnovu MG metode, samo suvrednosti ∆Nit znatno manje (videti sl. 3.56 i 3.52)

Na osnovu svih ovih istrazivanja u kojima su uporedjivana ponasanja gustina povrsinskih stanja, dobijenihpomocu MG i CP metode, moze se zakljuciti da obe metode daju isti oblik krivih zavisnosti ∆Nit od vremenaoporavka (za sve temperature i napone na gejtu). To potvrdjuje ranije prikazane rezultate oporavka ozracenihEFL 1N10 tranzistora, dobijene samo pomocu MG metode.

Aktivaciona energija Ea procesa latentnog stvaranja povrsinskih stanja moze se odrediti pomocu Arrhenius-ove jednacine:

t = toexp(Ea/kBT ), (3.33)

gde je to vreme pocetka oporavka. Ocigledno je da funkcija ln(t) = f(1/T ) predstavlja pravu ciji koeficijent

10-1 100 101 102 1030.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2 t = 140 oC +5 V +10 V +15 V +20 V +40 V

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.57: Ponasanje gustine povrsinskih stanja to-kom oporavka pri razlicitim pozitivnim polarizaci-jama gejta, odredjene CP metodom.

10-1 100 101 102 1030.0

0.1

0.2

0.3

0.4

0.5t = 140 oC

-10 V -20 V -30 V -40 V

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

Sl. 3.58: Ponasanje gustine povrsinskih stanja to-kom oporavka pri razlicitim negativnim polarizaci-jama gejta, odredjene CP metodom.

pravca iznosi Ea/kB, pri cemu je t vreme za koje gustina povrsinskih stanja dostigne neku unapred zadatuvrednost. U ovom radu je uzeto vreme oporavka t = t1/2 za koje je dostignuta polovina vrednosti latentnog po-rasta gustine povrsinskih stanja. Na sl. 3.59 prikazane su zavisnosti vremena t1/2 od 1/T , za cetiri temperatureoporavka (140, 200, 250 i 290 oC) EFP 8N15 tranzistora (VG = 10V u toku oporavka). Kroz eksperimentalnetacke je metodom najmanjih kvadrata fitovana prava, i na osnovu nje je odredjena vrednost aktivacione energijeEa = 0.73 eV .

Slika 3.60 prikazuje istu zavisnost, samo sto su dodate dve temperature oporavka EFL 1N10 tranzistora(55 oC i sobna temperatura). Fitovanjem kroz sve tacke dobija se aktivaciona energija Ea = 0.63 eV , a podelomna dve temperaturne oblasti, vrednosti: 0.54 i 0.47 eV . Sa slike se vidi da je preciznije fitovanje sprovedeno u

0.0018 0.0020 0.0022 0.0024-4

-3

-2

-1

0

1

2 Ea = 0.73 eV

ln(t

1/2)

1/T (1/K)

Sl. 3.59: Zavisnost vremena za koje je dostignutapolovina vrednosti latentnog porasta ∆Nit, od re-ciprocne temperature.

0.0015 0.0020 0.0025 0.0030 0.0035

-4

-2

0

2

4

6

8

Ea = 0.47 eV

Ea = 0.54 eV

Ea = 0.63 eV

ln(t

1/2)

1/T (1/K)

Sl. 3.60: Zavisnost vremena za koje je dostignutapolovina vrednosti latentnog porasta ∆Nit, od re-ciprocne temperature.

poslednjem slucaju, a dobijene vrednosti aktivacione energije verovatno su povezane sa aktivacionom energijomdifuzije molekula vodonika (Ea ≈ 0.45 eV ). To bi bilo u saglasnosti sa H-W modelom po kome su ovi molekuliodgovorni za latentni porast gustine povrsinskih stanja.

Izohronalni oporavak

U ovom delu ce biti prikazani rezultati oporavka ozracenih EFP 8N15 VDMOS tranzistora snage sapromenljivom temperaturom (”izohronalni” oporavak). Na sl. 3.61 prikazano je ponasanje gustina zahvacenognaelektrisanja i povrsinskih stanja tokom izohronalnog oporavka u opsegu temperatura od 50 do 290 oC. Duzina

oporavka na svakoj temperaturi je τ = 5min, temperaturni interval izmedju dve tacke oporavka ∆t = 10 oC

i napon na gejtu tokom oporavka VG = 10 V . Kao sto se vidi, do temperature od ≈ 175 oC vrednosti ∆Not i∆Nit su gotovo nepromenjene, da bi nakon toga doslo do naglog porasta gustine povrsinskih stanja, pracenognaglim opadanjem gustine zahvacenog naelektrisanja. To je jos jedan dokaz da je formiranje povrsinskih stanjapovezano sa odzarivanjem zahvacenog naelektrisanja. Od temperature t = 225 oC, gustina povrsinskih stanjapocinje da opada. Slika 3.62 prikazuje ponasanje gustina povrsinskih stanja sa temperaturom izohronalnogoporavka, dobijenih MG i CP metodom. Kao i na prethodnim slikama, uocava se slicnost u obliku ovih krivih,ali su vrednosti ∆Nit, dobijene MG metodom, znatno vece.

50 100 150 200 2500

1

2

3

4

5

6

τ = 5 min, ∆t = 10 oCVG = 10 V

∆Not

∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Temperatura (oC)

Sl. 3.61: Ponasanje gustina zahvacenog naelektri-sanja i povrsinskih stanja tokom izohronalnog opo-ravka.

50 100 150 200 250

0

1

2

3

4 τ = 5 min

∆t = 10 oCVG = 10 V

Midgap Charge pumping

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Temperatura (oC)

Sl. 3.62: Ponasanje gustina povrsinskih stanja to-kom izohronalnog oporavka, dobijenih MG i CPmetodom.

Na osnovu rezultata izohronalnog oporavka, koriscenjem modela prikazanog u rada [125], moze se odreditiaktivaciona energija procesa odzarivanja zahvacenog naelektrisanja. Osnovna pretpostavka ovog modela je dase odzarivanje zahvacenog naelektrisanja vrsi pomocu elektrona koji tuneluju iz supstrata, tako da se zavisnostprocesa odzarivanja od vremena moze opisati jednacinom brzinske reakcije:

dn

dt= −Knγ , (3.34)

gde je γ red reakcije, t vreme oporavka i n gustina defekata koji ucestvuju u ovoj reakciji (u nasem slucaju,n je proporcionalno sa gustinom zahvacenog naelektrisanja). U gornjem izrazu, K je konstanta reakcije kojazavisi od temperature preko Arrhenius-ove jednacine:

K = Aexp[−ε/τ(t)], (3.35)

gde je τ proizvod Bolcmanove konstante i apsolutne temperature (τ = kBT ), A konstanta (”frekventni faktor”)i ε aktivaciona energija. Pod pretpostavkom da u svakom trenutku ima dovoljno elektrona za rekombinacijusa zahvacenim supljinama, moze se smatrati da je brzinska reakcija prvog reda (γ = 1) .

Zamenom izraza (3.35) u (3.34), i integracijom (γ = 1), dobija se:

n(t) = no exp−A

∫ t

0exp[−ε/τ(t′)dt′]

, (3.36)

gde su n(t) i no gustine zahvacenog naelektrisanja, u trenutku t i 0, redom, pod uslovom da je vrednostaktivacione energije ε ista za ukupnu populaciju zahvacenog naelektrisanja. Medjutim, u opstem slucajuzahvaceno naelektrisanje nema jedinstvenu aktivacionu energiju odzarivanja, vec je prisutan veci broj razlicitihvrednosti aktivacione energije. Na taj nacin n(t) postaje funkcija i aktivacione energije n(t, ε), tako da se sadaza ukupnu populaciju zahvacenog naelektrisanja moze pisati:

N(t) =∫ ∞

on(t, ε)dε. (3.37)

Zamenom izraza (3.36) u izraz (3.37), dobija se izraz za ukupnu populaciju neodzarenog zahvacenog naelektri-sanja u trenutku t po svim vrednostima aktivacione energije ε:

N(t) =∫ ∞

ono(ε) exp

−A

∫ t

0exp[−ε/τ(t′)dt′]

dε, (3.38)

gde je no(ε) raspodela zahvacenog naelektrisanja po aktivacionim energijama za ukupnu populaciju zahvacenognaelektrisanja pre pocetka oporavka (t = 0).

Uzimajuci da je N(t = 0) = 1, vrsi se normalizacija funkcije N(t) koja sada postaje parametar oporavka(tzv. neoporavljeni deo zahvacenog naelektrisanja), definisan na sledeci nacin [126]:

N(t) =∆Vot(t)∆Vot(0)

, (3.39)

gde je ∆Vot(0) komponenta napona praga usled zahvacenog naelektrisanja nakon ozracivanja (pre oporavka),a ∆Vot(t) nakon oporavka za vreme t.

Jednacina (3.38) tesko se moze direktno resiti, ali se koriscenjem odredjenih aproksimacija pokazuje da jeaktivaciona energija data preko transcendentne jednacine [125]:

ε

τ+ ln

(ε

τ+ 2

)= ln(Acτ), (3.40)

gde je c temperaturna konstanta:

c =τ

∆t=

kBT

∆t. (3.41)

Za raspodelu zahvacenog naelektrisanja po aktivacionim energijama pre pocetka oporavka dobija se sledeciizraz [125]:

no(ε) = −dN

dτ

1ε/τ + 1

. (3.42)

Postupak nalazenja raspodele no(ε) sastoji se u sledecem. Najpre se resavanjem transcendentne jednacine(3.40) (u ovom radu je koriscena metoda iteracije [127]) odrede vrednosti aktivacione energije za svaku tem-peraturu izohronalnog oporavka. Zatim se nadje zavisnost neoporavljenog dela zahvacenog naelektrisanja N

od τ , ili od temperature T (= τ/kB) (u gore opisanom izohronalnom eksperimentu nije prikazan neoporavljenideo zahvacenog naelektrisanja, jer se na osnovu izraza (3.39) lako zakljucuje da on ima isti oblik kao ∆Not; sl.3.61), i na osnovu nje, numericki putem odrede vrednosti izvoda dN/dτ , tj. dN/dT [123]:

N ′(Ti) ≡ dN

dT=

N(Ti+1)−N(Ti)∆T

, i = 1, 2, 3, ...m− 1, (3.43)

gde je m broj tacaka u eksperimentu, Ti+1 = Ti + ∆T , a ∆T = ∆t.Rezultat sprovedenog postupka nalazenja raspodele zahvacenog naelektrisanja po aktivacionim enegijama

no(ε) za tranzistore sa sl. 3.61 prikazan je na sl. 3.63. Kao sto se moze videti, najveci deo zahvacenog naelektri-sanja ima aktivacionu energiju od ≈ 0.95 eV . Treba jos istaci da je ova raspodela dobijena na osnovu vrednostiA = 107 s−1 [125, 126, 128], i da ne postoji nacin odredjivanja ove konstante. Medjutim, raspodela no(ε) jeosetljiva na vrednost frekventnog faktora, kao sto prikazuje sl. 3.64, na kojoj je predstavljena ova raspodela zatri vrednosti konstante A, tako da treba biti obazriv u diskutovanju vrednosti aktivacionih energija dobijenihovim modelom. Medjutim, bez obzira na ovu cinjenicu, vazan zakljucak do koga se moze doci na osnovusprovedene analize je da najveci deo zahvacenog naelektrisanja ima istu vrednost aktivacione energije (ostripikovi na sl. 3.64).

Promene neoporavljenog dela zahvacenog naelektrisanja, dobijene izrazom (3.39), sa temperaturomizohronalnog oporavka ozracenih EFP 8N15 tranzistora prikazane su na sl. 3.65, za razlicite vrednosti naponana gejtu. Temperaturni interval je ∆t = 20 oC, a duzina oporavka na svakoj temperaturi τ = 10min. Naosnovu slike se moze zakljuciti da intenzitet oporavka zavisi od primenjenog napona na gejtu. Naime, oporavakza VG = 5 i 10V je priblizno isti, dok je za VG = −10 V znacajno manji.

0.6 0.7 0.8 0.9 1.0 1.10

2

4

6

8

10τ = 5 min

∆t = 10 oCVG = 10 V

n o (

proi

zvol

jne

jedi

nice

)

Aktivaciona energija, ε (eV)

Sl. 3.63: Raspodela zahvacenog naelektrisanja poaktivacionim energijama.

0.6 0.8 1.0 1.20

2

4

6

8

10τ = 5 min

∆t =10 oCVG = 10 V

105

107

109

n o (

proi

zvol

jne

jedi

nice

)

Aktivaciona energija, ε (eV)

Sl. 3.64: Zavisnost no(ε) od frekventnog faktora A.

Slika 3.66 prikazuje raspodele zahvacenog naelektrisanja po aktivacionim energijama dobijene na osnovuizraza (3.40) i (3.42) (A = 107 s−1), za tranzistore sa prethodne slike. Kao sto se moze videti, tranzistorioporavljani sa VG = 5 i 10V imaju vrlo ostar pik za vrednost ε ≈ 0.9 eV , a oporavljani sa VG = −10V zaε ≈ 1.0 eV . Naime, moze se zakljuciti da su vrednosti aktivacionih energija, bez obzira na napon na gejtu,priblizno iste.

50 100 150 200 2500.0

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

τ = 10 min, ∆t = 20 oC -10 V +5 V +10 VN

eopo

ravl

jeni

deo

, N

Temperatura (oC)

Sl. 3.65: Zavisnost neoporavljenog dela zahvacenognaelektrisanja od temperature oporavka, za ra-zlicite vrednosti napona na gejtu.

0.6 0.7 0.8 0.9 1.0 1.10

2

4

6

8

τ = 10 min

∆t = 20 oC -10 V +5 V +10 V

n o (

proi

zvol

jne

jedi

nice

)

Aktivaciona energija, ε (eV)

Sl. 3.66: Raspodela zahvacenog naelektrisanja poaktivacionim energijama za tranzistore sa slike 3.65;A = 107 s−1.

Naizmenicna promena znaka napona na gejtu (NP eksperiment)

U nastavku ce biti prikazani rezultati NP eksperimenata, tj. ispitivanja uticaja naizmenicne promene znakanapona na gejtu na ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja, sprovedenih nakonozracivanja tranzistora. Na sl. 3.67 prikazani su rezultati NP eksperimenta, sprovedenog nakon ozracivanjaVDMOS tranzistora snage tipa EFP 8N15, pri cemu je svaka etapa, za jedan smer elektricnog polja u oksidu,trajala 1 cas. Kao sto se sa slike moze videti, tranzistori su najpre oporavljani pri VG = 10 V , i tada je doslodo latentnog porasta gustine povrsinskih stanja i latentnog opadanja gustine zahvacenog naelektrisanja, za obetemperature. Posto je ovakvo ponasanje ranije vec diskutovano, paznja ce biti posvecena narednim etapamaoporavka.

Sto se tice gustine zahvacenog naelektrisanja, ona raste pod dejstvom negativnog (druga etapa), a opadapod dejstvom pozitivnog napona na gejtu (treca etapa), za obe temperature oporavka, samo su promene u

slucaju vise temperature nesto izrazenije. Ako se usvoji koncept E’ centra [38] i pretpostavka da ovaj defektdaje najveci doprinos zahvacenom naelektrisanju [24], moze se smatrati da se tokom prve etape jedan deoodzarenog zahvacenog naelektrisanja neutralisao (trajno odzario), a drugi deo samo kompenzovao (privremenoodzario). Primenom negativnog napona na gejtu kompenzovane veze se mogu ponovo razgraditi, a primenompozitivnog napona na gejtu ponovo formirati. Sa sl. 3.67 vidi se da je tokom druge etape (VG = −10V ) doslodo formiranja priblizno polovine defekata u oksidu, od onih koji su se odzarili tokom prve etape. Tokom treceetape promene vrednosti ∆Not su vece nego tokom druge etape, sto znaci da se vise defekata odzarilo tokomove etape, nego sto se formiralo tokom druge etape.

Tokom druge etape, pri temperaturi od 200 oC, vrednost ∆Nit nastavlja da opada, sto je i ocekivano naosnovu H-W modela, jer difuzija molekula vode ne zavisi od smera elektricnog polja u oksidu, dok pri 250 oC

nema promene ove gustine, jer su se skoro sva povrsinska stanja vec pasivizirala tokom prve etape. Medjutim,pri trecoj etapi (VG = 10V ) ponasanje gustine povrsinskih stanja je drugacije od onog koje je bilo tokomprve etape. Naime, nema latentnog porasta gustine povrsinskih stanja, mada je vrednost ∆Nit najpre naglomalo porasla na samom pocetku oporavka od 250 oC, a zatim nastavila da opada, dok se u slucaju t = 200 oC

moze uociti veoma blag porast, a zatim sporo opadanje ove gustine (medjutim, ove promene su znatno manjenego tokom prve etape). Na osnovu H-W modela i ovakvog ponasanja gustine povrsinskih stanja, moze sezakljuciti da tokom trece etape nema vodonikovih cestica (pre svega H2 molekula) koje bi mogle da izazovulatentni porast ∆Nit. Slika 3.68 prikazuje promene ∆Nit tokom prethodno opisanog eksperimenta, dobijene CPmetodom. Ponasanje ove gustine je veoma slicno sa ponasanjem gustine dobijene MG metodom, prikazanimna prethodnoj slici, s tim sto su i ovde vrednosti ∆Nit znatno manje. Takodje je ocigledno da su promenegustine povrsinskih stanja tokom trece etape zanemarljive.

0.01 0.10

1

2

3

4

5

6

VG = 10 V

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

1/0.01 0.1

VG = -10 V

Vreme (h)

1/0.01 0.1 1

VG = 10 V

t = 200 oC: ∆Not ; ∆Nit

t = 250 oC: ∆Not ; ∆Nit

Vreme (h)

Sl. 3.67: Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom NP eksperimenta, dobijenih MG metodom.

0.01 0.10.0

0.2

0.4

0.6 VG = 10 V

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)

1/0.01 0.1

VG = -10 V

Vreme (h)1/0.01 0.1 1

VG = 10 V t = 200 oC:

t = 250 oC:

Vreme (h)

Sl. 3.68: Promene gustine povrsinskih stanja tokom NP eksperimenta, dobijene CP metodom.

Slike 3.69 i 3.70 prikazuju rezultate NP eksperimenta ozracenih EFP 1N15 tranzistora, sprovedenog natemperaturi od 200 oC. Za razliku od prethodnog eksperimenta, kada je vreme oporavka bilo ograniceno na1h, ovde je prva etapa trajala sve dok gustine zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja nisu dostiglezasicenje, a nakon toga je promenjen smer elektricnog polja u oksidu. Na osnovu sl. 3.69 moze se zakljuciti da

tokom oporavka pri VG = −10V (druga etapa), nakon oporavka pri VG = 10V (prva etapa), dolazi do porastavrednosti ∆Not, kao posledica raskidanja jednog dela labavih veza u oksidu, koje predstavljaju kompenzovanonaelektrisanje. U isto vreme vrednost ∆Nit ostaje gotovo nepromenjena, jer su se tokom prve etape pasiviziralaskoro sva povrsinska stanja. (prva etapa je ranije vec analizirana).

Sto se tice tranzistora koji su najpre oporavljani sa negativnim, a zatim sa pozitivnim naponom na gejtu,moze se ponovo istaci da tokom prve etape dolazi do latentnog porasta gustine povrsinskih stanja (koji jemnogo manji od onog koji se javlja pri pozitivnom naponu na gejtu) i latentnog opadanja gustine zahvacenognaelektrisanja. Tokom druge etape, vrednost ∆Nit je najpre blago porasla, a zatim opala. Medjutim, promeneove gustine su ipak previse male (pogotovu ako se uzmu u obzir i rezultati dobijeni CP metodom, prikazani nasl. 3.70, gde ovih promena i nema), da bi se na osnovu njih sa sigurnoscu mogao doneti odredjeni zakljucak opromeni vrednosti ∆Nit. Takodje je ocigledno da tokom ove etape nema cestica (videti H-W model) koje bimogle da dovedu do formiranja povrsinskih stanja. Nastavak opadanja ∆Not, tokom druge etape, je posledicatunelovanja elektrona iz supstrata, koji dovode do odzarivanja zahvacenog naelektrisanja.

10-1 100 101 102 103

0

1

2

3

4

5

6

VG = 10 V: ∆Not ; ∆Nit

VG = -10 V: ∆Not ; ∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it (

x1011

cm

-2)

Vreme (h)

10-2 10-1 100 101 102

t = 200 oC

VG = -10 V: ∆Not ; ∆Nit

VG = 10 V: ∆Not ; ∆Nit

Vreme (h)

Sl. 3.69: Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom NP eksperimenta, dobijenih MG metodom.

10-1 100 101 102 1030.0

0.2

0.4

0.6

0.8 t = 200 oC VG = 10 V:

VG = -10 V:

∆ Nit

(x1

011 c

m-2

)

Vreme (h)10-2 10-1 100 101 102

VG = -10 V:

VG = 10 V:

Vreme (h)

Sl. 3.70: Promene gustine povrsinskih stanja tokom NP eksperimenta, dobijene CP metodom.

4. PMOS tranzistor kao senzor i

dozimetar jonizujuceg zracenja

Ispitivanje uticaja jonizujuceg zracenja na komercijalne MOS tranzistore zapocelo je jos 1964. godine [129],i danas se ovim problemom u svetu bavi veci broj istrazivackih ekipa. Cilj njihovog rada obicno je usmerenka proizvodnji komponenata sto ”ocvrsnutijih” na zracenje. Kao plod ovih istrazivanja, 1974. godine javilase ideja o mogucnosti primene MOS tranzistora za odredjivanje apsorbovane doze jonizujuceg zracenja [130].Tako se doslo do projektovanja i proizvodnje radijaciono osetljivog PMOS tranzistora1, koji bi mogao da sekoristi kao senzor i dozimetar jonizujuceg zracenja (u literaturi se srece i naziv PMOS dozimetrijski tranzistorili samo PMOS dozimetar) [131].

Sto se tice terminologije koja se koristi [4], PMOS senzor (detektor) je PMOS tranzistor osetljiv na zracenje,pri cemu se podrazumeva da se merenje apsorbovane doze vrsi tokom ili neposredno nakon ozracivanja (kaonpr. u medicini, kada se PMOS dozimetrijski tranzistor unese u telo pacijenta i prati apsorbovana doza), aPMOS dozimetar je PMOS tranzistor koji pored radijacione osetljivosti, mora da zadovolji i uslov stabilnostinakon ozracivanja, tj. ocuvanja dozimetrijske informacije. Inace, u mnogim radovima se koristi samo termindozimetar jer on ima veca ogranicenja, tako da svakako obuhvata i senzor zracenja. Medjutim, posto u nekimslucajevima oporavak nije od interesa, tako da se tada mogu koristiti PMOS tranzistori koji su izuzetno osetljivina zracenje, ali ne i stabilni nakon ozracivanja, korisno je razgraniciti funkcije senzora i dozimetra.

Ukoliko bi se postigla odredjena osetljivost (narocito za doze ispod 0.1Gy), zatim stabilnost nakonozracivanja, kao i reproduktivnost tehnologije, PMOS dozimetrijski tranzistor bi mogao da zameni ostalevrste dozimetara (termoluminiscentne, radiofotoluminiscentne, film dozimetre,...), jer on ima niz prednosti uodnosu na njih: minijaturna velicina senzorskog elementa, sirok opseg doza zracenja koje se mogu meriti,visestruko manja cena (u sustini, cena PMOS dozimetrijskog tranzistora je priblizno ista sa cenom ostalihvrsta dozimetara, ali je cena njegovog ”citaca” znatno manja),... Osim toga, oblast moguce primene PMOSdozimetrijskog tranzistora zaista je siroka [132]:- u licnoj dozimetriji (10−4 − 10 Gy(SiO2))- u medicini (10−3 − 100Gy(SiO2))- u kosmosu (na satelitima) (0.1− 5 · 104 Gy(SiO2))- u nuklearnoj tehnici (10− 105 Gy(SiO2))PMOS dozimetrijski tranzistori su do sada delimicno nasli primenu na svemirskim letelicama [133, 134] (gdese radi o vecim vrednostima apsorbovanih doza) i u medicini (pri radijacionoj terapiji tumora, gde imajuulogu senzora zracenja) [135, 136]. Medjutim, ostao je problem realizacije PMOS dozimetrijskog tranzistora zamerenje niskih doza zracenja (slucaj licnog dozimetra).

Sto se tice komercijalnih PMOS dozimetara, po saznanju autora, jedino se firma REM2 Instruments, cijije vlasnik A. Holmes-Siedle (poznat je po tome sto je dao osnovne principe rada PMOS dozimetra [130]), bavinjihovim projektovanjem i proizvodnjom [137]. U proizvodnom programu ove firme nalazi se komercijalni cipsa cetiri PMOS dozimetrijska tranzistora, pri cemu po dva imaju iste debljine oksida. Debljina tanjih oksida jeobicno tox = 0.13µm, ili, eventualno, 0.25µm, a debljih oksida je izmedju 0.5 i 1.23µm. Treba naglasiti da se usvim navedenim slucajevima radi o termickim oksidima. Tranzistori sa tanjim oksidima se koriste za merenjevecih (do 100Gy), a oni sa debljim oksidima za merenje manjih apsorbovanih doza jonizujuceg zracenja (do

1Drugi naziv je RADFET, kao skracenica od RADiation Sensitive Field Effect Transistor.2Skracenica od Radiation Experiments and Monitors.

71

0.1 Gy). Medjutim, ovi dozimetri nisu efikasni u slucaju merenja niskih doza (reda cGy), koje se srecu u licnojdozimetriji.

Ovde mozemo spomenuti jos neka istrazivanja vezana za PMOS dozimetriju. Pre svega, istrazivacku ekipupod rukovodstvom Ann Kelleher (NMRC3 instutut iz Irske) i u saradnji sa Len Adamsom (ESA-ESTEC4

institut iz Holandije), koja je poslednjih pet-sest godina jedna od vodecih u ovoj oblasti. Ova ekipa je dalanekoliko interesantnih ideja (stekovana struktura, visestruko koriscenje PMOS dozimetara,...) i sprovela iscrpnoistrazivanje uticaja debljine i vrste oksida sa dvoslojnom strukturom na osetljivost i feding PMOS tranzistora(u tu svrhu je proizvedeno preko trideset razlicitih tipova tranzistora). Treba spomenuti i kanadsku istrazivackuekipu [138], koja je jos 1983. godine najavljivala proizvodnju komercijalnog PMOS dozimetra (proizvodjac jetrebala da bude firma ”Thomson&Nielsen Electronics”, ciji je suvlasnik jedan od autora navedenog rada), kojibi se koristio i u kanadskoj vojsci (ne postoje podaci o stvarnoj masovnoj upotrebi ovog dozimetra), zatimistrazivanja ciji je osnovni cilj bila primena u medicini [136, 139], nuklearnoj industriji [140], na svemirskimletelicama [141, 133], u vojsci [142, 143] (interesantno je napomenuti da su za ove istrazivacke grupe uzorciizradjeni u REM Instruments-u, pod rukovodstvom Holmes-Siedle-a). Medjutim, na osnovu radova koji supublikovani poslednjih godina, moze se zakljuciti da je od nabrojanih istrazivackih ekipa malo njih aktivno idanas.

4.1 Uticaj tehnologije izrade tranzistora na osetljivost i feding

Kao sto je u prethodnim glavama receno, jonizujuce zracenje izaziva promene napona praga MOS tranzistora,pri cemu su one izrazenije kod PMOS tranzistora (sl. 2.51), sto sledi iz izraza (2.6). Naime, u slucaju PMOStranzistora povecanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja dovodi do povecanja VT , za razlikuod NMOS tranzistora kod kojih povecanje ∆Not smanjuje VT , a povecanje ∆Nit povecava VT . Napon praga jeosnovni parametar PMOS dozimetrijskog tranzistora na osnovu kojeg se odredjuje apsorbovana doza zracenja.

Promena napona praga nakon ozracivanja podeljena sa apsorbovanom dozom predstavlja osetljivost nazracenje S datog tranzistora:

S =∆VT (Da)

Da. (4.1)

Ukoliko je zavisnost ∆VT od apsorbovane doze linearna, onda je osetljivost u celom tom opsegu linearnostiista (u suprotnom, osetljivost se definise za jednu vrednost doze). Na sl. 4.1 prikazana je metoda jedne tacke,koja se obicno koristi za odredjivanje napona praga PMOS dozimetrijskih tranzistora [144]. Ona se sastoji uuspostavljanju konstantne struje kroz kanal ID (obicno se uzima vrednost od 10µA) i merenju napona Vo kojiodgovara ovoj struji. Pri tome se smatra da promena ovog napona (∆Vo) odgovara promeni napona praga(∆VT ) [144].

Slika 4.2 prikazuje zavisnost osetljivosti PMOS tranzistora, definisane u odnosu na apsorbovanu dozuzracenja od 20Gy(Si), od debljine termickog oksida koji ima sendvic strukturu (kombinacija suv/vlazan/suvoksid). Kao sto se moze videti, osetljivost raste sa povecanjem debljine oksida (∼ t1.34

ox ) i napona na gejtu (ulog − log razmeri se moze predstaviti pravom za obe vrednosti napona).

Jedan od vaznih postupaka u tehnoloskom nizu za proizvodnju MOS tranzistora je termicka oksidacija,kojom se formira oksid gejta. Promenom temperature oksidacije moze se povecati osetljivost komponenta nazracenje. Slika 4.3 prikazuje zavisnost osetljivosti PMOS tranzistora, definisane u odnosu na Da = 20 Gy(Si),od temperature na kojoj je vrsena termicka oksidacija. Rezultati se odnose na PMOS tranzistore sa termickimoksidom debljine 500nm, koji ima troslojnu strukturu (suv/vlazan/suv oksid) [144]. Kao sto se vidi, zaispitivani temperaturni interval, osetljivost je najveca u slucaju najvise temperature od 1025 oC. Poznato jeda nakon formiranja termickog oksida sledi standardni postupak njegovog odzarivanja. Na sl. 4.4 prikazani surezultati uticaja temperature odzarivanja na promene napona praga PMOS tranzistora izazvane ozracivanjem.Kao sto se moze videti, promene napona praga su vece kod tranzistora odzarivanih na visoj temperaturi.

3Skracenica od National Microelectronics Research Centre.4Skracenica od Europen Space Agency-Europen Space Research and Technology Centre.

Sl. 4.1: Merenje napona praga PMOS tranzistorakao osnovnog dozimetrijskog parametra [144].

102 103 10410-2

10-1

100

101

VG = 0 V

VG = 5 V

Ose

tljiv

ost

(m

V/c

Gy)

Debljina oksida (nm)

Sl. 4.2: Zavisnost osetljivosti PMOS tranzistora oddebljine oksida [144].

940 960 980 1000 10200

100

200tox = 500 nm

VG = +5 V

VG = 0 V

Ose

tljiv

ost

(mV

/Gy)

Temperatura (oC)

Sl. 4.3: Uticaj temperature oksidacije na osetljivostPMOS tranzistora na zracenje [144].

10 1000

1

2

3

4

5tox = 500 nm

950 oC

1000 oC

∆ VT (

V)

Doza (Gy (Si))

Sl. 4.4: Zavisnost promene napona praga od dozezracenja, za dve temperature odzarivanja [144].

U cilju postizanja potrebnog nivoa osetljivosti, pored cistog termickog oksida, dobijenog visokotemper-aturnim procesom oksidacije silicijuma, kao dielektrik gejta moze se koristiti i termicki oksid u koji su implan-tirane razlicite primese (arsen, fosfor, azot, itd.), pri cemu je moguce menjati energiju i dozu implantacije. Nasl. 4.5 prikazan je uticaj arsena implantiranog u oksid gejta PMOS tranzistora na promene napona praga na-kon ozracivanja. Sa povecanjem doze arsena povecava se osetljivost PMOS tranzistora na jonizujuce zracenjei promene su vece u slucaju negativnog napona na gejtu. Osetljivost MOS tranzistora na zracenje takodjezavisi od vrste gejta i tehnologije njegove izrade [1]. Medjutim, u PMOS dozimetriji u upotrebi su uglavnomtranzistori sa aluminijumskim gejtom, vecih debljina nego kod komercijalnih komponenata [131]. S obziromda je proces metalizacije pracen procesom sinterovanja metala, ciji je osnovni cilj formiranje dobrog kontaktaizmedju metala i silicijuma, i ovim procesom se moze uticati na ostvarivanje odgovarajuceg nivoa osetljivostiPMOS tranzistora. Za slucaj aluminijuma, standardni postupak sinterovanja se sprovodi na temperaturi od450 oC u atmosferi azota i vodonika (”forming gas”). Na sl. 4.6 data je zavisnost osetljivosti PMOS tranzi-stora na zracenje, definisane za Da = 20Gy(Si), od temperature oksidacije, za dve temperature sinterovanjaaluminijuma (400 i 460 oC). Moze se zakljuciti da su osetljivije komponente dobijene pri nizoj temperaturisinterovanja.

Drugi parametar PMOS dozimetrijskih tranzistora je oporavak napona praga nakon ozracivanja, poznatpod nazivom feding. Feding (f), nakon oporavka tokom vremena t, moze se definisati na sledeci nacin:

f(t) =VT (0)− VT (t)VT (0)− VT0

=VT (0)− VT (t)

∆VT (0)(4.2)

0 1 2 3 4 5 60

-1

-2

-3

-4

-5 D = 103 Gy

VG= -10 V

VG= 0 V

VT

(V)

Doza implantacije (As-140 keV) (1011cm-2)

Sl. 4.5: Uticaj doze implantacije arsena na promenenapona praga izazvane dejstvom zracenja [145].

940 960 980 1000 10200

20

40

60

80tox= 500 nm

400 oC (sinterovanje)

460 oC (sinterovanje)

Ose

tljiv

ost

(mV

/Gy)

Temperatura oksidacije (oC)

Sl. 4.6: Uticaj temperature sinterovanja metala naosetljivost PMOS tranzistora [144].

gde je VT0 napon praga pre ozracivanja, VT (0) nakon ozracivanja, a VT (t) nakon oporavka tokom vremenat, i ∆VT (0) promena napona praga prouzrokovana ozracivanjem PMOS tranzistora. Na sl. 4.7 prikazana jezavisnost fedinga ozracenih PMOS tranzistora od temperature oksidacije gejta, za dve vrednosti temperatureoporavka (osetljivost ovih tranzistora prikazana je na sl. 4.3). Na osnovu ove slike, moze se zakljuciti da jefeding najmanji pri najvecoj vrednosti temperature oksidacije (1025 oC), a tada je osetljivost najveca (sl. 4.3).Kao osetljivost, i feding zavisi od temperature sinterovanja metala gejta. Zavisnost fedinga PMOS tranzistorasa sl. 4.6, od temperature oksidacije, za dve temperature sinterovanja prikazana je na sl. 4.8. Ocigledno je damanji feding, a vecu osetljivost (sl. 4.6), imaju tranzistori kod kojih je proces sinterovanja vrsen na temperaturiod 400 oC. Na osnovu eksperimentalnih rezultata [144, 146, 147], moze se zakljuciti da treba primeniti iste

940 960 980 1000 10200.1

1

10

100

VG = +5 V

100 oC sobna temperatura

Fedi

ng

(%)

Temperatura oksidacije (oC)

Sl. 4.7: Zavisnost fedinga PMOS tranzistora de-bljine oksida tox = 500nm, nakon oporavka od280 h, od temperature oksidacije [146].

940 960 980 1000 10200.1

1

10

tox = 500 nm

VG = +5 V

460 oC

400 oC

Fedi

ng

(%)

Temperatura oksidacije (oC)

Sl. 4.8: Uticaj temperature sinterovanja na fedingPMOS tranzistora, dobijenog nakon oporavka od280 h na t = 100 oC [146].

tehnoloske postupke u cilju povecanja osetljivosti i smanjenja fedinga:- duze vreme oksidacije (veca debljina oksida),- temperatura oksidacije treba da bude 1025 oC ili veca,- temperatura odzarivanja oksida gejta treba da bude veca od temperature oksidacije,- manja temperatura sinterovanja aluminijuma (t = 400 oC).

Grupa istrazivaca sa NMRC instituta [148, 149, 150], ”ohrabrena” istrazivanjima Hughesa i saradnika [151],kao i nasim istrazivanjima [152, 153, 154], projektovala je preko 30 tipova PMOS tranzistora sa dvoslojnomstrukturom izolatora gejta, koji su se razlikovali u debljini i tehnologiji izrade izolatora. Najpre je formiran

termicki oksid, debljine 0.4µm ili 1 µm, a zatim deponovan jedan od sledecih slojeva: TEOS5 oksid (dobijenPECVD6 oksidacijom iz tetraetilortosilikata), silan oksid (dobijen PECVD oksidacijom iz silana) i nitrid Si3N4

(dobijen PECVD postupkom). Inace, CVD oksid debljine 1µm se dobija za manje od jedne minute, dok je zatermicki oksid iste debljine potrebna oksidacija na visokoj temperaturi duga nekoliko casova (to je cinjenicakoja daje prednost primeni CVD oksidacije kod PMOS dozimetrijskih tranzistora sa velikom debljinom oksida).

Na sl. 4.9, 4.10 i 4.11 prikazane su promene napona praga tokom ozracivanja PMOS tranzistora sa ra-zlicitom debljinom i tehnologijom izrade izolatora. Termicki oksid ima sendvic strukturu (suv/vlazan/suvoksid), ukupne debljine 400nm. Na osnovu sl. 4.9 moze se zakljuciti da u slucaju izolatora sa TEOS oksidomosetljivost raste sa njegovom debljinom. Kao uzrok izostanka povecanja osetljivosti za kombinaciju 400nm

termicki + 100nm TEOS oksid, autori [150] su naveli mogucnost da je do izrazaja doslo zahvatanje supljina namedjupovrsini izmedju termickog i TEOS oksida, uz pretpostavku da na njoj postoje mnoge napregnute veze,zbog toga sto je formiranje TEOS oksida trajalo svega 5 sekundi. U slucaju silan oksida, izolator koji ima manjuukupnu debljinu (700nm) osetljiviji je od izolatora vece debljine (1µm), tj. promene napona praga ne rastu sapovecanjem debljine silan oksida (sl. 4.10). Kod izolatora sa nitridom ponasanje napona praga je drugacije,jer je najmanja osetljivost dobijena za najdeblji, a najveca za najtanji sloj nitrida. Inace, ranija istrazivanja[151] takodje su pokazala da se dodavanjem sloja nitrida (preko termickog oksida) ne dobija povecanje os-etljivosti na zracenje, vec samo smanjenje fedinga. Slika 4.12 prikazuje zavisnost osetljivosti PMOS tranzistorasa termickim (0.4µm) i TEOS (0.3µm) oksidom, od napona na gejtu. Najvecu osetljivost pokazuje tranzistorsa polarizacijom gejta od 5V , dok je osetljivost za VG = −5V nesto veca nego za 0V .

101 10210-1

100

400 nm + 600 nm TEOS 400 nm + 300 nm TEOS 400 nm + 100 nm TEOS 400 nm

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.9: Promene napona praga PMOS tranzistorasa dvoslojnom strukturom izolatora (termicki+TEOS oksid) [150]; VG = 0 V u toku ozracivanja.

101 102

100

400 nm + 600 nm Silan 400 nm + 300 nm Silan 400 nm + 100 nm Silan 400 nm∆ V

T

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.10: Promene napona praga PMOS tranzistorasa dvoslojnom strukturom izolatora (termicki+silan oksid) [150]; VG = 0 V u toku ozracivanja.

Na sl. 4.13 izvrseno je poredjenje osetljivosti PMOS tranzistora sa razlicitom vrstom, ali istom debljinomizolatora, ozracenih sa VG = 0 V , a na sl. 4.14 poredjenje osetljivosti ovih tranzistora ozracenih sa VG = 5 V .Kao sto se vidi, za obe vrednosti napona na gejtu osetljivost je najveca u slucaju izolatora sa TEOS oksidom,a najmanja sa slojem nitrida (u slucaju VG = 5 V , ova kombinacija manje je cak osetljiva od termickog oksidamanje debljine).

U radu [150] pretpostavljeno je da isti model za objasnjenje ponasanja osetljivosti PMOS tranzistora vazii u slucaju izolatora sa slojem nitrida i u slucaju izolatora sa slojem silan oksida (za ove dve kombinacijepostoji tzv. ”kriticna debljina” iznad koje nema povecanja, vec smanjenja osetljivosti). U slucaju izolatora sanitridom, dolazi do zahvatanja supljina na medjupovrsini izmedju termickog oksida i nitrida (jer tu postojemnoge napregnute veze), i zahvatanja elektrona u unutrasnjosti nitrida (gde postoji veci broj centara zahvataelektrona, koji se mogu naelektrisati negativno). Ove pretpostavke objasnjavaju rezultate sa sl. 4.11, jer supljine

5Skracenica od TetraEthylOrthoSilicate.6Skracenica od Plasma-Enhanced CVD, pri tome treba istaci da se CVD oksid moze dobiti i LPCVD (Low-Pressure CVD)

oksidacijom.

101 10210-1

100

400 nm + 600 nm Nitrid 400 nm + 300 nm Nitrid 400 nm + 100 nm Nitrid 400 nm

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.11: Promene napona praga PMOS tranzistorasa dvoslojnom strukturom izolatora (termicki ok-sid+nitrid) [150]; VG = 0 V u toku ozracivanja.

101 102

100

101

+5 V -5 V 0 V

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.12: Promene napona praga PMOS tranzistorasa dvoslojnom strukturom izolatora (termicki+TEOS oksid), ukupne debljine od 0.7 µm [150].

101 10210-1

100

400 nm + 600 nm TEOS 400 nm + 600 nm Silan 400 nm + 600 nm Nitrid 400 nm

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.13: Promene napona praga razlicitih tipovaPMOS tranzistora sa dvoslojnom strukturom izola-tora [149]; VG = 0 V u toku ozracivanja.

101 102

100

101

400 nm + 600 nm TEOS 400 nm + 600 nm Silan 400 nm + 600 nm Nitrid 400 nm

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.14: Promene napona praga razlicitih tipovaPMOS tranzistora sa dvoslojnom strukturom izola-tora [149]; VG = 5 V u toku ozracivanja.

zahvacene na ovoj medjupovrsini malo uticu na vrednost napona praga, tako da sa povecanjem debljine slojanitrida do izrazaja dolazi povecanje negativnog naelektrisanja u njemu, koje smanjuje osetljivost. U slucajusloja nitrida najmanje debljine (100nm), osetljivost je najveca, jer pozitivno zahvaceno naelektrisanje namedjupovrsini termicki oksid/nitrid ima veci uticaj na VT od negativnog naelektrisanja u nitridu.

Na sl. 4.15 prikazan je predlozeni model, pri cemu sl. 4.15(a) prikazuje promene napona praga sa ukupnomdebljinom oksida (termicki, debljine 400nm+silan oksid), dobijene eksperimentalno, a sl. 4.15(b) doprinossvake komponente naelektrisanja ukupnoj promeni napona praga (to nisu eksperimentalni rezultati, vec samopretpostavke), pri cemu autori smatraju da se ovaj model menja sa promenom vrednosti napona na gejtu, i davazi i u slucaju termicki oksid + sloj nitrida. Na osnovu sl. 4.15(b) moze se zakljuciti da ”kriticna debljina”odgovara slucaju kada je doprinos negativnog naelektrisanja u CVD oksidu jednak doprinosu pozitivnog naelek-trisanja na medjupovrsini izmedju termickog i CVD oksida. Uvedena pretpostavka (sl. 4.15(b)) da se celokupnopozitivno naelektrisanje formirano u unutrasnjosti CVD oksida zahvata samo na medjupovrsini termicki/CVDoksid, znaci da supljine iz CVD oksida ne mogu da predju u termicki oksid (naime, slika pokazuje da je doprinostermickog oksida isti bez obzira na debljinu CVD (silan) oksida, sto bi moglo da se prihvati samo u slucajunulte polarizacije gejta).

Istrazivanja [149, 150] takodje su obuhvatala analizu fedinga i drifta napona praga, koja nije ovde prikazana,jer svi tranzistori sa znacajnijom osetljivoscu imaju zadovoljavajuce vrednosti fedinga i drifta. Drift napona

0.4 0.5 0.6 0.7 0.8 0.92

3

4

5

(a)

VG = 0 V

∆ VT

(V)

tox (µm)

E

WHUPLaNLRNVLG

&9'RNVLG

PHGMXSRYU^LQDL]PHGMX

WHUPLaNRJL&9'RNVLGD

∆ 97

9

WR[

µP

Sl. 4.15: Promene napona praga PMOS tranzistora, ciji se izolator sastoji od sloja termickog i silan oksida, sa debljinomoksida (a) i uticaj pojedinih komponenata zahvacenog naelektrisanja na ∆VT (b) [150].

praga, u ovim istrazivanjima, definisan je kao razlika vrednosti napona Vo dobijenih nakon desete i dvadesetesekunde od uspostavljanja struje kroz kanal. Tranzistori sa kombinacijom termicki (400nm) + TEOS (600nm)oksid, polarisani naponom VG = 5V , najosetljiviji su na zracenje (S = 7.54mV/cGy, za 50Gy), pri cemu oniimaju i izuzetno male vrednosti fedinga (5.5% nakon oporavka od 1445 h) i drifta (0.02%). Osetljivost ovogizolatora je veca od osetljivosti termickog oksida iste debljine tox = 1µm (3.06 mV/cGy), ili izolatora vecedebljine: 1µm termicki + 0.3µm TEOS oksid (3.62mV/cGy), a sve to potvrdjuje da je CVD oksid odgovoranza povecanje osetljivosti [153].

Reproduktivnost tehnologije takodje je jedna od bitnih karakteristika PMOS dozimetrijskih tranzistora[149]. Slike 4.16 i 4.17 prikazuju promene napona praga PMOS tranzistora sa termickim oksidom debljine400nm tokom ozracivanja sa naponima na gejtu od 0V i 5V , redom. Tranzistori oznaceni sa A, B i E potpuno

101 10210-1

100

A B C D E

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.16: Promene napona praga PMOS tranzi-stora sa dozom zracenja [149]; VG = 0 V u tokuozracivanja.

101 10210-1

100

101

A B C D E

∆ VT

(V)

Doza (Gy)

Sl. 4.17: Promene napona praga PMOS tranzi-stora sa dozom zracenja [149]; VG = 5 V u tokuozracivanja.

su identicni, samo sto su tranzistori E proizvedeni nekoliko godina ranije [148]. Tranzistori oznaceni sa B iC razlikuju se od tranzistora A i B po tome sto su posle oksidacije oporavljani u kiseoniku na temperaturiod 1000 oC tokom 30 i 15 minuta, redom. Posto ovo nije znacajna tehnoloska razlika u odnosu na A, Bi E tranzistore, ocekivalo se da oni imaju istu osetljivost. Medjutim, dobijeni rezultati, za obe primenjenepolarizacije gejta, to ne pokazuju. Sto je interesantno, ponasanje napona praga tokom ozracivanja je razlicitocak i kod, u tehnoloskom smislu, potpuno identicnih tranzistora (A, B i E). Na osnovu toga, moze se zakljucitida je reproduktivnost tehnologije PMOS dozimetrijskih tranzistora ostala kao znacajni problem.

Kao osnovni nedostatak istrazivanja [149, 150] treba izdvojiti cinjenicu da autori nisu dali objasnjenjezasto u unutrasnjosti TEOS oksida ne dolazi, a u unutrasnjosti silan oksida dolazi do formiranja negativnognaelektrisanja. Naime, ostalo je nejasno zasto u vecini slucajeva izolator sa TEOS oksidom pokazuje najvecuosetljivost, i zasto to nije uvek ispunjeno. U slucaju kombinacije 400nm termicki oksid + 300nm CVD sloja,izolator sa silan oksidom je osetljiviji od izolatora sa TEOS oksidom, za napon na gejtu od 0V , a za VG = 5 V

ponasanje je obrnuto. U slucaju kombinacije 400nm termicki oksid + 100nm CVD sloja, izolator sa nitridomje najosetljiviji za obe polarizacije: 0 i 5V . Recimo jos da je PMOS tranzistor sa samo termickim oksidom,debljine 1µm, pri naponu od 0V osetljiviji od tranzistora ciji se oksid sastoji samo od TEOS oksida istedebljine, dok je za 5V ponasanje suprotno. Ovde su navedeni samo delovi istrazivanja [149, 150], i mada jedobijeno puno rezultata, na osnovu njih, sto su autori i sami istakli, tesko je doneti neke konkretnije zakljucke,jer se dobijena ponasanja napona praga ponekad razlikuju od ocekivanih, i uvek ne prate svoj zapoceti trend.

Kao sto je vec receno, Hughes sa saradnicima [151] takodje je ispitivao mogucnost primene PMOS tranzistoraciji izolator ima dvoslojnu strukturu (termicki oksid+nitrid) u dozimetrijske svrhe. Medjutim, posto je punodetaljnije istrazivanje istog tipa tranzistora prikazano u radu [155], sada ce biti izvrsena njegova analiza. Ucilju odredjivanja osetljivosti na zracenje ovih dozimetrijskih tranzistora, pracene su promene napona praga∆VT , odredjene na osnovu prenosnih karakteristika tranzistora, i promene napona izmedju sorsa i drejna∆VDS , koji dovodi do konstantne (unapred zadate) struje izmedju sorsa i drejna ID. Zbog toga sto se tokomozracivanja tranzistora formirala zanemarljiva gustina povrsinskih stanja, smatrano je da vazi ∆VDS ≈ ∆VT , ianalizirane su samo promene ∆VDS . Da bi se eliminisao uticaj vrste materijala kucista na osetljivost, ozracivanitranzistori nisu zatvarani u kucista. Medjutim, u cilju smanjenja niskoenergetskog zracenja, korisceni su olovnii aluminijumski filteri [1]. Ispitivani su PMOS tranzistori sa metalnim gejtom, ciji izolator se sastoji odtermickog oksida (60nm) i sloja nitrida dobijenog LPCVD postupkom (100nm). Koriscene su negativnevrednosti napona na gejtu, zbog toga sto se u tom slucaju supljine, formirane u termickom oksidu, zahvatajuna medjupovrsini izmedju termickog oksida i nitrida (takodje, pretpostavljeno je da se doprinos naelektrisanjazahvacenog u nitridu promeni napona praga moze zanemariti [151]). Naime, u slucaju pozitivnog naponana gejtu, zahvaceno naelektrisanje je locirano na SiO2/Si medjupovrsini, i tada do izrazaja dolazi formiranjepovrsinskih stanja i odzarivanje zahvacenog naelektrisanja (tunelovanje elektrona iz supstrata), pri cemu obaefekta dovode do povecanja fedinga. Inace, nije komentarisano zasto je izabran bas sloj nitrida, a ne npr. slojsilan oksida.

Na sl. 4.18 prikazane su promene napona na drejnu, definisanog za IDS = 4mA, tokom ozracivanja, zacetiri razlicite vrednosti brzine doze. Slika pokazuje da vrednosti ∆VDS ne zavise od brzine doze, a s obziromda su vremena izlaganja zracenju znacajno razlicita, to znaci da tokom ozracivanja nije dolazilo do odzarivanjazahvacenog naelektrisanja, sto je u saglasnosti sa pretpostavkom da ovi tranzistori pokazuju izuzetno malioporavak. Promene napona na drejnu tokom ozracivanja brzinom doze od 10−3 Gy/s i oporavka prikazane suna sl. 4.19. Tranzistori su ozracivani i oporavljani na sobnoj temperaturi, osim u slucaju VG = −5V , kada sutokom oporavka koriscene jos dve temperature. Kao sto se vidi, osetljivost znacajno raste sa povecanjem (poapsolutnoj vrednosti) napona na gejtu. Takodje, feding ozracenih tranzistora je mali, cak i u slucaju najvisetemperature (za t = 100 oC i VG = −5V vrednost ∆VDS je posle oporavka od 107 s opala za oko 20%), i, kako suautori zakljucili, mnogo je manji nego kod ostalih vrsta dozimetrijskih tranzistora. Osim toga, dobijeni rezultatisu pokazali da vrednosti ∆VDS tokom ozracivanja ne zavise od temperature na kojoj se vrse merenja. Naime,tranzistori su ozracivani na sobnoj temperaturi, a snimanje elektricnih karakteristika je vrseno na razlicitimtemperaturama (u intervalu od -40 do 100 oC). Mali feding i nezavisnost osetljivosti od brzine doze su cinjenicekoje daju prednost ovom tipu tranzistora pri primeni na satelitima.

Rezultati istrazivanja [155] takodje su pokazali da sa povecanjem apsolutne vrednosti napona na gejtu dolazido povecanja vrednosti ∆VDS , tako da je za dozu od 1000Gy osetljivost pri VG = −20V skoro 2.5 puta vecanego pri −5V . Medjutim, posto zavisnost ∆VDS od doze nije linearna u celom opsegu ispitivanih doza, ostalo jenejasno koliko bi to povecanje bilo u oblasti malih doza. Inace, ispitivane su relativno visoke doze, koje su znatnoiznad onih koje se koriste u npr. licnoj dozimetriji ili medicini. U opsegu doza do 20Gy (VG = −5V ) dobijena jelinearnost napona VDS , i osetljivost od S = 0.012mV/cGy, sto je znacajno manje od osetljivosti drugih tipova

0 200 400 600 800 10000

1

2

3

4

5

6VG = -5 V

2x10-5 Gy(Si)/s

1x10-4 Gy(Si)/s

1x10-3 Gy(Si)/s

5x10-1 Gy(Si)/s

∆ VD

S (

V)

Doza (Gy(Si))

Sl. 4.18: ∆VDS tokom ozracivanja PMOS tranzi-stora pri VG = −5 V [155].

0 2 4 6 8 100

2

4

6

8

10

12

14

16

-5 V

oporavak

-10 V; 25 oC

-20 V; 25 oC

ozra

~iva

nje

25 oC

50 oC

100 oC

∆ VD

S (

V)

Vreme (h)

Sl. 4.19: ∆VDS tokom ozracivanja (a) i oporavka(b) PMOS tranzistora [155].

dvoslojnih oksida (primer tranzistora sa TEOS oksidom, debljine izolatora od (0.4 + 0.6)µm, cija je osetljivost7.54 mV/cGy, za VG = 5V ). Ovaj rezultat ozbiljno dovodi u pitanje mogucnost primene ovih tranzistora udozimetrijske svrhe, osim, kako su i autori zakljucili, u slucaju povisenih temperatura (ili na mestima gde suceste varijacije temperature), kao i u oblasti malih brzina doze, ali svakako za vece vrednosti apsorbovanih doza(do 1000Gy(Si)). Za ostale oblasti primene ovi tranzistori zahtevaju dalju promenu tehnoloskih parametarai/ili polarizacionih uslova.

Sada ce biti izvrsena analiza drifta napona praga (”drift efect”) [156], koji predstavlja efekat promenenapona praga tokom vremenskog intervala proticanja struje kroz kanal. ”Vreme drifta” je interval od trenutkauspostavljanja struje kroz kanal do trenutka merenja napona na gejtu. Za slucaj odredjivanja napona pragagore opisanom metodom ”jedne tacke” (VG = VD, ID = const.), u radu [33] predstavljeni su rezultati is-trazivanja uticaja efekta drifta napona praga na osetljivost PMOS dozimetrijskih tranzistora sa dvoslojnomstrukturom oksida gejta (tehnologija izrade oksida opisana je u narednoj glavi). Naime, najpre je kroz kanaluspostavljena struja ID = 10µA, a zatim meren napon na gejtu nakon odgovarajucih vremenskih intervala.Slika 4.20 prikazuje tipican drift napona praga kod tranzistora ozracenih dozom od 10Gy. Kao sto se vidi, privecim vremenima drift napona praga moze biti znacajan (do 0.5V ), sto zavisi od tehnologije izrade i debljineoksida (na slici su oznacene samo debljine). Zavisnost promene napona praga od vremena drifta, za razliciteapsorbovane doze zracenja, prikazana je na sl. 4.21. Ona pokazuje da drift napona praga zavisi i od dozezracenja (raste sa njenim povecanjem). Dobijeni rezultati su takodje pokazali da drift napona praga zavisi od

10-2 10-1 100 101 102-0.5

-0.4

-0.3

-0.2

-0.1

0.0

0.33 µm 1.07 µm 1.97 µm 0.13 µm 0.99 µm 1.89 µm

∆ VT

(V)

Vreme (s)

Sl. 4.20: Uticaj debljine oksida gejta na driftnapona praga ozracenih PMOS tranzistora [33].

5 10 15 20 25 30-0.04

-0.03

-0.02

-0.01

0.00

0 Gy 0.5 Gy 1 Gy 2 Gy 5 Gy 10 Gy

∆ VT

(V)

Vreme (s)

Sl. 4.21: Uticaj doze ozracivanja na drift naponapraga PMOS tranzistora sa tox = 1.23 µm [33].

temperature na kojoj se meri napon praga i napona na gejtu primenjenog tokom ozracivanja (raste sa tem-peraturom i naponom na gejtu). Posto su promene napona praga prouzrokovane drift efektom relativno male(obicno ispod 100mV ), ovaj efekat treba uzeti u obzir samo kada se mere niske apsorbovane doze.

Jedna od osobina MOS tranzistora je uticaj materijala kucista i energije upadnog jonizujuceg zracenja nanjihovu osetljivost [157, 158]. Slika 4.22 prikazuje energetsku zavisnost osetljivosti za tranzistore sa debljinomoksida od 1.07µm, pakovanih u tri tipa kucista: keramicko (osmopinsko DIL), metalno (TO-39) i keramicko (kaoprvi tip) sa plasticnim omotacem debljine 4.3mm (tehnologija izrade ovih tranzistora opisana je u narednojglavi). Zavisnost osetljivosti PMOS dozimetrijskih tranzistora od energije jonizujuceg zracenja opisana jepreko parametra DEF,7 koji je definisan kao odnos osetljivosti ispitivanih tranzistora za neku vrednost energijeupadnog zracenja (Shν) i osetljivosti na fotone iz izvora 60Co (S1.25):

DEF =Shν

S1.25. (4.3)

Napon praga je odredjivan metodom jedne tacke (ID = 10 µA), pri cemu je, da bi se izbegao drift naponapraga, napon na gejtu meren 3 s nakon uspostavljanja struje kroz kanal. Ozracivanje je sprovedeno koriscenjemizvora gama- (60Co i 137Cs) i X-zracenja, u opsegu apsorbovanih doza 0.05 − 0.1Gy (racunato u odnosuna tkivo). Sa slike se vidi da sva tri tipa tranzistora imaju izraziti maksimum parametra DEF za vred-nost energije od ≈ 58 keV . Takodje, tranzistori sa metalnim kucistem su najosetljiviji na promenu energijeupadnog jonizujuceg zracenja, dok je za ostala dva tipa energetski odziv priblizno isti (tranzistori sa keramickimkucistem bez plasticnog omotaca pokazuju nesto izrazeniji energetski odziv). Zavisnost parametra DEF od en-ergije upadnog zracenja za tranzistore debljine 1.07µm (keramicko i plasticno+keramicko kuciste) i 1.23µm

(keramicko kuciste) prikazana je na sl. 4.23, i, kao sto se vidi, promene parametra DEF su vece u slucaju debljegoksida. Ocigledno da je potrebna odredjena, verovatno viseslojna, struktura koja bi eliminisala zavisnost os-etljivosti PMOS dozimetrijskog tranzistora od energije upadnog zracenja, a koja, bar do sada, nije predlozena.Inace, druge vrste dozimetara (termoluminiscentni, radiofotoluminiscentni i film dozimetri) takodje pokazujuenergetsku zavisnost osetljivosti.

WR[ µP

PHWDOQR

NHUDPLaNR

NHUDPLaNRSODVWLaQR

'()

(QHUJLMDNH9

Sl. 4.22: Zavisnost parametra DEF od energijeupadnog zracenja, za tri razlicita tipa kucista [158].

NHUDPLaNR

µP

µP

NHUDPLaNRSODVWLaQR

µP

'(

)

(QHUJLMDNH9

Sl. 4.23: Zavisnost parametra DEF od energijeupadnog zracenja, za dve debljine oksida [158].

4.2 Stekovana struktura PMOS dozimetrijskih tranzistora

Jedna od interesantnih ideja za povecanje osetljivosti PMOS dozimetrijskog tranzistora je stekovana8 struktura,koja predstavlja skup vise vezanih PMOS tranzistora [148, 159, 160]. Slika 4.24 prikazuje dva nacina vezivanja

7Skracenica od Dose Enhancement Factor.8Od engleskog izraza stacked.

tranzistora u stekovanoj strukturi, a sl. 4.25 promenu napona praga, definisanu za ID = 10µA, sa dozomzracenja za jedan PMOS tranzistor i stekovanu strukturu od tri PMOS tranzistora, vezanih kao na sl. 4.24(a).Tranzistori su sa poli-Si gejtom i debljinom oksida od 50nm (mada su proizvedeni na jednom cipu, oni sumedjusobno nezavisni). Moze se videti da je stekovana struktura koja sadrzi tri tranzistora vise od tri putaosetljivija od jednog tranzistora, a ovakvu prognozu osetljivosti je dao i teorijski model prikazan u radu [159].U cilju povecanja osetljivosti, proizvedena je i stekovana struktura sa debljim oksidom gejta od 800nm, alise kod nje pojavio problem. Naime, vrednost Vo, tokom ozracivanja, bila je veca od vrednosti napona kojiizaziva inverzni lavinski proboj u drejn diodi treceg tranzistora (sl. 4.24(a)), tako da nije bilo moguce nalazenjevrednosti ∆VT . Da bi se to izbeglo, izvrseno je vezivanje tranzistora na nacin prikazan na sl. 4.24 (b)), sto jeomogucilo merenje napona Vo pri svim dozama zracenja (dobijena osetljivost stekovane strukture tri tranzistorapovezana na ovaj nacin je 3.2 puta veca nego jednog tranzistora). Osnovni nedostatak stekovane strukture jesto se nezeljeni efekti (kao sto je sum) takodje umnozavaju, tako da je neophodno sum smanjiti na najmanjumogucu meru (autori su zakljucili da je pri merenju niskih doza zracenja to veci problem od osetljivosti).

Sl. 4.24: Merenje napona praga stekovane struktureod tri PMOS tranzistora, za dva razlicita nacinavezivanja ovih tranzistora [159].

101 10210-3

10-2

10-1

100

Stekovana struktura (tri tranzistora)

Jedan tranzistor

∆ VT

(V)

Doza (Gy(H2O))

Sl. 4.25: Promene napona praga stekovane struk-ture (tri tranzistora) i jednog tranzistora sa dozomzracenja [159].

Promene napona praga sa dozom zracenja za jedan tranzistor i stekovanu strukturu od cetiri tranzistoraprikazane su na sl. 4.26, pri cemu je ozracivanje vrseno bez polarizacije gejta. Tranzistori koji cine stekovanustrukturu su proizvedeni sa zajednickim supstratom, i imaju debljine oksida od 400nm (nacin vezivanja ovihtranzistora je isti kao na sl. 4.24(a)). Slika pokazuje da je osetljivost stekovane strukture oko 10 puta vecaod osetljivosti jednog tranzistora (ovu vrednost je dao i teorijski proracun [160]). Ponasanje promene naponapraga tokom oporavka na sobnoj temperaturi, za jedan tranzistor i stekovanu strukturu sa sl. 4.26 prikazanaje na sl. 4.27. Kao sto se moze videti, promene napona praga za stekovanu strukturu su desetak puta vece.Medjutim, ako se izracuna feding (izraz (4.2)) dobija se da je on u oba slucaja isti, i iznosi oko 3% posle2400 sati. Promene napona praga tokom ozracivanja, za stekovane strukture sa razlicitim brojem tranzistora,prikazane su na sl. 4.28, a zavisnost osetljivosti od broja tranzistora u stekovanoj strukturi prikazana je na sl.4.29. Moze se zakljuciti da osetljivost raste sa brojem tranzistora, i da je ova zavisnost u log − log razmerilinearna. Naime, osetljivost za stekovanu strukturu od dva tranzistora je 0.92 mV/cGy, a za strukturu odcetiri tranzistora 2.62 mV/cGy (veca je 2.8 puta), dok je povecanje osetljivosti strukture od 24 tranzistora, uodnosu na onu sa 2 tranzistora, oko 60 puta. Treba istaci da se ovde javio isti problem kao kod tranzistora saodvojenim supstratima (proboj supstrat-drejn diode pri vecim vrednostima doze, odnosno napona Vo). Zbogtoga je izvrseno smanjenje koncentracije primesa u supstratu, jer je inverzni probojni napon diode veci u slucajumanje koncentracije primesa.

100 10110-2

10-1

100

101

Stekovana struktura (~etiri tranzistora)

Jedan tranzistor

∆ VT

(V)

Doza (Gy(H2O))

Sl. 4.26: Promene napona praga stekovane struk-ture (cetiri tranzistora) i jednog tranzistora sa do-zom zracenja [160].

0.0 0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 2.4

-400

-300

-200

-100

0

Stekovana struktura (~etiri tranzistora)

Jedan tranzistor

∆ VT

(mV

)

Vreme (x103 h)

Sl. 4.27: Promene napona praga stekovane struk-ture (cetiri tranzistora) i jednog tranzistora sa vre-menom oporavka [160].

1010-2

10-1

100

101

102

1

2

4

81216

∆ VT

(V)

Doza (Gy(H2O))

Sl. 4.28: Promene napona praga stekovanih struk-tura sa dozom zracenja [160].

100 10110-1

100

101

102

Ose

tljiv

ost

(m

V/c

Gy)

Broj tranzistora

Sl. 4.29: Zavisnost osetljivosti od broja tranzistorau stekovanoj strukturi [160].

4.3 Mogucnost visestrukog koriscenja PMOS dozimetrijskih

tranzistora

U ovom poglavlju ce biti izlozeno istrazivanje mogucnosti ponovnog (mozda i visestrukog) koriscenja PMOSdozimetrijskih tranzistora [161]. Inace, ostale vrste dozimetara nemaju tu mogucnost, vec su iskljucivo zajednokratnu upotrebu, sto bi znacilo da je to, ukoliko se pokaze da PMOS dozimetrijski tranzistor moze da sekoristi vise puta, jos jedna njegova prednost. Ova osobina PMOS dozimetrijskih tranzistora bila bi znacajnau svim njegovim primenama, a posebno u slucaju satelita, kada se on nakon odredjenog vremena ne mozezameniti, ali bi se eventualno mogao, komandovanjem sa Zemlje, oporaviti (takva ideja prikazana je u radu[162]).

Kao sto je dobro poznato (videti prethodne dve glave), usled oporavka na povisenoj temperaturi dolazido promena napona praga ozracenih MOS tranzistora. U slucaju PMOS tranzistora on moze da se ”vrati”na vrednost pre ozracivanja, pa cak da bude i manji od nje, sto je odredjeno ponasanjem gustina zahvacenognaelektrisanja i povrsinskih stanja. Slika 4.30 prikazuje ponasanje napona praga tokom ozracivanja i oporavkaPMOS tranzistora sa termickim oksidom debljine tox = 400 nm, koji se sastoji od kombinacije suv/vlazan/suvoksid. Kao sto se moze videti, povecanjem temperature (sa sobne na 150 oC) dolazi do naglog i veoma inten-zivnog oporavka ozracenih tranzistora, sto dovodi do vracanja vrednosti napona praga na onu koju je tranzistorimao pre ozracivanja. Na sl. 4.31 prikazane su promene napona praga tokom prvog i drugog ozracivanja, pri

naponu na gejtu od 0V , a na sl. 4.32, pri naponu na gejtu od 5V . Naime, tranzistori su najpre ozraceni do dozeod 400Gy(H2O), a zatim oporavljani na temperaturi od 150 oC pri istom naponu na gejtu, sve do vrednostinapona praga pre ozracivanja, i na kraju ponovo ozraceni pod istim uslovima kao u prvom slucaju. Dobijenirezultati su pokazali da su razlike u vrednostima napona praga dobijenih tokom prvog i drugog ozracivanja,za sve apsorbovane doze i obe polarizacije gejta, manje od 10 %, i da su promene napona praga manje tokomdrugog ozracivanja. Na sl. 4.33 prikazano je ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanjatokom prvog i drugog ozracivanja, pri VG = 5 V . Moze se videti da je gustina povrsinskih stanja pribliznoista tokom prvog i drugog ozracivanja, pri cemu vrednosti ove gustine za doze od 4 i 40Gy nisu prikazane jersu negativne, mada u okviru eksperimentalne greske merenja (2.5 · 109 cm−2). Medjutim, ponasanje gustinepovrsinskih stanja tokom ozracivanja je manje znacajno, jer su njene vrednosti za red velicine manje od vred-nosti ∆Not. Vrednosti gustine zahvacenog naelektrisanja su manje tokom drugog, u odnosu na prvo ozracivanje(slicni rezultati su dobijeni za VG = 0 V ). Autori su pretpostavili [161] da je uzrok ove razlike formiranje

8

9

10

11

12

13

400/02000

VG = 5 V

(a)

VT

(V)

Doza (Gy(H2O)) Vreme (h)

100 1000

150 oC

(b)

sobnatemperatura

Sl. 4.30: Ponasanje napona praga PMOS tranzi-stora tokom ozracivanja (a) i oporavka (b) [161].

0.1

1

10010

VG = 0 V

Prvo ozra~ivanje Drugo ozra~ivanje

∆ VT

(V)

Doza (Gy(H2O))

Sl. 4.31: Promene napona praga PMOS tranzistoratokom prvog i drugog ozracivanja pri naponu od0 V [161].

0.1

1

10010

VG = 5 V

Prvo ozra~ivanje Drugo ozra~ivanje

∆ VT

(V)

Doza (Gy(H2O))

Sl. 4.32: Promene napona praga PMOS tranzistoratokom prvog i drugog ozracivanja pri naponu od5 V [161].

109

1010

1011

10010

∆Nit

Prvo ozr. Drugo ozr.

∆Not

Prvo ozr. Drugo ozr.

∆ Not

, ∆ N

it (

cm-2

)

Doza (Gy(H2O))

Sl. 4.33: Promene gustina zahvacenog naelektri-sanja i povrsinskih stanja tokom prvog i drugogozracivanja pri naponu od 5 V [161].

negativnog naelektrisanja i/ili granicnih stanja u oksidu. Medjutim, ovo objasnjenje svakako ne deluje suviseubedljivo, i sigurno je potrebno izvrsiti detaljniju analizu da bi se doneli neki konkretniji zakljucci, sto su isami autori istakli.

Jedan od nacina oporavka ozracenih tranzistora je oporavak na samom cipu [162]. Na sl. 4.34 prikazana je

struktura koja se sastoji od PMOS dozimetrijskog tranzistora okruzenog polisilicijumskim otpornikom, koji sluziza zagrevanje, a samim tim i za oporavak ozracenog tranzistora. Slika 4.35 prikazuje povecanje temperaturetranzistora sa povecanjem struje kroz polisilicijumski otpornik, za dve vrednosti otpora. Ovakav nacin oporavkaozracenih PMOS dozimetrijskih tranzistora veoma je pogodan u slucaju kada nije moguce direktno pristupititranzistoru (primer satelita ili nuklearnog reaktora). Druga primena polisilicijumskog otpornika bila bi daeliminise promene temperature sredine u kojoj se PMOS dozimetar nalazi.

Sl. 4.34: Struktura cipa sa jednim PMOS dozimetri-jskim tranzistorom i polisilicijumskim otpornikomkoji ga okruzuje [162].

0 20 40 60 80 1000

50

100

150

200

250 R1 = 250 Ω

R2 = 200 Ω

Tem

pera

tura

(o C

)

Struja (mA)

Sl. 4.35: Zavisnost temperature PMOS dozimetri-jskog tranzistora od struje kroz polisilicijumski ot-pornik [162].

Slika 4.36 prikazuje ponasanje napona praga PMOS tranzistora tokom ozracivanja, pri naponu od 5V , ioporavka uz pomoc polisilicijumskog otpornika, otpornosti 250 Ω. Tranzistor je sa poli-Si gejtom i oksidomkoji ima sendvic strukturu (50nm termicki+700nm CVD oksid). Oporavak je sproveden sa kratko spojenimizvodima tranzistora, prvo na temperaturi od 200 oC (struja kroz otpornik 85mA), tokom 150 casova, a zatimna t ≈ 300 oC (struja kroz otpornik 100mA), tokom 300 casova. Kao sto se moze videti, napon praga nakonizvesnog vremena dostize saturacionu vrednost. Medjutim, identicni neozraceni tranzistor, oporavljan podistim uslovima, dostize istu vrednost napona praga. Posledica ovakvog ponasanja neozracenog tranzistora jeili odzarivanje negativnog ili formiranje pozitivnog naelektrisanja u oksidu. Pored ove pretpostavke, autori[162] su istakli da ovo nije pogodan tip tranzistora za donosenje nekih ozbiljnijih zakljucaka, zbog toga sto jenjegov oksid, tokom procesa proizvodnje tranzistora, prolazio kroz mnoge dodatne tehnoloske postupke, krozkoje obicno ne prolaze oksidi PMOS dozimetrijskih tranzistora. Na sl. 4.37 prikazane su promene napona pragaPMOS tranzistora sa dozom ozracivanja (VG = 5 V ) i vremenom oporavka (VG = 0 V ). Tranzistori su sa poli-Sigejtom i termickim oksidom debljine 800nm, okruzeni poli-Si otpornikom (R = 250 Ω). Temperatura oporavkaje najpre bila 230 oC tokom 60 sati, pri cemu je za prvih 30 sati oporavak iznosio 90%, a zatim 30 sati natemperaturi od 300 oC, nakon cega se napon praga, u odnosu na vrednost pre ozracivanja, oporavio 96.5%.Neozraceni tranzistori oporavljani pod istim uslovima su pokazali izuzetno dobru stabilnost, tako da su njihovepromene napona praga tokom oporavka bile manje od 0.1V . Na osnovu rezultata sprovedenog istrazivanja mozese zakljuciti da je projektovanje polisilicijumskog otpornika na istom cipu sa tranzistorom, veoma efikasan nacinza oporavak ozracenih PMOS dozimeterijskih tranzistora, sto dodatno povecava mogucnost njihovog visestrukogkoriscenja.

-20

-15

-10

-5

0

400/02000

(a)

VT

(V)

Doza (Gy(H2O)) Vreme (h)

200 400 600

300 oC (100 mA)

200 oC (85 mA) (b)

neozra~en

Sl. 4.36: Ponasanje napona praga PMOS tranzi-stora (50 nm termicki+700nm CVD oksid) tokomozracivanja (a) i oporavka (b) [162].

-24

-22

-20

-18

-16

-14

-12

6

(a)

VT

(V)

Doza (Gy(H2O)) Vreme (h)10/1 10 1002 840

300 oC (110 mA)

230 oC (100 mA) (b)

Sl. 4.37: Ponasanje napona praga PMOS tranzi-stora (800 nm termicki oksid) tokom ozracivanja (a)i oporavka (b) [162].

5. Rezultati ozracivanja i oporavka PMOS

dozimetrijskih tranzistora1

Ova glava prikazuje rezultate nastavka ispitivanja uticaja jonizujuceg zracenja na PMOS dozimetrijske tranzi-store, zapocetog pre nekoliko godina na Elektronskom fakultetu u Nisu. Pocetni rezultati ovih istrazivanja suranije objavljeni [164, 165] i detaljno analizirani [4].

5.1 Uzorci za ispitivanje

Kao uzorci za ispitivanje, u ovom radu su korisceni specijalno projektovani, radijaciono osetljivi PMOS tranzis-tori, proizvedeni u fabrici ”Ei-Poluprovodnici” Elektronske industrije u Nisu. Tranzistori su se medjusobnorazlikovali u debljini i tehnologiji izrade oksida gejta.

Svaki od PMOS tranzistora je realizovan na peletu dimenzije (1.6 × 1.6)mm2. Polazni materijal je Si-plocica n-tipa, orijentacije (100) i specificne otpornosti ρ = 4 − 7Ωcm. Sirina kanala tranzistora je W =630µm, a efektivna duzina kanala je L = 5µm. Ukupna debljina oksida gejta PMOS tranzistora realizovana jeformiranjem najpre sloja oksida dobijenog termickom oksidacijom (suvom ili vlaznom), a zatim sloja dobijenogLPCVD postupkom iz silana2 (takozvana ”sendvic” struktura). Termicki oksid je dobijen postupkom suveili vlazne oksidacije. Tabela 4.1 sadrzi osnovne karakteristike koriscenih oksida (u daljem tekstu ukupnadebljina oksida ce biti parametar koji ce oznacavati dati tranzistor), kao i vrednosti napona praga dobijene odproizvodjaca .

Tabela 5.1: Debljina i vrsta oksida gejta, kao i opseg napona praga.

Ukupna debljina Debljina i tip termickog oksida Debljina CVD oksida Napon pragaoksida gejta (µm) (µm / tip) (µm) VT (V)

0.73 0.314 / vlazan 0.416 -7.4 do -6.40.99 0.13 / suv 0.86 -6.5 do -3.51.07 0.33 / vlazan 0.74 -6.0 do -4.51.23 0.314 / vlazan 0.916 -8.9 do -7.91.89 0.13 / suv 1.76 -10.0 do -5.01.97 0.33 / vlazan 1.64 -12.0 do -9.02.0 0.314 / vlazan 1.686 -13.0 do -9.0

Vlazan termicki oksid je formiran u atmosferi H2/O2/N2 na temperaturi od 1000 oC, a suv u atmosferiO2/N2 na temperaturi od 1150 oC. Nakon formiranja termickog i CVD oksida izvrseno je odzarivanje u atmos-feri azota na 1050 oC u trajanju od 60 minuta. Aluminijumska elektroda gejta, debljine 0.5µm, realizovanaje katodnim rasprsivanjem iz aluminijumske mete sa 0.5% silicijuma, a potom je izvrseno njeno legiranje uatmosferi H2/N2 u trajanju od 30 minuta, na temperaturi od 450 oC. Nakon toga, tranzistori su montiraniu standardna DIL keramicka kucista sa 8 nozica (najpre je izvrseno legiranje u zlatnu bazu kucista, zatimbondiranje aluminijumskom zicom i na kraju zatvaranje zatapanjem u atmosferi azota).

1Deo rezultata iz ove glave publikovan je u radovima [152, 153, 163].2U daljem tekstu CVD oksid.

87

Svi proizvedeni PMOS tranzistori bili su podvrgnuti ispitivanju njihovih kapacitivno-naponskih (C-V)karakteristika, i na osnovu analize je ustanovljeno sledece [166]. Dobijeni oksidi ne zadovoljavaju standardnevrednosti parametra razlike napona ravnih zona ∆VFB koji se koriste kod ocene natrijumovih jona Na+. Naime,vrednost ∆VFB je kod ovih oksida znatno veca nego kod standardnih oksida, cije su debljine do 100nm, i iznosi1V (za standardne okside iznosi priblizno 0.3V ). Ovaj rezultat je delom razumljiv, s obzirom da je za istupovrsinsku koncentraciju pokretnog naelektrisanja (Na+ jona) u oksidu, vrednost ∆VFB direktno srazmernadebljini oksida. Medjutim, dobijene promene napona ravnih zona su nesto vece. Jedino objasnjenje je povecanjekoncentracije Na+ jona sa povecanjem duzine trajanja oksidacije, sto dovodi do povecanja vrednosti ∆VFB.Naime, tranzistori su izradjeni koriscenjem tehnologije za proizvodnju visokopouzdanih integrisanih kola, uzpostovanje i sprovodjenje svih mera propisanih po programu obezbedjenja kvaliteta (MIL-M-38510 standard).Medjutim, postavlja se pitanje da li kriterijumi visokopouzdanih komponenti mogu da se primene u ocenipouzdanosti PMOS dozimetrijskih tranzistora sa debeloslojnim oksidom gejta, ili uvek treba ove kriterijumedefinisati u zavisnosti od duzine oksidacije.

5.2 Osetljivost i feding PMOS dozimetrijskih tranzistora

U daljem tekstu, najpre ce biti prikazani eksperimentalni rezultati vezani za uticaj debljine oksida i naponapolarizacije gejta na dva osnovna dozimetrijska parametra PMOS tranzistora: osetljivost i feding. Da bise ispitala osetljivost proizvedenih PMOS tranzistora na jonizujuce zracenje, izvrseno je njihovo ozracivanjena sobnoj temperaturi izvorom 60Co, brzinom doze od 0.04 Gy(Si)/s i ukupnom apsorbovanom dozom od10 Gy(Si). U ovom eksperimentu su korisceni tranzistori sa debljinom oksida od 0.73, 1.23 i 2.0µm, zbogtoga sto svi imaju iste termicke okside, pa je moguce ispitati uticaj debljine CVD oksida na osetljivost ifeding. Tokom ozracivanja, primenjene su sledece vrednosti napona na gejtu: VG = −9, −3, 0, 3 i 9V , doksu ostali izvodi tranzistora bili kratko spojeni. Ovde su ukljucene i negativne vrednosti napona na gejtu,mada to mozda nije ocekivano, jer su promene napona praga ozracenih komercijalnih tranzistora vece u slucajupozitivnih napona na gejtu [1]. Medjutim, u ovom radu je to uradjeno zato sto u literaturi gotovo da nepostoje ispitivanja PMOS dozimetrijskih tranzistora sa ovim rezimom polarizacije, a svakako da je korisnoizvrsiti analizu razlika osetljivosti i fedinga izmedju tranzistora polarisanih pozitivnim i negativnim naponimana gejtu, istih apsolutnih vrednosti. U slucaju VG = 0V svi izvodi tranzistora su bili kratko spojeni. Trebanapomenuti da rezimu nulte polarizacije odgovara mali pozitivan napon na gejtu od ≈ 0.33V , zbog razlikeizlaznih radova aluminijuma i n-tipa supstrata. U cilju simuliranja uslova u kojima rade PMOS dozimetrijskitranzistori, nastavljeno je pracenje njihovog oporavka na sobnoj temperaturi, sa nepromenjenim vrednostimanapona na gejtu. Ovo je uradjeno zbog toga sto se u prakticnim primenama PMOS dozimetrijskih tranzistora,kada oni mogu da budu izlozeni dejstvu jonizujuceg zracenja, obicno ne zna trenutak ozracivanja, vec seperiodicno vrsi merenje apsorbovane doze koju je tranzistor primio. Zbog toga se od njih i zahteva da imajumalu promenu napona praga nakon ozracivanja, kako bi ocuvali informaciju o primljenoj dozi zracenja.

Tokom i nakon ozracivanja vrseno je snimanje prenosnih karakteristika u predpragovskoj i nadpragovskojoblasti, i na osnovu njih, koriscenjem midgap metode [94] na nacin kako je opisano u Glavi 3, odredjivane sugustine zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja. Napon praga je dobijen ekstrapolacijom linearnog delanadpragovskih karakteristika (tzv. ”ekstrapolirani” napon praga). Snimanje prenosnih karakteristika vrsenoje tako sto su gejt i drejn (takodje sors i supstrat) bili kratko spojeni (VG = VD), a kroz kanal je ”forsirana”struja, cije su vrednosti bile u intervalu ID = 10−11−10−3 A. Periodicno je meren napon na gejtu, koriscenjemracunarski vodjenog instrumenta Keithley 237 SMU, koji je ujedno imao ulogu i strujnog generatora i voltmetra(snimana je zavisnost VG = f(ID)). Isti rezultati se dobijaju ako se snimi zavisnost ID = f(VG), medjutim,zbog brzine merenja koriscen je prethodni nacin.

Prenosne karakteristike nekih tranzistora snimane su i na nacin kao u slucaju VDMOS tranzistora snage:menjan je napon na gejtu (pomocu instrumenta HP 8116A) i merena struja drejna (tj. snimana je zavisnostID = f(VG)), pri konstantnom naponu na drejnu (VD > VG−VT ). Dobijeni rezultati su pokazali da se prenosnekarakteristike (i u predpragovskom i u nadpragovskom delu) poklapaju sa onim dobijenim pri VG = VD, sto

znaci da se ravnopravno mogu koristiti oba nacina za snimanje prenosnih karakteristika. Medjutim, ovaj nacinje imao nedostatak koji se odnosio na cinjenicu da je korisceni instrument HP 8116A mogao da ”daje” naponsamo do −14V , tako da su u slucaju PMOS tranzistora sa debljim oksidima, koji imaju veliku pocetnu vrednostnapona praga (tabela 5.1), nadpragovske karakteristike nakon ozracivanja bile van ovog opsega.

Na kraju snimanja prenosnih karakteristika pomocu prvog gore opisanog nacina (VG = f(ID), za VG = VD)vrseno je merenje napona na gejtu koji odgovara struji ID = 10µA, a koji ujedno predstavlja napon praga naosnovu metode jedne tacke. Ove vrednosti napona praga su se malo razlikovale od vrednosti ekstrapoliranihnapona praga, ali gotovo da nije bilo razlika u ∆VT .

Slika 5.1 prikazuje promene napona praga sa dozom zracenja za tranzistore sa debljinom oksida od 1.23µm,a sl. 5.2 za tranzistore sa debljinom oksida od 2.0µm (za slucaj tox = 0.73µm, ponasanje je isto). Kao sto sevidi, ova zavisnost se u koordinatnom sistemu sa log− log razmerom moze predstaviti pravom, za sve vrednostidebljine oksida i napona na gejtu. Takodje, promene su vece u slucaju pozitivnih napona na gejtu, madakod oba polarizaciona rezima osetljivost raste sa povecanjem apsolutne vrednosti VG (najmanja je za nultupolarizaciju). To znaci da do povecanja vrednosti ∆VT dolazi bez obzira na smer elektricnog polja u oksidu,ali velicine tih promena zavise od njega.

10

1

10-9 V-3 V 0 V+3 V+9 V

∆ VT (

V)

Doza (Gy(Si))

Sl. 5.1: Promene napona praga tokom ozracivanjaPMOS tranzistora sa debljinom oksida od 1.23 µm,pri razlicitim naponima na gejtu.

10

1

10

-9 V-3 V 0 V+3 V+9 V

∆ VT (

V)

Doza (Gy(Si))

Sl. 5.2: Promene napona praga tokom ozracivanjatranzistora sa debljinom oksida od 2.0 µm, pri ra-zlicitim naponima na gejtu.

Na sl. 5.3 i 5.4 prikazane su promene napona praga sa dozom zracenja, za tranzistore sa razlicitim debljinamaoksida polarisani naponom VG = 3 i 9V , redom. Moze se zakljuciti da osetljivost raste sa ukupnom debljinomoksida gejta, a posto ispitivani tranzistori imaju termicki oksid iste debljine, ovaj rezultat pokazuje znacajnuulogu CVD oksida kod osetljivosti PMOS dozimetrijskih tranzistora. Treba uzeti u obzir i cinjenicu da je naponna gejtu kod svih tranzistora bio isti, odnosno da je elektricno polje u najdebljem oksidu bilo najmanje, sto jeuticalo na smanjenje osetljivosti (videti diskusiju u daljem tekstu).

Jedan od parametara PMOS dozimetrijskih tranzistora je linearnost napona praga tokom ozracivanja.Naime, pored izrazene osetljivosti na jonizujuce zracenje, bilo bi korisno da promene napona praga PMOSdozimetrijskih tranzistora sa dozom zracenja budu linearne. Ovaj kriterijum nije neophodan, jer se mogu defin-isati kalibracione krive i za nelinearnu zavisnost, ali pojednostavljuje primenu ovih tranzistora u dozimetrijskesvrhe.

U opstem slucaju, promena napona praga sa dozom zracenja moze se opisati relacijom:

∆VT = A ·Dn, (5.1)

gde je A konstanta, D apsorbovana doza zracenja, i n stepen linearnosti (ukoliko je n = 1, onda A pred-stavlja osetljivost ispitivanog tranzistora). Tabela 4.2 daje pregled dobijenih vrednosti stepena linearnosti n

u zavisnosti od napona na gejtu i debljine oksida PMOS tranzistora ozracenih dozom od 10Gy(Si). Na os-novu ovih rezultata, moze se zakljuciti da linearnost napona praga raste sa smanjenjem debljine oksida gejta

10

1

VG = +3 V

0.73 µm1.23 µm2.0 µm

∆ VT

(V)

Doza (Gy(Si))

Sl. 5.3: Promene napona praga tokom ozracivanjaPMOS tranzistora sa razlicitim debljinama oksida,pri naponu na gejtu od 3 V .

101

10

VG = +9 V

0.73 µm1.23 µm2.0 µm

∆ VT (

V)

Doza (Gy (Si))

Sl. 5.4: Promene napona praga tokom ozracivanjaPMOS tranzistora sa razlicitim debljinama oksida,pri naponu na gejtu od 9 V .

Tabela 5.2: Uticaj napona polarizacije i debljine oksida gejta na stepen linearnosti n.

−9V −3 V 0V +3 V +9 V

0.73µm 0.94 0.92 0.84 0.99 1.001.23µm 0.85 0.8 0.73 0.94 0.982.0µm 0.79 0.7 0.68 0.83 0.97

i povecanjem, po apsolutnoj vrednosti, napona na gejtu. Medjutim, u slucaju oksida iste debljine, stepen n jeveci za pozitivne nego za negativne vrednosti VG.

Promene fedinga, kao drugog vaznog parametra PMOS dozimetrijskih tranzistora, tokom oporavka nasobnoj temperaturi prikazane su na sl. 5.5 i 5.6, za tranzistore sa debljinom oksida od 1.23 i 2.0µm, redom (zaoksid od 0.73 µm feding nije prikazan, jer je njegovo ponasanje veoma slicno ponasanju fedinga sa sl. 5.5). Kaosto je vec receno, ozracivanje i oporavak su sprovedeni sa istim vrednostima napona na gejtu. Moze se videtida tranzistori sa tox = 2.0µm pokazuju izrazeniji negativni feding. Na osnovu ponasanja fedinga tranzistora saistom debljinom oksida, ali razlicitom polarizacijom gejta, ocigledno je da se ne moze doneti neki konkretnijizakljucak koji bi vazio za sve ozracene tranzistore. Nepoznavanje eksplicitnog oblika zavisnosti ponasanja

101 102 103-5

0

5

10

15

20

25

30

35 -9 V -3 V 0 V +3 V +9 V

Fedi

ng

(%)

Vreme (h)

Sl. 5.5: Promene fedinga tokom oporavka tranzi-stora sa tox = 1.23 µm, pri razlicitim naponima nagejtu.

101 102 103-10

-5

0

5

-9 V -3 V 0 V +3 V +9 V

Fedi

ng

(%)

Vreme (h)

Sl. 5.6: Promene fedinga tokom oporavka tranzi-stora sa tox = 2.0 µm, pri razlicitim naponima nagejtu.

fedinga od vremena oporavka ne predstavlja ozbiljan nedostatak ovih PMOS tranzistora (sto se ne moze reci iza osetljivost), jer je za prakticnu primenu samo potrebno da on bude manji od neke unapred zadate vrednosti(po nekim kriterijumima feding treba da bude manji od ±10% posle 3 meseca oporavka na sobnoj temperaturi).Medjutim, sto je posebno vazno, za tox = 2.0µm, kada je osetljivost najveca, feding ima malu vrednost, takoda se u slucaju VG = +9V dobija: S = 2 V/Gy, za Da = 10Gy(Si), i f = 5.9%, za t = 3500h.

Sada ce biti izvrsena analiza ponasanja gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja PMOSdozimetrijskih tranzistora sa prethodnih slika, kao osnovnih velicina koje odredjuju napon praga tokomozracivanja i oporavka. Na sl. 5.7(a) prikazane su promene gustine zahvacenog naelektrisanja tokom ozracivanjatranzistora sa debljinom oksida od 1.23µm (za ostale dve debljine oksida ponasanje je identicno, pa zbog toganije prikazano). Kao sto se vidi, gustina zahvacenog naelektrisanja raste sa povecanjem apsolutne vrednosti

1010

10

20

(a)

tox = 1.23 µm

-9 V -3 V 0 V +3 V +9 V

∆ Not

(x

1010

cm-2

)

Doza (Gy (Si))

101 102 103

(b)

Vreme (h)

Sl. 5.7: Promene gustine zahvacenog naelektrisanja tokom ozracivanja i oporavka tranzistora sa tox = 1.23 µm, prirazlicitim naponima na gejtu.

napona na gejtu, i najmanja je u slucaju VG = 0 V , zbog toga sto povecano elektricno polje u oksidu imaizraziti uticaj na smanjenje verovatnoce pocetne rekombinacije parova elektron-supljina, nastalih pod dejstvomjonizujuceg zracenja. Osim toga, gustina zahvacenog naelektrisanja je veca u slucaju pozitivnih napona nagejtu, mada to ne mora da znaci da se u slucaju negativnih napona na gejtu manje supljina zahvatilo. Naime,gustina zahvacenog naelektrisanja se odredjuje pod pretpostavkom da su promene napona praga izazvanesupljinama koje su zahvacene na samoj medjupovrsini [94]. Medjutim, pod dejstvom negativnog elektricnogpolja, supljine se zahvataju blizu gejt/SiO2 medjupovrsine, sto dovodi do toga da je njihov uticaj na naponpraga znatno manji (to se ispoljava kao manja vrednost ∆Not). Zbog toga, promena negativnog napona nagejtu ne dovodi do znacajne promene vrednosti ∆Not, za razliku od slucaja VG > 0 (sl. 5.7(a)).

Slika 5.8(a) prikazuje ponasanje gustine povrsinskih stanja tokom ozracivanja tranzistora sa debljinomoksida od 1.23µm, pri razlicitim naponima na gejta. Moze se videti da su promene vece u slucaju pozitivnihnapona na gejtu, a narocito su izrazene u slucaju VG = +9 V . Ako se prihvati cinjenica da su vodonikovi joniodgovorni za formiranje povrsinskih stanja, onda to znaci da je veci broj H+ jona stigao do medjupovrsine,kao i da je veci broj elektrona, koji su takodje neophodni za formiranje povrsinskih stanja, presao iz supstrata,u slucaju vecih pozitivnih napona na gejtu. Sa druge strane, u slucaju negativnog napona na gejtu, smerelektricnog polja u oksidu je takav da sprecava dolazak H+ jona do medjupovrsine i prelazak elektrona izsupstrata. Ako se uporede slike 5.7(a) i 5.8(a), moze se zakljuciti da je gustina zahvacenog naelektrisanjaformiranog tokom ozracivanja znacajno veca od gustine formiranih povrsinskih stanja. Naime, dobijeni rezultatipokazuju da za sve vrednosti koriscenih napona na gejtu, tokom ozracivanja vazi ∆Not >> ∆Nit, sto znacida se uticaj povrsinskih stanja na napon praga moze zanemariti (∆Vot/∆VT ≥ 90%). Ovakvo ponasanjemoze biti posledica cinjenice da su korisceni tranzistori sa debelim oksidima gejta, kod kojih postoje povecanekoncentracije napregnutih veza i defekata, pre svih vakancija kiseonika (to je verovatno izrazenije u CVD oksidunego u termickom oksidu).

Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom oporavka pri razlicitim naponima

1010

1

2

3

(a)tox = 1.23 µm

-9 V -3 V 0 V +3 V +9 V

∆ Nit

(x1

010cm

-2)

Doza (Gy (Si))

101 102 103

(b)

Vreme (h)

Sl. 5.8: Promene gustine povrsinskih stanja tokom ozracivanja i oporavka tranzistora sa tox = 1.23 µm, pri razlicitimnaponima na gejtu.

na gejtu prikazane su na sl. 5.7(b) i 5.8(b), redom, i one odredjuju promene fedinga ispitivanih tranzistora.Slike pokazuju da su promene ∆Not i ∆Nit vece u slucaju pozitivnih napona na gejtu, i da rastu sa porastomvrednosti VG. Zbog toga tranzistor polarisan naponom VG = 9V ima malu vrednost fedinga (istovremeno jenajvece smanjenje gustine zahvacenog naelektrisanja i povecanje gustine povrsinskih stanja, a ova dva efekta semedjusobno ponistavaju). Ako se uporedi ponasanje gustine povrsinskih stanja tokom oporavka ozracenih VD-MOS tranzistora snage i PMOS dozimetrijskih tranzistora, moze se zakljuciti da su tranzistori snage pokazivaliizrazitu pojavu latentnog porasta gustine povrsinskih stanja, i da je pri oporavku na sobnoj temperaturi onauocena posle veoma dugog perioda (vise od hiljadu sati), sto nije slucaj kod PMOS tranzistora (sl. 5.8(b)).Najbitnije razlike izmedju ovih tipova tranzistora su vrsta gejta, debljina i vrsta oksida. Ovi rezultati navodena zakljucak da su razliciti mehanizmi odgovorni za formiranje (i pasivizaciju) povrsinskih stanja kod PMOSdozimetrijskih tranzistora i VDMOS tranzistora snage.

Slika 5.9 prikazuje ∆Not tokom ozracivanja (a) i oporavka (b) tranzistora sa razlicitim debljinama oksida,a istom polarizacijom gejta (9V ), dok sl. 5.10 daje promene ∆Nit za iste tranzistore. Kao sto se moze videti,tokom ozracivanja se nesto veca gustina zahvacenog naelektrisanja formirala se kod tranzistora sa debljimoksidom. Takodje, vrednosti ∆Not znacajno su vece od vrednosti ∆Nit, za istu debljinu oksida. Sa drugestrane, kod najdebljeg oksida najmanje promene gustine povrsinskih stanja su tokom ozracivanja, a najvecetokom oporavka.

1010

5

10

15

20

(a)

VG = 9 V

2.0 µm 1.23 µm 0.73 µm

∆ Not

(x

1010

cm-2

)

Doza (Gy (Si))

101 102 103

(b)

Vreme (h)

Sl. 5.9: Promene gustine zahvacenog naelektrisanja tokom ozracivanja (a) i oporavka (b), pri VG = 9 V .

Sa sl. 5.5 i 5.6 vidi se da kod jednog dela ozracenih tranzistora feding ima negativnu vrednost. Na osnovu

1010

1

2

3

4

(a)

VG = 9 V

2.0 µm 1.23 µm 0.73 µm

∆ Nit

(x1

010cm

-2)

Doza (Gy (Si))

101 102 103

(b)

Vreme (h)

Sl. 5.10: Promene gustine povrsinskih stanja tokom ozracivanja (a) i oporavka (b), pri VG = 9 V .

izraza (4.2) moze se zakljuciti da negativni feding znaci da je napon praga VT (t), nakon oporavka tokomvremena t, veci od napona praga nakon ozracivanja VT (0), a na osnovu izraza (2.6) da je ovakvo ponasanjeprouzrokovano promenama vrednosti ∆Not i ∆Nit. Da bi se izvrsila detaljnija analiza ove pojave, treba pociod izraza koji se dobija ukljucivanjem gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja u izraz (4.2):

f(t) =∆N ′

ot(t) + ∆N ′it(t)

∆Not(0) + ∆Nit(0), (5.2)

gde je ∆N ′ot = ∆Not(0)−∆Not(t) (”oporavljeni deo” zahvacenog naelektrisanja) i ∆N ′

it = ∆Nit(0)−∆Nit(t)(”oporavljeni deo” povrsinskih stanja), ∆Not(t) i ∆Nit(t) su gustine zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih sta-nja nakon oporavka tokom vremena t, redom, dok su ∆Not(0) i ∆Nit(0) odgovarajuce gustine nakon ozracivanja,tj. na pocetku oporavka. Na osnovu ovog izraza moze se zakljuciti da je feding negativan sve dok je vrednost∆N ′

it negativna, a po apsolutnoj vrednosti veca od ∆N ′ot. To odgovara slucaju kada je tokom oporavka porast

gustine povrsinskih stanja veci od smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanja. Na sl. 5.11, koja prikazujezavisnost promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja, od doze zracenja (a) i vremena opo-ravka (b), kao i promene fedinga tokom oporavka, uocava se negativni feding, kao i njegov prelaz na pozitivnevrednosti.

1010

1

2

3

4

5tox = 1.23 µm

VG = -9 V

∆Not

∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it

(x10

10 c

m-2

)

Doza (Gy(Si))

101 102 103

Vreme (h)

0

4

8

12

Feding (%)

Sl. 5.11: Ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja, kao i fedinga PMOS tranzistora sa debljinomoksida od 1.23 µm , tokom ozracivanja (a) i oporavka (b), pri naponu VG = −9 V .

PMOS dozimetrijski tranzistori su vrlo pogodni za ispitivanje uticaja zahvacenog naelektrisanja napokretljivost [167, 153], s obzirom da se radi o tranzistorima sa povecanom debljinom oksida gejta kod ko-jih je gustina zahvacenog naelektrisanja, formiranog tokom ozracivanja, znacajno veca od gustine formiranih

povrsinskih stanja (∆Not >> ∆Nit; sl. 5.7 i 5.8). Naime, ovaj efekat je obicno ”ekraniran” povrsinskim stan-jima, koja imaju dominantniji uticaj na pokretljivost [1]. Kao sto je ranije receno (poglavlje 2.3), pokretljivostNMOS i PMOS tranzistora opada sa povecanjem gustine povrsinskih stanja, dok postoji dilema vezana zauticaj zahvacenog naelektrisanja na pokretljivost PMOS tranzistora (kod NMOS tranzistora povecanje ∆Not

dovodi do smanjenja pokretljivosti). Na sl. 5.12(a) uocava se da tokom ozracivanja rastu gustine povrsinskihstanja i zahvacenog naelektrisanja, kao i pokretljivost. Posto povecanje ∆Nit dovodi do smanjenja µ, to znacida je porast µ prouzrokovan povecanjem ∆Not. Na osnovu toga, moze se zakljuciti da znak ispred drugogclana u izrazu (2.38) treba da bude ”-”, kako je predlozeno u radovima [105, 102]. Slika 5.12(b) pokazuje dapokretljivost PMOS tranzistora opada sa vremenom oporavka, sto je posledica povecanja gustine povrsinskihstanja i smanjenja gustine zahvacenog naelektrisanja, jer oba efekta dovode do smanjenja vrednosti µ. Trebaistaci da je identicno ponasanje pokretljivosti primeceno i kod ostalih ispitivanih PMOS dozimetrijskih tranzi-stora.

101

10

20

∆Not

∆Nit

∆ Not

, ∆ N

it

(x10

10 c

m-2

)

Doza (Gy (Si))

(a)tox = 1.23 µm

VG = +9 V

µ/µo

101 102 103

(b)

Vreme (h)

1.1

1.2

1.3

1.4

µ/ µo

Sl. 5.12: Promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja, kao i pokretljivosti tokom ozracivanja i oporavkana sobnoj temperaturi.

Na sl. 5.13 prikazana je zavisnost ∆VT od elektricnog polja u oksidu, nakon ozracivanja tranzistora sarazlicitim debljinama oksida dozom od 10Gy. Kao sto se vidi, osetljivost na zracenje raste sa povecanjemdebljine oksida i apsolutnih vrednosti elektricnog polja. Takodje, promene napona praga su znatno vece uslucaju pozitivnih, nego u slucaju negativnih elektricnih polja, a najveca osetljivost se dobija za najvecu debljinuoksida i najvecu vrednost elektricnog polja. Pri odredjivanju elektricnog polja u obzir je uzeta cinjenica da senapon na gejtu ”raspodeljuje” izmedju oksida gejta i supstrata, tako da je na medjupovrsini zadovoljen sledeciuslov [101]:

εoxE + q(∆Not + ∆Nit) = εsEs, (5.3)

gde je E elektricno polje u oksidu, εs dielektricna konstanta silicijuma i Es elektricno polje u supstratu. Zav-isnost promene fedinga, dobijenog nakon oporavka na sobnoj temperaturi u trajanju od 3500h, od elektricnogpolja prikazana je na sl. 5.14. Ocigledno je da za sve vrednosti elektricnog polja feding raste sa smanjenjemdebljine oksida i da ima maksimum za svaku debljinu oksida.

Ranije je razmatrana zavisnost fedinga od napona na gejtu, za datu debljinu oksida, a sada ce biti izvrsenakratka analiza zavisnosti fedinga od debljine oksida [152], za datu vrednost elektricnog polja (sl. 5.14). Naime,posto ispitivani tranzistori imaju razlicite debljine oksida, onda poredjenje ponasanja fedinga u slucaju istihnapona na gejtu, ne moze da pruzi relevantne zakljucke. Sa slike se uocava da manji feding imaju tranzistori savecom debljinom oksida. Da bi se objasnilo ovakvo ponasanje, poslo se od cinjenice da je u slucaju konstantnogelektricnog polja verovatnoca tunelovanja elektrona, a samim tim i njihovog zahvatanja u oksidu, ista bez obzirana debljinu oksida, sto dovodi do iste vrednosti oporavljenog dela zahvacenog naelektrisanja:

∆N ′ot(t)|tox1

≈ ∆N ′ot(t)|tox2

, E = const. (5.4)

-12-10 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 121

10

0.73 µm 1.23 µm 2.0 µm

∆ VT

(V)

E (V/µm)

Sl. 5.13: Zavisnost promene napona praga PMOStranzistora sa razlicitim debljinama oksida nakonozracivanja dozom od 10 Gy, od elektricnog polja.

-12-10 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 12-5

0

5

10

15

20

25

30

35t = 3500 h 0.73 µm

1.23 µm 2.0 µm

Fedi

ng (

%)

E (V/µm)

Sl. 5.14: Zavisnost fedinga ozracenih PMOS tran-zistora sa razlicitim debljinama oksida nakon opo-ravka od 3500h na sobnoj temperaturi, od elek-tricnog polja.

Takodje, u debljem oksidu je povecana koncentracija napregnutih veza i defekata, tako da u njemu, za datuvrednost elektricnog polja, dolazi do formiranja vece gustine zahvacenog naelektrisanja tokom ozracivanja (sl.5.9):

∆Not(0)|tox1< ∆Not(0)|tox2

, tox1 < tox2 . (5.5)

U slucaju debljih oksida, zbog povecane koncentracije vodonika treba ocekivati izrazeniji porast gustinepovrsinskih stanja tokom oporavka3, koji dovodi do vecih apsolutnih vrednosti oporavljenog dela ∆N ′

it:

| ∆N ′it(t) |

∣∣∣tox1

<| ∆N ′it(t) |

∣∣∣tox2

, E = const. (5.6)

Na osnovu ove analize i izraza (5.2), uz uslov ∆Not(0) >> ∆Nit(0), moze se napisati sledeca relacija:

f(t)|tox1> f(t)|tox2

, E = const., (5.7)

koja je u saglasnosti sa slikom 5.14.U nastavku ce biti prikazani rezultati vezani za osetljivost i feding PMOS dozimetrijskih tranzistora tokom

ozracivanja pri razlicitim brzinama doze i oporavka na sobnoj temperaturi, redom. Tranzistori su ozracenigama-zracenjem iz izvora 60Co, primenom tri brzine doze: DR = 1.12 · 10−2, 1.2 · 10−3 i 5.1 · 10−4 Gy(Si)/s,do ukupne doze Da = 5Gy(Si). Razlicite brzine doze su dobijene promenom rastojanja izmedju tranzistorai izvora zracenja (izraz 3.4). Ozracivanje i oporavak su sprovedeni na sobnoj temperaturi, pri cemu su sviizvodi bili kratko spojeni (VG = 0 V ). Rezim nulte polarizacije je izabran zbog toga sto je najjednostavniji zakoriscenje u mnogim dozimetrijskim primenama.

Slika 5.15 prikazuje promene napona praga PMOS tranzistora sa razlicitim debljinama oksida gejta tokomozracivanja brzinom doze DR = 1.2 · 10−3Gy/s (za ostale dve brzine doze ponasanje je isto). Ocigledno je daosetljivost raste sa debljinom oksida gejta, sto se moze videti i sl. 5.16, koja prikazuje promene napona pragaodmah nakon ozracivanja, tj. pre oporavka na sobnoj temperaturi (t = 0), za sve tri brzine doze. Na osnovuovih slika, moze se zakljuciti da prvenstveni uticaj na osetljivost ima ukupna debljina oksida, pa onda debljinaCVD oksida. Naime, tranzistori sa debljinom oksida od 1.97µm su osetljiviji od tranzistora sa tox = 1.89µm,mada imaju manju debljinu CVD oksida (isto vazi za debljine od 1.07 µm i 0.99 µm). Medjutim, uzrok ovakvogponasanja moze biti debljina i vrsta termickog oksida (videti tabelu 5.1).

U cilju detaljnije analize ponasanja napona praga, prikazanog na prethodnim slikama, promene gustinazahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja nakon ozracivanja, za tranzistore sa razlicitim debljinama oksidagejta, predstavljene su na sl. 5.17. Sa slike se vidi da je, kao i u prethodnom eksperimentu, ∆Not(0) >> ∆Nit(0),

3To se moze pokazati nalazenjem velicine ∆N ′it(t) na osnovu vrednosti gustine povrsinskih stanja sa sl. 5.10.

1 2 3 4 50.0

0.4

0.8

1.2

1.6 0.73 µm 0.99 µm 1.07 µm 1.23 µm 1.89 µm 1.97 µm

∆V

T

(V)

Doza (Gy (Si))

Sl. 5.15: Promene napona praga tokom ozracivanjaPMOS tranzistora sa razlicitim debljinama oksida,brzinom doze od 1.2 · 10−3 Gy.

1.0 1.5 2.0

0.6

0.8

1.0

1.2

1.4

1.6

1.8

1.12 x10-2 Gy/s

1.2 x10-3 Gy/s

5.1 x10-4 Gy/s

∆V

T(0

) (

V)

tox (µm)

Sl. 5.16: Promene napona praga nakon ozracivanjaPMOS tranzistora sa razlicitim debljinama oksida,dozom od 5 Gy(Si).

a ovakvo ponasanje je uoceno i kod manjih apsorbovanih doza. Takodje je ocigledno da gustina zahvacenognaelektrisanja ne pokazuje stalni porast sa povecanjem tox, sto je na prvi pogled neocekivani rezultat, pa zbogtoga treba izvrsiti njegovu analizu.

Posto se uticaj povrsinskih stanja na napon praga moze zanemariti, ∆VT (Da) je funkcija debljine oksida igustine zahvacenog naelektrisanja:

∆VT (Da) ≈ ∆Vot(Da) =q

εoxtox ∆Not(Da). (5.8)

Broj N zracenjem formiranih e− − h+ parova proporcionalan je debljini oksida:

N =ε

ε′=

Dam

ε′=

DaρWL

ε′tox, (5.9)

gde je ε ukupna apsorbovana energija u oksidu, ε′ ≈ 17 eV [1] energija potrebna za formiranje jednog e− − h+

para, a m i ρ su masa i gustina oksida, redom. Zavisnost gustine zahvacenog naelektrisanja formiranog tokomozracivanja, od debljine oksida, moze se dati izrazom:

∆Not(Da) = fotN

WL= fot

Daρ

ε′tox, (5.10)

gde je fot ≤ 1 odnos broja zahvacenih i broja formiranih supljina. Ocigledno da teorijski model predvidjapovecanje gustine zahvacenog naelektrisanja sa debljinom oksida, sto je delimicno u suprotnosti sa rezultatimaprikazanim na sl. 5.17.

Dobro je poznato da elektricno polje u oksidu ima veoma znacajan uticaj na pocetnu rekombinaciju parovaelektron-supljina, transport i zahvatanje zracenjem formiranih supljina [1]. Mada su tranzistori ozracivanibez napona na gejtu, treba ponoviti cinjenicu da tom rezimu odgovara mali napon V ′

G = 0.33V , koji poticeod razlike izlaznih radova aluminijuma i n-tipa supstrata. Sa povecanjem vrednosti tox smanjuje se jacinaelektricnog polja u oksidu E′ = V ′

G/tox, koje ima izrazit uticaj na fot, posebno u oblasti slabih polja [1], kaosto je u ovom slucaju. Naime, u slucaju manjih vrednosti E′, izrazitija je pocetna rekombinacija formiranihe− − h+ parova, tako da je za vece tox (manje E′) manje supljina izbeglo rekombinacioni proces, a samimtim, i manje supljina zahvaceno u oksidu. Takodje, efekat prostornog naelektrisanja, prouzrokovan povecanjemgustine zahvacenih supljina [1], postaje izrazeniji u slucaju debljih oksida, sto dodatno povecava rekombinaciju,i takodje dovodi do smanjenja vrednosti ∆Not(Da).

Sa sl. 5.17 vidi se da povecanje debljine oksida ne dovodi uvek do smanjenja vrednosti ∆Not, kako bi seocekivalo na osnovu prethodne analize. Medjutim, veca gustina zahvacenog naelektrisanja, u slucaju debljegoksida ne znaci da je u oksidu zahvaceno vise supljina, vec je ovakvo ponasanje posledica uticaja elektricnog

polja na prostornu raspodelu zahvacenih supljina. Naime, vrednosti ∆Not(Da) su racunate pod pretpostavkomda su promene napona praga izazvane supljinama koje su zahvacene na samoj medjupovrsini [94]. Medjutim,s obzirom da je elektricno polje u oksidu bilo veoma slabo, moze se ocekivati da nisu sve supljine stigle domedjupovrsine, vec da je jedan njihov deo zahvacen u unutrasnjosti oksida i/ili na medjupovrsini izmedjutermickog i CVD oksida4. To znaci da je potrebno vise zahvacenih supljina, da bi one dovele do iste promenenapona praga kao u slucaju zahvatanja na medjupovrsini. Naime, isti broj zahvacenih supljina dovodi dorazlicitih vrednosti ∆Not, u zavisnosti od toga gde su one lokalizovane.

Moze se zakljuciti da je ponasanje gustine zahvacenog naelektrisanja sa sl. 5.17 posledica istovremenoguticaja debljine oksida na 1) broj stvorenih e− − h+ parova, 2) pocetni rekombinacioni proces i 3) prostornuraspodelu zahvacenog naelektrisanja. Posto izraz (5.10) sadrzi clan tox, to znaci da je prvi efekat vec ukljucen(veca debljina oksida ⇒ veci broj formiranih parova), a takodje i drugi efekat preko faktora fot (veca debljinaoksida ⇒ slabije elektricno polje ⇒ izrazenija rekombinacija ⇒ manje fot). Naime, prvi efekat povecava, adrugi smanjuje ∆Not sa debljinom oksida. Medjutim, treci efekat je skriven i nije ukljucen u izraz (5.10), madaima veoma znacajan uticaj na gustinu zahvacenog naelektrisanja formiranog zracenjem. Kod debljih oksida,kod kojih su slabija polja (pri tome se podrazumeva da se radi o slucaju VG = 0 V ), manja je verovatnocada zahvacene supljine budu rasporedjene uz medjupovrsinu, vec se nalaze i u samom oksidu, a narocito namedjupovrsini termicki/CVD oksid (to se pre svega odnosi na supljine formirane u CVD oksidu). Ukljucujuciefekat prostorne raspodele zahvacenog naelektrisanja, dobija se sledeci izraz:

∆Not(Da) = fr fotDaρ

ε′tox, (5.11)

gde je fr (≤ 1) parametar koji definise raspodelu zahvacenog naelektrisanja unutar oksida.U opstem slucaju, moze se pretpostaviti da se zahvaceno naelektrisanje, sa povecanjem elektricnog polja

u oksidu, koncentrise blize medjupovrsini, sve dok se ne dostigne kriticna vrednost polja Ek, koja dovodi dozahvatanja supljina u veoma uskoj oblasti uz medjupovrsinu. To znaci da je parametar fr znacajan samo kadaje elektricno polje manje od kriticnog (E′ ≥ Ek ⇒ fr ≈ 1).

Slika 5.18, koja prikazuje oporavljeni deo zahvacenih supljina nakon t = 2350h, potvrdjuje gornje zakljucke.Naime, ako bi sve supljine bile zahvacene blizu medjupovrsine, u uskom sloju sirine 3−4 nm, onda bi trebalo da

0.5 1.0 1.5 2.00.0

0.5

1.0

1.5

2.0

2.5

∆Not(0) ∆Nit(0)

DR = 1.12 x10-2 Gy/s

DR = 1.2 x10-3 Gy/s

DR = 5.1 x10-4 Gy/s

∆ Not

(0),

∆ N

it(0)

(x

1010

cm-2

)

tox (µm)

Sl. 5.17: Gustine zahvacenog naelektrisanja ipovrsinskih stanja nakon ozracivanja tranzistora, uzavisnosti od debljine oksida.

1.0 1.5 2.0

0.4

0.6

0.8

1.12 x10-2 Gy/s

1.2 x10-3 Gy/s

5.1 x10-4 Gy/s

∆N

ot' (t

) (

x1010

cm-2

)

tox (µm)

Sl. 5.18: Promene oporavljenog dela zahvacenog na-elektrisanja, nakon oporavka od 2350 h, sa deblji-nom oksida.

ponasanje ∆N ′ot(0) strogo zavisi od vrednosti ∆Not(0) (sl. 5.17), posto lokalno elektricno polje u oksidu, koje

potice od zahvacenog naelektrisanja, direktno utice na broj elektrona koji tuneluju iz supstrata, a samim tim i

4Mada je tesko dokazati, sasvim je opravdano pretpostaviti da se supljine nagomilavaju i na medjupovrsini termicki/CVD

oksid [149], jer tu takodje postoji povecana koncentracija napregnutih veza, koje predstavljaju pogodne prekursore za formiranje

radijacionih defekata.

na broj rekombinovanih supljina. Medjutim, ocigledno je da to u ovom slucaju nije ispunjeno (krive sa sl. 5.18ne prate oblik krivih sa sl. 5.17), sto navodi na zakljucak da sve supljine nisu zahvacene blizu medjupovrsine.

Sledeca potvrda pretpostavke da zahvaceno naelektrisanje nije rasporedjeno samo u vrlo uskom sloju uzmedjupovrsinu data je na sl. 5.19. Naime, ako bi supljine bile zahvacene blizu medjupovrsine, onda bi smanjenjegustine zahvacenog naelektrisanja trebalo da zapocne vrlo brzo nakon pocetka oporavka. Medjutim, sa sl.5.19(a), na kojoj su prikazane promene gustine zahvacenog naelektrisanja tokom oporavka tranzistora ozracenihbrzinom doze DR = 5.1·10−4 Gy/s, uocava se da ovaj uslov nije zadovoljen: vrednost ∆Not(t) pocinje da opadatek nakon t ≈ 90h, i, sto je jos vaznije, pocetak smanjenja ove gustine ne zavisi od debljine oksida (veomaslican rezultat je dobijen za ostale dve brzine doze). Ovo predstavlja dodatnu potvrdu da ponasanje gustinezahvacenog naelektrisanja tokom oporavka ne zavisi od vrednosti ∆Not(0). Osim toga, slika 5.19 pokazuje daje porast gustine povrsinskih stanja u direktnoj vezi sa smanjenjem gustine zahvacenog naelektrisanja, sto jeu saglasnosti sa ranije prikazanim rezultatima dobijenim za VDMOS tranzistore snage. Medjutim, vremenskiinterval do pocetka porasta ∆Nit, tj. opadanja ∆Not je kod VDMOS tranzistora snage znatno duzi, bez obzirasto su VDMOS tranzistori oporavljani pri VG = 10V .

100 10001.0

1.5

2.0

2.5

(a)

∆ Not

(x

1010

cm-2

)

Vreme (h)100 1000

0.0

0.2

0.4

0.6

0.8

(b)

∆ Nit

(x1

010cm

-2)

0.73 µm 1.23 µm 0.99 µm 1.89 µm 1.07 µm 1.97 µm

Vreme (h)

Sl. 5.19: Ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja (a) i povrsinskih stanja (b) tokom oporavka PMOS tranzistora sarazlicitim debljinama oksida, ozracenih brzinom doze od 5.1 · 10−4 Gy/s.

Slika 5.20 prikazuje promene fedinga PMOS tranzistora ozracenih brzinom doze DR = 1.2 · 10−3 Gy/s, doukupne doze Da = 5 Gy, sa vremenom oporavka (veoma slicno ponasanje je za ostale dve brzine doze). Zavisnostfedinga od debljine oksida, nakon oporavka od 2350h, za sve tri brzine doze, data je na sl. 5.21. Ako se usvoji da

10 100 1000-10

-505

101520253035 0.73 µm

0.99 µm 1.07 µm 1.23 µm 1.89 µm 1.97 µm

Fedi

ng

(%)

Vreme (h)

Sl. 5.20: Promene fedinga PMOS tranzistoraozracenih brzinom doze od 1.2 · 10−3 Gy/s, sa vre-menom oporavka.

1.0 1.5 2.0-10-505

101520253035

1.12 x10-2 Gy/s

1.2 x10-3 Gy/s

5.1 x10-4 Gy/s

Fedi

ng

(%)

tox (µm)

Sl. 5.21: Promene fedinga PMOS tranzistora nakonoporavka od 2350 h, sa debljinom oksida.

je za prakticnu primenu PMOS dozimetrijskih tranzistora prihvatljiv uslov: | f |< 10%, onda se moze zakljucitida je za vecinu oksida, osim za tox = 0.73 i 1.23µm, feding zadovoljavajuci. Velike vrednosti fedinga za ovadva tipa oksida su posledica znacajnijeg odzarivanja zahvacenog naelektrisanja, u odnosu na porast gustinepovrsinskih stanja, tokom oporavka tranzistora (sl. 5.19). Treba istaci da najosetljiviji tranzistori, sa debljinomoksida od 1.89 i 1.97 µm, imaju zadovoljavajuce vrednosti fedinga, sto znaci da se povecanjem osetljivosti (vecedebljine CVD oksida) ne povecava i feding.

Treba istaci jedan interesantan zakljucak koji se moze izvesti na osnovu analize sl. 5.20 i 5.21. Tranzistori sadebljinom oksida od 0.99µm imaju veoma mali feding, ali ne kao posledica ”stabilnosti” radijacionih defekata.Sa sl. 5.19 moze se videti da su promene gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja kod ovog tipatranzistora veoma izrazene. To znaci da elektricni parametri (osetljivost i feding) ne oslikavaju uvek pravostanje fizickih procesa u oksidu ispitivanih tranzistora, i da nije dovoljno analizirati samo ove parametre, jeroni ponekad mogu da navedu na pogresan zakljucak. Zato je potrebno, u cilju detaljnije analize parametaraPMOS dozimetrijskih tranzistora, uvek izvrsiti razdvajanje naelektrisanja, mada to kod PMOS dozimetrijskihtranzistora nije uobicajeno.

Za razliku od rezultata prikazanih na sl. 5.15, gde je data osetljivost ispitivanih PMOS tranzistora u opseguod 1 do 5Gy, sl. 5.22 prikazuje njihovu osetljivost u opsegu doza od 0.003 do 1Gy. Kao sto se sa slike moze

10-2 10-1 10010-3

10-2

10-1

(a)

tox = 0.73 µm

tox = 1.23 µm

tox = 1.89 µm

tox = 1.97 µm

∆ VT

(V)

Doza (Gy (Si))102 103

(b)

Vreme (h)

Sl. 5.22: Promene napona praga tokom ozracivanja brzinom doze od 7.51 ·10−5 Gy/s (a) i oporavka na sobnoj temperaturi(b).

videti, najvecu osetljivost pokazuje tranzistor sa debljinom oksida od 1.89 µm, pri cemu se cini da je njimemoguce meriti i nize doze zracenja (reda cGy), cak i u ovom, za osetljivost sigurno najnepovoljnijem slucaju(VG = 0 V ). Posto ovaj tip tranzistora ima najvecu debljinu CVD oksida, moze se pretpostaviti da bi ovajoksid imao znacajniju ulogu u oblasti niskih doza. Promene napona praga tokom oporavka su zanemarljive zasve debljine oksida (sl. 5.22(b)).

Rezultati pokusaja povecanja osetljivosti tranzistora sa debljinom oksida od 1.89µm, primenom pozitivnihnapona na gejtu, prikazani su na sl. 5.23(a). Moze se zapaziti da za doze iznad 0.01 Gy osetljivost raste sanaponom na gejtu. Za nize doze je tesko dati neki precizniji zakljucak, jer da bi se povecala osetljivost uovoj oblasti treba koristiti vece napone na gejtu. Naime, ne treba zanemariti cinjenicu da ovi naponi na gejtudovode do relativno slabih polja u oksidu (za VG = 9 V ⇒ E ≈ 0.05MV/cm). Povecanje vrednosti VG nemauticaja na feding, jer je on zanemarljiv za za sve napone (sl. 5.23(b)).

10-2 10-1 10010-3

10-2

10-1

100

(a)

tox = 1.89 µm

VG = 0 V

VG = 3 V

VG = 9 V

∆ VT

(V)

Doza (Gy (Si))102 103

(b)

Vreme (h)

Sl. 5.23: Promene napona praga tokom ozracivanja brzinom doze od 7.51 ·10−5 Gy/s (a) i oporavka na sobnoj temperaturi(b), za tri vrednosti napona na gejtu.

6. Zakljucak

S obzirom na sve cescu potrebu da MOS tranzistori rade u uslovima u kojima mogu da budu ozraceni,kao i na mogucnost njihovog ozracivanja tokom samog procesa proizvodnje, istrazivanja vezana za radija-cione i posleradijacione efekte kod MOS komponenata svakako su veoma znacajna. Poseban znacaj ovih is-trazivanja lezi u tome sto se modeli koji opisuju ponasanja zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokomozracivanja mogu primeniti i u slucaju naprezanja elektricnim poljem. Naime, sa razvojem mikroelektronskihtehnologija poslednjih godina dolazi do naglog smanjenja dimenzija komponenata, tako da efekti vrucih nosilacapostaju od kljucnog znacaja za njihov pouzdan rad.

Za razliku od drugih vrsta MOS tranzistora, kod kojih se neprestano vrsi skaliranje dimenzija, kod VDMOStranzistora snage to nije slucaj. Naime, oksid ovih tranzistora mora da bude sposoban da izdrzi iznenadne iznatne promene napona koje se dogadjaju u prekidackim izvorima napajanja, gde su tranzistori snage obicnonezamenljivi. Zbog toga je debljina oksida ovih tranzistora i dalje relativno velika (oko 100nm).

Najvazniji rezultati ove doktorske disertacije, dobijeni na osnovu istrazivanja uticaja ozracivanja i oporavkana n-kanalne VDMOS tranzistore snage su:

• Eksperimentalni rezultati su potvrdili postojanje latentnog generisanja povrsinskih stanja, pracenog la-tentnim odzarivanjem zahvacenog naelektrisanja, tokom duzih intervala oporavka ozracenih tranzistora.Takodje, potvrdjeno je postojanje pasivizacije povrsinskih stanja, do koje dolazi nakon latentnog porastagustine povrsinskih stanja. Pokazano je da se latentno generisanje, kao i pasivizacija povrsinskih stanjajavljaju u celokupnom ispitivanom opsegu temperatura (od sobne do 300 oC) i napona na gejtu (od −40do 40V ). Gustine povrsinskih stanja su odredjivane pomocu midgap i charge pumping metode i dobi-jeno je potpuno kvalitativno slaganje u ponasanju ovih gustina, ali su vrednosti ∆Nit dobijene midgapmetodom znatno vece.

• Posto postojeci modeli za formiranje povrsinskih stanja opisuju samo konvencionalni porast gustinepovrsinskih stanja, a ne i latentno generisanje i pasivizaciju povrsinskih stanja, predlozen je novi H-W model koji moze opisati dobijene eksperimentalne rezultate vezane za oporavak ozracenih VDMOStranzistora snage. Prema ovom modelu, uzrok latentnog generisanja povrsinskih stanja je zakasnelidolazak molekula vodonika u oblast blizu medjupovrsine oksid/supstrat. Naime, H2 molekuli nastalitokom ozracivanja tranzistora u strukturama susednim oksidu (poli-Si, CVD oksid), difunduju premamedjupovrsini, i u blizini nje stupaju u reakciju sa pozitivno naelektrisanim centrima u oksidu (CC+

centri), pri cemu se oslobadaju joni vodonika. Formirani H+ jon driftuje prema medjupovrsini, gdereaguje sa elektronom iz supstrata, formirajuci reaktivni atom vodonika. Ho atom reaguje sa prekursomza formiranje povrsinskog stanja, i u toj reakciji nastaje povrsinsko stanje i oslobadja se H2 molekul, koji,difundujuci ka unutrasnjosti oksida, reaguje sa CC+ centrom. Na taj nacin se ponovo formira H+ joni opisani proces se ponavlja. Proces pasivizacije povrsinskih stanja zapocinje kada molekuli vode, kojisporije difunduju od molekula vodonika, stignu do medjupovrsine, gde stupaju u reakciju sa povrsinskimstanjem.

Dobijena vrednost aktivacione energije procesa latentnog generisanja povrsinskih stanja potvrdjuje uloguH2 molekula u ovom procesu, jer je u saglasnosti sa aktivacionom energijom procesa difuzije molekulavodonika.

• Izvrseno je numericko modelovanje kinetike proseca formiranja i pasivizacije povrsinskih stanja tokomoporavka. Numericka simulacija je dala znacajan doprinos u potvrdi H-W modela, pokazavsi da se

101

ukljucivanjem reakcije H2 molekula sa CC+ centrima moze objasniti latentni porast gustine povrsinskihstanja, kao i temperaturna zavisnost formiranja povrsinskih stanja. Takodje je pokazano da reakcija H2O

molekula sa povrsinskim stanjima dovodi do opadanja gustine (pasivizacije) povrsinskih stanja.

• Pokazano je da se sa povecanjem temperature oporavka smanjuje vremenski interval do pocetka latentnogporasta gustine povrsinskih stanja, kao posledica povecanja brzine difuzije H2 molekula iz strukturasusednih oksidu gejta do medjupovrsine.

Uoceno je krace vreme latentnog generisanja povrsinskih stanja u slucaju vise temperature. Naime, duzinavremenskog intervala racunatog od pocetka latentnog porasta gustine povrsinskih stanja do trenutka kadaova gustina dostigne maksimalnu vrednost, opada sa povecanjem temperature. To je posledica izrazitihtemperaturnih zavisnosti difuzije H2 molekula i reakcije ovih molekula sa CC+ centrima.

Pokazano je da se sa povecanjem temperature oporavka smanjuje vremenski interval do pocetka procesapasivizacije povrsinskih stanja, zbog povecanja brzine difuzije molekula vode, koji su odgovorni za ovajproces.

• Eksperimentalni rezultati su pokazali da se latentni porast gustine povrsinskih stanja javlja tokom opo-ravka sa pozitivnim i sa negativnim naponima na gejtu. Promene vrednosti ∆Nit su znatno vece u slucajupozitivnih napona na gejtu, zbog toga sto pod dejstvom pozitivnog elektricnog polja dolazi do drifta H+

jona ka medjupovrsini i prelaza elektrona iz supstrata. Za latentno generisanje povrsinskih stanja tokomoporavka sa negativnim naponom na gejtu odgovorni su samo atomi vodonika, koji nastaju u dvostepenojreakciji H2 molekula sa CC+ centrima. Dobijeni eksperimentalni rezultati koji pokazuju da vreme dopocetka latentnog porasta gustine povrsinskih stanja, kao i maksimalna vrednost ove gustine ne zaviseod vrednosti negativnog napona na gejtu, potvrdjuju ovu pretpostavku.

• Na osnovu rezultata eksperimenata naizmenicne promene znaka napona na gejtu sprovedenih nakonozracivanja VDMOS tranzistora snage, moze se zakljuciti da samo tokom prve etape oporavka dolazi dopojava latentnog generisanja i pasivizacije povrsinskih stanja. Tokom ostalih etapa oporavka promenevrednosti ∆Nit su zanemarljive, sto navodi na zakljucak da nema cestica vodonika koje bi dovele dolatenetnog porasta ∆Nit.

Na osnovu analize dobijenih eksperimentalnih rezultata uticaja ozracivanja i oporavka na ponasanje za-hvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja i H-W modela, moze se zakljuciti da je potrebno izvrsiti takvupromenu tehnoloskog niza za proizvodnju MOS tranzistora koja bi dovela do smanjenja koncentracije vodonikau oksidu, i tako minimizirala povecanje gustine povrsinskih stanja tokom i nakon ozracivanja MOS tranzi-stora. Medjutim, posto se u cilju smanjenja pocetne gustine povrsinskih stanja tokom procesa proizvodnjeobavezno vrsi oporavak na povisenoj temperaturi u atmosferi vodonika, treba postici kompromis izmedju ovadva, ocigledno, suprotna zahteva. Takodje, posebnu paznju treba posvetiti smanjenju koncentracija vakancijakiseonika, koje su glavni prekursori za formiranje zahvacenog naelektrisanja pod dejstvom jonizujuceg zracenja.

Osim sprovedenih istrazivanja uticaja jonizujuceg zracenja na n-kanalne VDMOS tranzistore snage, slicnaistrazivanja su sprovedena i kod PMOS dozimetrijskih tranzistora, ciji se oksid gejta sastoji od sloja termickogi sloja CVD oksida. Naime, zbog izuzetno znacajnih prednosti koje PMOS senzor i dozimetar ima u odnosuna ostale vrste senzora i dozimetara jonizujuceg zracenja, od posebne su vaznosti istrazivanja ove vrste, jerdobijeni rezultati mogu bitno uticati na projektovanje i proizvodnju buducih komercijanih PMOS dozimetrijskihtranzistora za sve oblasti primene.

Osnovni cilj ovih istrazivanja bio je ispitivanje uticaja debljine oksida, kao i napona na gejtu tokomozracivanja i oporavka, na osnovne dozimetrijske parametre PMOS tranzistora (osetljivost i feding). Takodje,od znacaja je bilo izvrsiti analizu ponasanja zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja tokom ozracivanjai oporavka.

Rezultati ispitivanja PMOS dozimetrijskih tranzistora pokazali su sledece:

• Pri datoj vrednosti elektricnog polja u oksidu, osetljivost tranzistora raste, a feding opada sa povecanjemdebljine sloja CVD oksida. Naime, koriscenjem PMOS tranzistora sa istom debljinom termickog oksida,a razlicitim debljinama CVD oksida, pokazano je da CVD oksid ima znacajan uticaj na povecanje os-etljivosti. Ovakvo ponasanje je uoceno kod svih ispitivanih uzoraka, bez obzira na tip termickog oksida(vlazan ili suv). Uzrok ovome je formiranje veceg broja parova elektron-supljina u slucaju debljih CVDoksida.

• Za datu debljinu oksida, osetljivost raste sa povecanjem apsolutne vrednosti elektricnog polja, i znatnoje veca u slucaju pozitivnih elektricnih polja. Naime, sa povecanjem elektricnog polja raste broj parovaelektron-supljina koji su izbegli rekombinaciju, a samim tim i broj supljina koje su zahvacene. Takodje,uticaj zahvacenih supljina na napon praga je veci u slucaju pozitivnog elektricnog polja, kada su onezahvacene na oksid/supstrat medjupovrsini. Povecanjem elektricnog polja, pomocu tranzistora sa debljimoksidima, mogu se meriti doze zracenja reda 1cGy.

• Osetljivost i feding neznatno zavise od brzine doze zracenja.

• Neophodno je poznavati ponasanje gustina zahvacenog naelektrisanja i povrsinskih stanja da bi serazumeli rezultati vezani za osetljivost i feding. Uticaj povrsinskih stanja na napon praga tokomozracivanja, u opsegu doza koje su ispitivane (1-10Gy(Si)), moze se zanemariti. Tokom oporavka nijemoguce zanemariti ovaj uticaj, posto dolazi do znatnijih povecanja ove gustine. Povecanje vrednosti∆Nit u nekim slucajevima moze biti vece od smanjenja vrednosti ∆Not, sto dovodi do pojave negativnogfedinga.

• U slucaju VG = 0V , za tranzistore sa debljim oksidima vrlo tesko se moze predvideti ponasanje gustinezahvacenog nelektrisanja tokom ozracivanja. U ovom slucaju postoji samo slabo elektricno polje usledrazlike izlaznih radova aluminijuma i silicijuma, cija vrednost opada sa debljinom oksida gejta.

• Uticaj zahvacenog naelektrisanja na pokretljivost nosilaca u kanalu se ne moze zanemariti u slucajevimakada je ∆Not >> ∆Nit, i povecanje ∆Not dovodi do smanjenja pokretljivosti.

Na kraju, treba istaci da se dalja ispitivanja PMOS dozimetrijskih tranzistora moraju odnositi na mogucnostpouzdanog merenja veoma niskih doza (reda cGy i manje), sto ukljucuje i ocuvanje primljene informacije oapsorbovanoj dozi tokom duzeg perioda oporavka. Takodje, potrebno je postici zadovoljavajucu reproduk-tivnost tehnologije izrade tranzistora. Nakon dobijanja potrebnog nivoa osetljivosti, fedinga i reproduktivnosti,potrebno je ispitati mogucnost visestrukog koriscenja PMOS dozimetrijskih tranzistora. U tu svrhu bi seozraceni tranzistori najpre oporavljali pod razlicitim uslovima, koji bi ukljucivali oporavak na povisenim tem-peraturama i UV-zracenjem, pri razlicitim naponima na gejtu, a zatim ponovo ozracivali.

Literatura

[1] T. P. Ma and P. V. Dressendorfer, Ionizing Radiation Effects in MOS Devices and Circuits. New York:Wiley, 1989.

[2] A. Jaksic, G. Ristic, and M. Pejovic, “Rebound effect in power VDMOSFETs due to latent interface-trapgeneration”, Electronics Letters, vol. 31, no. 14, pp. 1198–1199, 1995.

[3] A. B. Jaksic, Latentno generisanje povrsinskih stanja tokom odzarivanja ozracenih VDMOS tranzistorasnage. Nis: Elektronski fakultet, Magistarska teza, 1996.

[4] G. S. Ristic, PMOS tranzistor kao senzor i dozimetar gama-zracenja. Nis: Elektronski fakultet, Magis-tarska teza, 1994.

[5] R. Helms and E. H. Poindexter, “The silicon-silicon-dioxide system: its microstructure and imperfec-tions”, Reports on Progress in Physics, vol. 57, no. 8, pp. 791–852, 1994.

[6] A. G. Revesz, “Defect structure and irradiation behaviour of noncrystalline SiO2”, IEEE Trans. NuclearScience, vol. NS-18, no. 6, pp. 113–116, 1971.

[7] J. R. Schwank, D. M. Fleetwood, P. S. Winokur, P. V. Dressendorfer, D. C. Turpin, and D. T. Sanders,“The role of hydrogen in radiation-induced defect formation in polysilicon gate MOS devices”, IEEETrans. Nuclear Science, vol. NS-34, no. 6, pp. 1152–1588, 1987.

[8] D. L. Griscom, “Diffusion of radiolytic molecular hydrogen as a mechanism for the post-irradiation buildupof interface states in SiO2–on–Si structures”, Journal of Applied Physics, vol. 58, no. 7, pp. 2524–2533,1985.

[9] T. R. Oldham, A. J. Lelis, and F. B. McLean, “Spatial dependence of trapped holes determined fromtunneling analysis and measured annealing”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-33, no. 6, pp. 1203–1210, 1986.

[10] H. Scher and M. Lax, “Stochastic transport in a disordered solid. I. theory”, Physical Review B, vol. 7,no. 10, pp. 4491–4502, 1973.

[11] H. Scher and M. Lax, “Stochastic transport in a disordered solid. II. impurity conduction”, PhysicalReview B, vol. 7, no. 10, pp. 4502–4519, 1973.

[12] H. Scher and E. W. Montroll, “Anomalous transit-time dispersion in amorphous solids”, Physical ReviewB, vol. 12, no. 6, pp. 2455–2477, 1975.

[13] T. R. Oldham, H. E. Boesch Jr., F. B. McLean, and J. M. McGarrity, “An overview of radiation-inducedinterface traps in MOS structures”, Semiconductor Science and Technology, vol. 4, pp. 986–999, 1989.

[14] H. E. Boesch Jr., F. B. McLean, J. M. McGarrity, and G. A. Ausman Jr., “Hole transport and chargerelaxation in irradiated SiO2 MOS capacitors”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-22, no. 6, pp. 2163–2167, 1975.

104

[15] J. F. Conley Jr. and P. M. Lenahan, “A review of electron spin resonance spectroscopy of defects in thinfilm Si-SiO2 on Si”. In The Physics and Chemistry of SiO2 and the Si-SiO2 Interface, H.Z. Massoud,E. H. Poindexter, and C. R. Helms, eds., vol. 96-1, pp. 214–249. The Electrocemical Society, Pennington,1996.

[16] D. L. Griscom, “Optical properties and structure of defects in silica glass”, Journal of the Ceramic Societyof Japan, vol. 99, no. 10, pp. 923–941, 1991.

[17] F. J. Grunthaner, P. J. Grunthaner, and J. Maserjian, “Radiation-induced defects in SiO2 as determinedwith XPS”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-29, no. 6, pp. 1462–1466, 1982.

[18] R. A. Weeks, “Paramagnetic resonance of lattice defects in irradiated quartz”, Journal of Applied Physics,vol. 27, pp. 1376–1381, 1956.

[19] W. L. Warren, D. M. Fleetwood, M. R. Shaneyfelt, P. S. Winokur, and R. A. B. Devine, “Defect-defect hole transfer and the identity of border traps in SiO2 films”, Physical Review B, vol. 50, no. 19,pp. 14710–14713, 1994.

[20] W. L. Warren, M. R. Shaneyfelt, D. M. Fleetwood, J. R. Schwank, P. S. Winokur, and R. A. B. Devine,“Microscopic nature of border traps in MOS oxides”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-41, no. 6,pp. 1817–1827, 1994.

[21] J. F. Conley Jr. and P. M. Lenahan, “Room temperature reactions involving silicon dangling bond centersand molecular hydrogen in amorphous SiO2 thin films on silicon”, Applied Physics Letters, vol. 62, no. 1,pp. 40–42, 1993.

[22] J. F. Conley Jr. and P. M. Lenahan, “Electron spin resonance analysis of EP center interactions withH2: Evidence for a localized EP center structure”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-42, no. 6,pp. 1740–1743, 1995.

[23] C. T. Sah, “Origin of interface states and oxide charges generated by ionizing radiation”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-23, no. 6, pp. 1563–1567, 1976.

[24] P. M. Lenahan and P. V. Dressendorfer, “Hole traps and trivalent silicon centers in metal/oxide/silicondevices”, Journal of Applied Physics, vol. 55, no. 10, pp. 3495–3499, 1984.

[25] Y. Y. Kim and P. M. Lenahan, “Electron-spin-resonance study of radiation-induced paramagnetic defectsin oxides grown on (100) silicon substrates”, Journal of Applied Physics, vol. 64, no. 7, pp. 3551–3557,1988.

[26] W. L. Warren and P. M. Lenahan, “A comparison of positive charge generation in high field stressing andionizing radiation on MOS structures”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-34, no. 6, pp. 1355–1358,1987.

[27] H. E. Boesch Jr. and J. M. McGarrity, “An electrical technique to measure the radiation susceptibilityof MOS gate insulators”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-26, no. 6, pp. 4814–4820, 1979.

[28] J. R. Schwank, P. S. Winokur, P. J. McWhorter, F. W. Sexton, P. V. Dressendorfer, and D. C. Turpin,“Physical mechanisms contributing to devices ‘rebound”’, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-31, no. 6,pp. 1434–1438, 1984.

[29] G. F. Derbenwick and H. H. Sander, “CMOS hardness prediction for low-dose-rate environments”, IEEETrans. Nuclear Science, vol. NS-24, no. 6, pp. 2244–2247, 1977.

[30] P. S. Winokur, “Limitations in the use of linear system theory for the prediction of hardened-MOS deviceresponse in space satellite environments”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-29, no. 6, pp. 2102–2106,1982.

[31] P. S. Winokur, K. G. Kerris, and L. Harper, “Predicting CMOS inverter response in nuclear and spaceenvironments”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-30, no. 6, pp. 4326–4332, 1983.

[32] Z. Savic and B. Radjenovic, “Feding debeloslojnih pMOS tranzistora za dozimetrijsku primenu”, Zbornikradova I srpske konferencije o mikroelektronici i optoelektronici, pp. 1.2.5 – 1.2.8, Beograd, 1992.

[33] Z. Savic, B. Radjenovic, M. Pejovic, and N. Stojadinovic, “The contribution of border traps to thethreshold voltage shift in pMOS dosimetric transistors”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-42, no. 6,pp. 1445–1454, 1995.

[34] P. J. McWhorter, S. L Miller, and W. M. Miller, “Modeling the anneal of radiation-induced trapped holesin a varying thermal environment”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-37, no. 6, pp. 1682–1689, 1990.

[35] M. Simons and H. L. Hughes, “Short-term annealing in electron-irradiated silicon dioxide”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-18, no. 6, pp. 106–112, 1971.

[36] M. Simons and H. L. Hughes, “Determing the energy distribution of pulse-radiation-induced charge inMOS structures from rapid annealing measurements”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-19, no. 6,pp. 282–290, 1972.

[37] J. R. Schwank, D. M. Fleetwood, M. R. Shaneyfelt, and P. S. Winokur, “Latent thermally activatedinterface-trap generation in MOS devices”, IEEE Electron Devices Letters, vol. 13, no. 4, pp. 203–205,1992.

[38] A. J. Lelis, T. R. Oldham, H. E. Boesch Jr., and F. B. McLean, “The nature of the trapped hole annealingprocess”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-36, no. 6, pp. 1808–1815, 1989.

[39] A. J. Lelis, H. E. Boesch Jr., T. R. Oldham, and F. B. McLean, “Reversibility of trapped hole annealing”,IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-35, no. 6, pp. 1186–1191, 1988.

[40] S. Manzini and A. Modelli, “Tunneling discharge of trapped holes in silicon dioxide”. In Insulating Filmson Semiconductors, J. F. Verweij and D. R. Wolters, eds., pp. 112–114. Elsevier Science Publishers, NorthHolland, 1983.

[41] D. J. Breed, “A new model for the negative voltage instability in MOS devices”, Applied Physics Letters,vol. 26, no. 3, pp. 116–118, 1975.

[42] L. P. Trombetta, F. J. Feigl, and R. J. Zeto, “Positive charge generation in metal-oxide-semiconductorcapacitors”, Journal of Applied Physics, vol. 69, no. 4, pp. 2512–2521, 1991.

[43] W. L. Warren and P. M. Lenahan, “A nature of the deep hole trap in MOS oxides”, IEEE Trans. NuclearScience, vol. NS-34, no. 6, pp. 1147–1151, 1987.

[44] R. K. Freitag, D. B. Brown, and C. M. Dozier, “Experimental evidence of two species of radiation inducedtrapped positive charge”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-40, no. 6, pp. 1316–1322, 1993.

[45] R. K. Freitag, D. B. Brown, and C. M. Dozier, “Evidence for two types of radiation-induced trappedpositive charge”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-41, no. 6, pp. 1828–1834, 1994.

[46] J. F. Conley Jr., P. M. Lenahan, A. J. Lelis, and T. R. Oldham, “Electron spin resonance evidence forthe structure of a switching oxide trap: Long term structural change at silicon dangling bond sites inSiO2”, Applied Physics Letters, vol. 67, no. 15, pp. 2179–2181, 1995.

[47] J. F. Conley Jr., P. M. Lenahan, A. J. Lelis, and T. R. Oldham, “Electron spin resonance evidencethat E′

γ center can behave as switching oxide trap”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-42, no. 6,pp. 1744–1749, 1995.

[48] D. M. Fleetwood, “‘Border traps’ in MOS devices”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-39, no. 2,pp. 269–271, 1992.

[49] M. V. Fischetti, R. Gastaldi, F. Maggoni, and A. Modelli, “Slow and fast states induced by hot electronsat Si-SiO2 interface”, Journal of Applied Physics, vol. 53, no. 4, pp. 3136–3144, 1982.

[50] D. M. Fleetwood, W. L. Warren, J. R. Schwank, P. S. Winokur, M. R. Shaneyfelt, and L. C. Riewe,“Effects of interface traps and border traps on MOS postiradiation annealing response”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-42, no. 6, pp. 1698–1707, 1995.

[51] A. J. Lelis and T. R. Oldham, “Time dependence of switching oxide traps”, IEEE Trans. Nuclear Science,vol. NS-41, no. 6, pp. 1835–1843, 1994.

[52] B. E. Deal, “Standardized terminology for oxide charges associated with thermally oxidized silicon”,IEEE Trans. Electron Devices, vol. ED-27, pp. 606–608, 1980.

[53] R. E. Stahlbush, “Slow and fast state formation caused by hydrogen”. In The Physics and Chemistryof SiO2 and the Si-SiO2 Interface, H. Z. Massoud, E. H. Poindexter, and C. R. Helms, eds., vol. 96-1,pp. 525–537. The Electrocemical Society, Pennington, 1996.

[54] J. R. Schwank, D. M. Fleetwood, M. R. Shaneyfelt, P. S. Winokur, C. L. Axness, and L. C. Riewe,“Latent interface-trap buildup and its implications for hardness assurance”, IEEE Trans. Nuclear Science,vol. NS-39, no. 6, pp. 1953–1963, 1992.

[55] F. B. McLean, “A framework for understanding radiation-induced interface states in SiO2 MOS struc-tures”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-27, no. 6, pp. 1651–1657, 1980.

[56] P. S. Winokur, H. E. Boesch Jr., J. M. McGarrity, and F. B. McLean, “Field- and time-dependentradiation effects at the SiO2/Si interface of hardened MOS capacitors”, IEEE Trans. Nuclear Science,vol. NS-24, no. 6, pp. 2113–2118, 1977.

[57] N. S. Saks, C. M. Dozier, and D. B. Brown, “Time dependence of interface trap formation in MOSFETsfollowing pulsed irradiation”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-35, no. 6, pp. 1168–1177, 1988.

[58] S. K. Lai, “Two carrier nature of interface-state generation in hole trapping and radiation damage”,Applied Physics Letters, vol. 39, no. 1, pp. 58–60, 1981.

[59] S. K. Lai, “Interface trap generation in silicon dioxide when electrons are captured by trapped holes”,Journal of Applied Physics, vol. 54, no. 5, pp. 2540–2546, 1983.

[60] G. J. Hu and W. C. Johnson, “Relationship between x-ray-produced holes and interface states in metal-oxide-silicon capacitors”, Journal of Applied Physics, vol. 54, no. 3, pp. 1441–1444, 1983.

[61] S. T. Chang, J. K. Wu, and S. A. Lyon, “Amphoteric defects at the Si–SiO2 interface”, Applied PhysicsLetters, vol. 48, no. 10, pp. 662–664, 1986.

[62] S. J. Wang, J. M. Sung, and S. A. Lyon, “Relationship between hole trapping and interface state gener-ation in metal-oxide-silicon structures”, Applied Physics Letters, vol. 52, no. 17, pp. 1431–1433, 1988.

[63] P. U. Kenkare and S. A. Lyon, “Relationship between trapped holes, positive ions and interface states inirradiated Si-SiO2 structures”, Applied Physics Letters, vol. 55, no. 22, pp. 2328–2330, 1989.

[64] D. L. Griscom, D. B. Brown, and N. S. Saks, “Nature of radiation-induced point defects in amorphousSiO2 and their role in SiO2–on–Si structures”. In The Physics and Chemistry of SiO2 and the Si-SiO2

Interface, C. R. Helms and B. E. Deal, eds., pp. 287–298. Plenum Press, New York, 1988.

[65] N. S. Saks and D. B. Brown, “Interface trap formation via the two-stage H+ process”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-36, no. 6, pp. 1848–1857, 1989.

[66] N. S. Saks and D. B. Brown, “Observation of H+ motion during interface trap formation”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-37, no. 6, pp. 1624–1631, 1990.

[67] N. S. Saks, D. B. Brown, and R. W. Rendell, “Effects of switched gate bias on radiation-induced interfacetrap formation”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-38, no. 6, pp. 1130–1139, 1991.

[68] D. B. Brown and N. S. Saks, “Time dependence of radiation-induced interface trap formation in metal-oxide-semiconductor devices as a function of oxide thickness and applied field”, Journal of AppliedPhysics, vol. 70, no. 7, pp. 3734–3747, 1991.

[69] R. E. Stahlbush, R. K. Lawrence, H. L. Hughes, and N. S. Saks, “Annealing of total dose damage:Redistribution of interface state density on (100), (110) and (111) orientation silicon”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-35, no. 6, pp. 1192–1196, 1988.

[70] M. R. Shaneyfelt, J. R. Schwank, D. M. Fleetwood, P. S. Winokur, K. L. Hughes, and F. W. Sexton,“Field dependence of interface-trap buildup in polysilicon and metal gate MOS devices”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-37, no. 6, pp. 1632–1640, 1990.

[71] E. H. Poindexter, “MOS interface states: overview and physicochemical perspective”, SemiconductorScience and Technology, vol. 4, pp. 961–969, 1989.

[72] G. J. Gerardi, E. H. Poindexter, and P. J. Caplan, “Interface traps and Pb centers in oxidized (100)silicon wafers”, Applied Physics Letters, vol. 49, no. 6, pp. 348–350, 1986.

[73] A. Stesmans and V. V. Afanas’ev, “Electron spin resonance features of interface defects in thermal(100)Si/SiO2”, Journal of Applied Physics, vol. 83, no. 5, pp. 2449–2457, 1998.

[74] R. E. Stahlbush, A. H. Edwards, D. L. Griscom, and B. J. Mrstik, “Post-irradiation cracking of H2 andformation of interface states in irradiated metal-oxide-semiconductor field-effect transistors”, Journal ofApplied Physics, vol. 73, no. 2, pp. 658–667, 1993.

[75] J. H. Stathis and L. Dori, “Fundamental chemical differences among Pb defects on (111) and (100) silcon”,Applied Physics Letters, vol. 58, no. 15, pp. 1641–1643, 1991.

[76] J. H. Stathis and E. Cartier, “Atomic hydrogen reactions with Pb centers at the (100) Si-SiO2 interface”,Physical Review Letters, vol. 72, no. 17, pp. 2745–2748, 1994.

[77] E. Cartier, J. H. Stathis, and D. A. Buchanan, “Passivation and depassivation of silicon dangling bondsat the Si/SiO2 interface by atomic hydrogen”, Applied Physics Letters, vol. 63, no. 11, pp. 1510–1512,1993.

[78] R. E. Stahlbush and A. H. Edwards, “Effects of introducing H2 into irradiated MOSFET’s from roomtemperature to 250oC”. In The Physics and Chemistry of SiO2 and the Si-SiO2 Interface, C. R. Helmsand B. E. Deal, eds., pp. 489–498. Plenum Press, New York, 1993.

[79] K. L. Brower, “Passivation of paramagnetic Si-SiO2 interface states with molecular hydrogen”, AppliedPhysics Letters, vol. 53, no. 6, pp. 508–510, 1988.

[80] K. L. Brower, “Dissociation kinetics of hydrogen-passivated (111) Si-SiO2 interface defects”, PhysicalReview B, vol. 42, no. 6, pp. 3444–3453, 1990.

[81] K. L. Brower and S. M. Myers, “Chemical kinetics of hydrogen and (111) Si-SiO2 interface defects”,Applied Physics Letters, vol. 57, no. 2, pp. 162–164, 1990.

[82] Y. Nishioka, E. F. da Silva, and T. P. Ma, “Equivalence between interface traps in SiO2/Si generated byradiation damage and hot-electron injection”, Applied Physics Letters, vol. 52, no. 9, pp. 720–722, 1988.

[83] J. T. Krick, P. M. Lenahan, and G. J. Dunn, “Direct observation of interfacial point defects generatedby channel hot hole injection in n-channel metal oxide silicon field effect transistors”, Applied PhysicsLetters, vol. 59, no. 26, pp. 3437–3439, 1991.

[84] J. H. Stathis and D. J. DiMaria, “Identification of an interface defect generated by hot electrons in SiO2”,Applied Physics Letters, vol. 61, no. 24, pp. 2887–2889, 1992.

[85] D. Vuillaume, D. Goguenheim, and J. C. Bourgoin, “Nature of the defects generated by electric fieldstress at Si-SiO2 interface”, Applied Physics Letters, vol. 58, no. 5, pp. 490–492, 1991.

[86] D. Vuillaume, D. Deresmes, and D. Stievenard, “Temperature-dependent study of spin-dependent recom-bination at silicon dangling bonds”, Applied Physics Letters, vol. 64, no. 13, pp. 1690–1692, 1994.

[87] M. H. White and M. R. Cricchi, “Characterization of thin-oxide MNOS memory transistors”, IEEETrans. Electron Devices, vol. ED-19, no. 12, pp. 1280–1288, 1972.

[88] S. K. Haywood and R. F. De Keersmaecker, “Hole trapping and interface state generation during bias-temperature stress of SiO2 layers”, Applied Physics Letters, vol. 47, no. 4, pp. 381–383, 1985.

[89] D. A. Buchanan and D. J. DiMaria, “Interface and bulk generation in metal-oxide-semiconductor capac-itors”, Journal of Applied Physics, vol. 67, no. 12, pp. 7439–7452, 1990.

[90] N. S. Saks, R. B. Klein, R. E. Stahlbush, B. J. Mrstik, and R. W. Rendell, “Effects of post-stress hydrogenannealing on MOS oxides after Co-60 irradiation or Fowler–Nordheim injection”, IEEE Trans. NuclearScience, vol. NS-40, no. 6, p. 1341, 1993.

[91] R. A. B. Devine, J-L. Leray, and J. Margail, “Ultraviolet radiation induced defect creation in buriedSi–SiO2 layers”, Applied Physics Letters, vol. 59, no. 18, pp. 2275–2277, 1991.

[92] A. D. Marwick and D. R. Young, “Measurements of hydrogen in metal-oxide-semiconductor structuresusing nuclear reaction profiling”, Journal of Applied Physics, vol. 63, no. 7, pp. 2291–2298, 1988.

[93] M. J. Johnson and D. M. Fleetwood, “Correlation between latent interface trap buildup and 1/f noisein metal-oxide-semiconductor transistors”, Applied Physics Letters, vol. 70, no. 9, pp. 1158–1160, 1997.

[94] P. J. McWhorter and P. S. Winokur, “Simple technique for separating the effects of interface traps andtrapped-oxide charge in metal-oxide-semiconductor transistors”, Applied Physics Letters, vol. 48, no. 1,pp. 133–1135, 1986.

[95] V. V. Emelianov, A. V. Sogoyan, S. V. Cherepko, O. V. Meshurov, V. N. Ulimov, A. I. Chumakov,V. I. Rogov, and A. Y. Nikiforov, “Thermal and field dependencies of latent relaxation processes inirradiated MOS devices”, Proc. 4th European Conf. on Radiation and its Effects on Devices and Systems(RADECS’97), u stampi, Cannes, 1997.

[96] G. Singh, K. F. Galloway, and T. J. Russel, “Temperature-induced rebound in power MOSFETs”, IEEETrans. Nuclear Science, vol. NS-34, no. 6, pp. 1366–1369, 1987.

[97] D. M. Fleetwood, “Long-term annealing study of midgap interface-trap charge neutrality”, AppliedPhysics Letters, vol. 60, no. 23, pp. 2883–2885, 1992.

[98] D. M. Fleetwood, M. R. Shaneyfelt, L. C. Riewe, P. S. Winokur, and R. A. Reber Jr., “The role of bor-der traps in MOS high-temperature postirradiation annealing response”, IEEE Trans. Nuclear Science,vol. NS-40, no. 6, pp. 1323–1334, 1993.

[99] M. L. Reed and J. D. Plummer, “Si-SiO2 interface trap production by low-temperature thermal process-ing”, Applied Physics Letters, vol. 51, no. 7, pp. 514–516, 1987.

[100] M. L. Reed, Si-SiO2 interface trap anneal kinetics. Stanford: Stanford University, Ph. D. thesis, 1987.

[101] S. M. Sze, Physics of Semiconductor Devices. New York: Wiley, 1981.

[102] S. Dimitrijev, S. Golubovic, D. Zupac, M. Pejovic, and N. Stojadinovic, “Analysis of gamma-radiationinduced instabilities in CMOS transistors”, Solid-State Electronics, vol. 32, no. 5, pp. 349–353, 1989.

[103] A. S. Johnston, “Super-recovery of total dose damage in MOS devices”, IEEE Trans. Nuclear Science,vol. NS-31, no. 6, pp. 1427–1433, 1984.

[104] K. F. Galloway, M. Gaitan, and T. J. Russel, “A simple model for separating interface and oxide chargeeffects in MOS devices characteristics”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-31, no. 6, pp. 1497–1501,1984.

[105] S. Dimitrijev and N. Stojadinovic, “Analysis of CMOS transistor instabilities”, Solid-State Electronics,vol. 30, no. 5, pp. 991–1003, 1987.

[106] D. Zupac, K. F. Galloway, P. Khosropour, S. R. Anderson, and R. D. Schrimf, “Separation of effects ofoxide-trapped charge and interface-trapped charge on mobility in irradiation power MOSFETs”, IEEETrans. Nuclear Science, vol. NS-40, no. 6, pp. 1307–1315, 1993.

[107] D. Zupac, K. F. Galloway, R. D. Schrimf, and P. Augier, “Radiation-induced mobility degradation in p-channel double-diffused metal-oxide-semiconductor power transistors at 300 and 77K”, Applied PhysicsLetters, vol. 73, no. 6, pp. 2910–2915, 1993.

[108] D. Zupac, K. F. Galloway, R. D. Schrimf, and P. Augier, “Effects of radiation-induced oxide-trappedcharge on inversion-layer hole mobility at 300 and 77K”, Journal of Applied Physics, vol. 60, no. 25,pp. 3156–3158, 1992.

[109] M. Pejovic, G. Ristic, and A. Jaksic, “Formation and passivation of interface traps in irradiated n-channelpower VDMOSFETs during thermal annealing”, Applied Surface Science, vol. 108, pp. 141–148, 1997.

[110] M. Pejovic and G. Ristic, “Creation and passivation of interface traps in irradiated MOS transistorsduring annealing at different temperatures”, Solid-State Electronics, vol. 41, no. 5, pp. 715–720, 1997.

[111] G. S. Ristic, M. M. Pejovic, and A. B. Jaksic, “Numerical simulation of creation-passivation kinetics ofinterface traps in irradiated n-channel power VDMOSFETs during thermal annealing with various gatebiases”, Microelectronic Engineering, prihvacen za publikovanje.

[112] G. S. Ristic, M. M. Pejovic, and A. B. Jaksic, “Modelling of kinetics of creation and passivation ofinterface traps in metal-oxide-semiconductor transistors during postirradiation annealing”, Journal ofApplied Physics, vol. 83, no. 6, pp. 2994–3000, 1998.

[113] J. S. Brugler and P. G. Jespers, “Charge pumping in MOS devices”, IEEE Trans. Electron Devices,vol. ED-16, no. 3, pp. 297–302, 1969.

[114] A. B. M. Elliot, “The use of charge pumping currents to measure surface state densities in MOS transis-tors”, Solid-State Electronics, vol. 19, pp. 241–247, 1976.

[115] G. Groeseneken, H. E. Maes, N. Beltran, and R. F. De Keersmaecker, “A reliable approach to charge-pumping measurements in MOS transistors”, IEEE Trans. Electron Devices, vol. ED-31, no. 1, pp. 42–53,1984.

[116] P. Habas, Z. Prijic, D. Pantic, and N. D. Stojadinovic, “Charge-pumping charcterization of SiO2/Siinterface in virgin and irradiated power VDMOSFETs”, IEEE Trans. Electron Devices, vol. ED-43,no. 12, pp. 2197–2209, 1996.

[117] P. Heremans, J. Witters, G. Groeseneken, and H. E. Maes, “Analysis of the charge pumping technique andits application for the evalution of MOSFET degradation”, IEEE Trans. Electron Devices, vol. ED-36,pp. 1318–1335, 1989.

[118] A. Jaksic and P. Igic, “Use of charge pumping for characterising interface traps during thermal annealingof irradiated power VDMOSFETs”, Electronics Letters, vol. 32, no. 23, pp. 2183–2184, 1996.

[119] S. Glasstone, Udzbenik fizicke hemije. Beograd: Naucna knjiga, 1975.

[120] M. L. Reed and J. D. Plummer, “Chemistry of Si-SiO2 interface trap annealing”, Journal of AppliedPhysics, vol. 63, no. 12, pp. 5776–5793, 1988.

[121] E. H. Poindexter, “Chemical reactions of hydrogenous species in the Si-SiO2 system”, Journal of Non-Crystalline Solids, vol. 187, pp. 257–263, 1995.

[122] D. B. Brown, D. I. Ma, C. M. Dozier, and M. C. Peckerar, “Thermal annealing of radiation induceddefects: A diffusion-limited process?”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-30, no. 6, pp. 4059–4063,1983.

[123] W. H. Press, B. P. Flannery, S. A. Tenkolsky, and W. T. Vetterling, Numerical Recipes. Cambridge:Cambridge University Press, 1986.

[124] J. Crank, The Mathematics of Diffusion. Oxford: Clarendon, 1975.

[125] V. Danchenko, U. D. Desai, and S. S. Brashears, “Characteristics of thermal annealing of radiationdamage in MOSFETs”, Journal of Applied Physics, vol. 39, no. 5, pp. 2417–2424, 1968.

[126] A. Mallik, J. Vasi, and A. N. Chandorkar, “The nature of the hole traps in reoxidized nitrided oxide gatedielectrics”, Journal of Applied Physics, vol. 74, no. 4, pp. 2665–2668, 1993.

[127] M. Bertolino, Numericka analiza. Beograd: Naucna knjiga, 1981.

[128] V. Danchenko, E. G. Stassinopoulos, P. H. Fang, and S. S. Brashears, “Activation energies of thermalannealing of radiation-induced damage in n- and p-channels of CMOS integrated circuits”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-27, no. 6, pp. 1658–1664, 1980.

[129] H. L. Hughes and R. A. Giroux, “Space radiation affects MOS FET’s”, Electronics, vol. 37, p. 58, 1964.

[130] A. G. Holmes-Siedle, “The space charge dosimeter-General principles of a new method of radiationdosimetry”, Nuclear Instruments and Methods, vol. 121, pp. 169–179, 1974.

[131] L. Adams and A. Holmes-Siedle, “The development of MOS dosimetry unit for use in space”, IEEETrans. Nuclear Science, vol. NS-18, no. 6, pp. 1607–1612, 1978.

[132] A. Holmes-Siedle and L. Adams, “RADFET: A review of the use of metal-oxide-silicon devices as inte-grating dosimeters”, Radiation Physics and Chemistry, vol. 28, no. 2, pp. 235–244, 1986.

[133] L. Adams, E. J. Daly, R. Harboe-Sorensen, A. G. Holmes-Siedle, A. K. Ward, and R. A. Bull, “Mea-surements of SEU and total dose in geostationary orbit under normal and solar flare conditions”, IEEETrans. Nuclear Science, vol. NS-38, no. 6, pp. 1686–1692, 1991.

[134] G. F. MacKay, I. Thomson, A. Ng, and N. Sultan, “Applications of MOSFET dosimeters on MIR andBION satellites”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-44, no. 6, pp. 2048–2051, 1997.

[135] R. C. Hughes, D. Huffman, J. V. Snelling, T. E. Zipperian, A. J. Ricco, and C. A. Kelsey, “Miniatureradiation dosimeter for in vivo radiation measurements”, Int. J. Radiat. Oncol. Biol. Phys, vol. 14,pp. 963–967, 1988.

[136] D. J. Gladstone, L. M. Chin, and A.G. Holmes-Siedle, “MOSFET radiation detectors used as patientradiation dose monitors during radiotherapy”, 33rd. Ann. Mtg. Am, Assoc. of Physicists in Medicine,San Francisco, 1991.

[137] A. Holmes-Siedle, privatna komunikacija.

[138] I. Thomson, R. E. Thomas, and L. P. Berndt, “Radiation dosimetry with MOS sensors”, RadiationProtection Dosimetry, vol. 6, pp. 121–124, 1983.

[139] D. J. Gladstone and L. M. Chin, “Automated data collection and analysis system for MOSFET radiationdetectors”, Medical Physics, vol. 18, no. 3, pp. 542–548, 1991.

[140] J. S. Leffler, S. R. Lindgren, and A. G. Holmes-Siedle, “Applications of RADFET dosimeters to equipmentradiation qualification and monitoring”, Trans. of the American Nuclear Society, vol. 60, pp. 535–536,1989.

[141] A. K. Ward, N. Blower, L. Adams, J. Doutreleau, A. Holmes-Siedle, M. Pignol, J. J. Berneron, andM. Mehlen, “The meteosat-p2 radiation effects experiment”, Proc. 40th Congress of the InternationalAstronautical Federation, pp. 151–159, Malaga, Spain, 1989.

[142] L. S. August, “Design criteria for a high-dose MOS dosimeter for use in space”, IEEE Trans. NuclearScience, vol. NS-31, no. 1, pp. 801–803, 1984.

[143] L. S. August and R. R. Circle, “Advantages of using a PMOS FET dosimeter in high-dose radiationeffects testing”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-31, no. 6, pp. 1113–1115, 1984.

[144] A. Kelleher, M. O’Sullivan, J. Ryan, B. O’Neal, and W. Lane, “Development of the radiation sensitivityof PMOS dosimeters”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-39, no. 3, pp. 342–346, 1992.

[145] W. R. Dawes Jr. and J. R. Schwank, “An IC compatible ionizing radiation detector”, IEEE Trans.Nuclear Science, vol. NS-28, no. 6, pp. 4152–4155, 1981.

[146] A. Kelleher, N. McDonnell, J. Ryan, B. O’Neill, W. Lane, and L. Adams, “The effects of gate-oxideprocess variations on the long-term fading of PMOS dosimeters”, Sensors and Actuators A, vol. 37-38,pp. 370–374, 1993.

[147] A. Kelleher, N. McDonnell, B. O’Neill, W. Lane, and L. Adams, “Investigation of long term fading inPMOS dosimeters”, Proc. 2nd ESA Electronic Components Conference, pp. 307–312, Noordwijk, 1993.

[148] B. O’Connel, Increasing the radiation sensitivity of pMOS dosimeters. Cork: National University ofIreland, Master Thesis, 1995.

[149] A. Enright, The development of dual dielectrics in PMOS dosimeters. Cork: National University ofIreland, Master Thesis, 1996.

[150] B. O’Connell, A. Enright, C. Conneely, W. Lane, and L. Adams, “Improving the sensitivity of PMOSdosimeters using dual dielectrics”, Proc. 4th European Conf. on Radiations and their Effects on Devicesand Systems (RADECS’97), u stampi, Cannes, 1997.

[151] R. C. Hughes, W. R. Dawes Jr., W. J. Meyer, and S. W. Yoon, “Dual dielectric silicon metal-oxide-semiconductor field-effect transistors as radiation sensors”, Journal of Applied Physics, vol. 65, p. 1972,1989.

[152] G. Ristic, S. Golubovic, and M. Pejovic, “P-channel metal-oxide-semiconductor dosimeter fading depen-dencies on gate bias and oxide thickness”, Applied Physics Letters, vol. 66, no. 1, pp. 88–89, 1995.

[153] G. Ristic, S. Golubovic, and M. Pejovic, “Sensitivity and fading of pMOS dosimeters with thick gateoxide”, Sensors and Actuators A. Physical, vol. A 51, pp. 153–158, 1996.

[154] A. Enright, privatna komunikacija.

[155] J. R. Schwank, S. B. Roeske, D. E. Beutler, D. J. Moreno, and M. R. Shaneyfelt, “A dose rate independentpMOS dosimeter for space applications”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-43, no. 6, pp. 2671–2678,1996.

[156] A. Holmes-Siedle and L. Adams, “The mechanisms of small instabilities in irradiated MOS transistors”,IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-30, no. 6, pp. 4135–4140, 1983.

[157] G. J. Brucker, S. Kronenberg, and F. Gentner, “Effects on package geometry, materials, and die designof energy dependence of pMOS dosimeters”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-42, no. 1, pp. 33–40,1995.

[158] Z. Savic, S. Stankovic, M. Kovacevic, and M. Petrovic, “Energy dependence of pMOS dosimeters”,Radiation Protection Dosimetry, vol. 64, no. 3, pp. 205–211, 1996.

[159] A. Kelleher, W. Lane, and L. Adams, “A design solution to increasing the sensitivity of pMOS dosimeters:The stacked RADFET approach”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-42, no. 1, pp. 48–51, 1995.

[160] B. O’Connel, A. Kelleher, W. Lane, and L. Adams, “Stacked RADFETs for increased radiation sensitiv-ity”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-43, no. 3, pp. 985–990, 1996.

[161] A. Kelleher, N. McDonnell, B. O’Neill, W. Lane, and L. Adams, “Investigation into the re-use of PMOSdosimeters”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-41, no. 3, pp. 445–451, 1994.

[162] A. Kelleher, W. Lane, and L. Adams, “Investigation of on-chip high temperature annealing of PMOSdosimeters”, IEEE Trans. Nuclear Science, vol. NS-43, no. 3, pp. 997–1001, 1996.

[163] G. Ristic, A. Jaksic, and M. Pejovic, “pMOS dosimetric transistors with two-layer gate oxide”, Sensorsand Actuators A. Physical, vol. A 63, pp. 129–134, 1997.

[164] G. Ristic, S. Golubovic, and M. Pejovic, “pMOS transistors for dosimetric application”, ElectronicsLetters, vol. 29, no. 18, pp. 1644–1646, 1993.

[165] G. Ristic, S. Golubovic, and M. Pejovic, “pMOS dosimeter with two-layer gate oxide operated at zeroand negative bias”, Electronics Letters, vol. 30, no. 4, pp. 295–296, 1994.

[166] Strucni izvestaj o realizaciji probnih uzoraka radijaciono-osetljivih MOS tranzistora. Nis: Ei-Poluprovodnici, 1991.

[167] N. Stojadinovic, M. Pejovic, S. Golubovic, G. Ristic, V. Davidovic, and S. Dimitrijev, “Effect of radiation-induced oxide-trapped charge on mobility in p-channel MOSFETs”, Electronics Letters, vol. 31, no. 6,pp. 497–498, 1995.