Effet Poole-Frenkel dans le monoxyde de silicium dope

Effet Poole-Frenkel dans le monoxyde de silicium dope

Solid State Communications, Vol. 19, pp. 451—454, 1976. Pergamon Press. Printed in Great Britain EFFET POOLE-FRENKEL DANS LE MONOXYDE DE SILICIUM D...

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Solid State Communications, Vol. 19, pp. 451—454, 1976.

Pergamon Press.

Printed in Great Britain

EFFET POOLE-FRENKEL DANS LE MONOXYDE DE SILICIUM DOPE J. Pinguet et S.S. Minn Laboratoire de Physique du Solide, U.E.R. de Physique, Université de Nantes, B.P. 1044, 44037, Nantes-Cedex, France (Received 21 November 1975; in revised form 22 February 1976 by M. Balkanski) L’influence du champ électrique sur les propriétés electriques des couches minces de monoxyde de siicium pur ou dope est examinée. Après analyse et confrontation des résultats expérimentaux en courant continu, en régime altematif et en courant thermiquement stimulé, on aboutit a la conclusion qu’il s’agit du méme effet Poole—Frenkel qui apparalt dans ces différentes circonstances. Cela s’explique en considérant les micro-hétérogénétiés. DE NOMBREUSES expériences16 ont montré qu’il existe un effet de champ dans la conduction electrique dans les structures métal/SiO/métal, les couches de SiO étant préparées par evaporation sous vide de S’O. L’effet peut provenir soit d’un phenomène d’interface entre l’isolant et le metal des electrodes (effet Schottky), soit d’un phénomène se produisant dans Ia masse de l’isolant (effet Poole—Frenkel). Ii semble maintenant bien acquis que la résistance électrique de ces structures est proportionnelle a l’épaisseur de l’isolant2’7’8 dans la mesure oü cette épaisseur est nettement supérieure a celle de Ia zone deplétee. Ccci impose que Ia barrière métal/isolant possède une résistance néglibeable par rapport a la couche isolante. L’effet de champ observe est donc lie au mécanisme de conduction dans Ic monoxyde de siicium. Le role negligeable de Ia barrière de potentiel a l’interface métal/isolant peut s’expliquer par le grand nombre de centres donneurs dans le monoxyde de siicum (plus de 1019cm3eV~).Dans ces conditions, la largeur de la zone ddplétée, L # [e/eg(E~)]~2 oü g(EF) est la densité au voisinage du niveau de Fermi, est inférieure a 30 A et les electrons peuvent franchir Ia barriêre par effet tunnel Plusieurs auteurs15 ont établi, pour l’effet Poole— Frenkel, une expression de l’intensité du courant en fonction du champ E, de la forme: .~

1~1/2

-

1

=

Jo exp



kT

(1)

D’autres6”0 ont constaté que l’expression de la résistivité: 1/2 P

Po exp



—0 kT

(2)

En accord avec Johansen6 et Simmons,1°nos experiences’1 ont vérifié, pour E> iO~V/rn une relation analogue a l’équation (2) avec 13 = 1,2 x iO~eV x (V/rn)”2, qu’il s’agisse de SiO pur ou dope d’impuretés métalliques a des concentrations allant jusqu’à 1021 atomes cm3. Si on adopte le modèle de Simmons,1°le coefficient (3 est independant de la concentration en inipuretés métalliques et sa valeur théorique est égale a 1,7 x l05eV (V/m)~2. Par ailleurs, II a été constaté12’13 en régime alternatif, un phénomène de polarisation de type de Debye en basse fréquence pour le monoxyde de siicium pur, dont le temps de relaxation moyen TD est Ia forme: (3) kT Nous avons montré’4 que 0’ est très proche de 0 et évalue avec la concentration en impuretés metalliques. En outre, nous avons mesuré les courants de dépolarisation thermiquement stimulés;15 les échantillons sont refroidis depuis une temperature TB jusqu’à une temperature T~sous une difference de potentiel constante VB et le courant de depolarization est mesuré au cours de la remontée de la temperature a une vitesse constante R = dT/dt. Nous avons constaté qu’audelà d’une certaine concentration d’impuretes métalliques, Ic pic H seul persiste. Pour fadiiter Ia cornprehension de cc qui suit, nous reproduisons,’5 dans la figure 1, le pic H pour différentents valeurs de VB. Si le courant provient de la relaxation des charges ayant toutes un méme temps de relaxation i~H, rD = TD

exp

—.

s’exprime en fonction de Ia temperature T par: A i T

i—

cadre mieux avec leurs résultats expérimentaux. I~et Po J[T(t)] = exp + exp dt (4) sont les facteurs preexponentiels lentement variables, 0 0 ° l’énergie d’activation et j3le coefficient de Poole—Frenkel. oi~tA est une constant proportionnelle au nombre de 451 —





.

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Vol. 19, No. 5

4 2x10

-

a

b

0

10~-

I I

0

100

200

300 T(K)

Fig. 1. Pic de courant thermiquement stimulé dans une structure A1/SiO/Al. La couche de SiO est dopée de 2,4 x l020atomes/cmm de Pt. TB = 300°K,T~,= 77°K,R= 50°/mn;V~= 8V(a), 4V(b), 3V(c), 2V(d), 1 V(e).

0’

100

-

JO 10’

I

I

charges initialement polarisées et TH est de Ia forme: 7H

V (%-‘)

~I (s~1)

Fig. 2. Densité des charges thermiquement stimulées en fonction de v = 1/rH dans une structure Al/SlO/Al. La couche de SiO est dopée de 2,4 x l020atomes/cmm de Pt. TB 142°K;VB = 8V(a), 4V(b), 2V(d), 1 V(e).

=

1O~

182

Fig. 3. Fonction de repartition des charges thermiquement stimulées en fonction de v = 1/TH dans une structure AI/SiO/A1. La couche de SiO est dopée de 2,4 x I020atomes/cmm de Pt. TB = 142°K;VB = 8V(a), V V 1V

I

IT’

1O~’

0 exp -p-—. (5) kT En fait, nous avons montré’6 qu’il existe une repartition continue des valeurs de TH et de 0” a l’intérieur d’un pic et qu’on peut determiner la densité des charges de polarisation thermiquement stimulées ainsi que leur fonction de repartition dépendant de v = 1/TH. Les Figs. 2 et 3

montrent respectivement la densité des charges et leur fonction de repartition pour l’échantfflon qui a donné le résultat de la Fig. 1. Sur la Fig. 3, l’horizontale F(v) = 0,5 permet d’accéder a Ia valeur médiane THM pour différentes valeurs de VB. Si le champ électrique de polarisation est faible, THM et TD sont sensiblement 5 La variation de THM avec le champ élecidentiques.’ trique appliqué lors de la polarisation est représentee sur la Fig. 4. THM a la forme suivante: 0” THM = THM exp (6) kT avec (3’ #1,5 x 105eV(V/m)~’2.On constate que cette —

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E

I LSIO+Cr 10’

-

0

10 •

a

\~

7V/)v2lO3

Fig. 4. Valeurs médianes du temps de relaxation en fonction de champs de polansation dans une structure Al/SiO/A1. m0atomes/cm3 La couche de Pt.deTB SiO= est 142°K. dopée de 2,4 x lO valeur • est très proche de in valeur theorique du coefficient de Poole—Frenkel. La conduction en courant continu est pruncipalement d’origine électronique, car quelle que soit la durée dc l’application d’un champ electnque constant, Ia valeur de I’intensité reste invariable. Si la conduction ionique était predominante, l’accumulation d’ions aux electrodes au cours du temps atténuerait l’intensité du courant dans les conditions de l’experience. La charge totale induite dont Ia valeur est représentee par l’aire du pic (Fig. 1) vane peu avec la concentration en impuretés métalliques. Au fur et a mesure que la concentration en impuretés métalliques croit, il est possible que le nombre de centres actifs reste sensiblement constant17 puisque SiO est amorphe, mais la position de ces sites se rapproche de Ia bande de conduction.’4 Si Ia polarisation était uniquement dUe a des sauts entre sites voisins, la longueur moyenne des sauts calculée entre ces sites serait de I’ordre de 50 A pour SiO, cc qui semble excessif. Ccci est en accord avec les résultats trouvés par Adachi et Shibata.8D’autre part, la frequence de transit entre sites est bien supérieure a 1/rD. Toutefois, a cause des microhétérogénétiés dUes au grand désordre dans les corps amorphes, il existe des

10

-



I I 3 ~‘I I 10 I T ~o-~ io~ icr 0 (5) Fig. 5. Résistivité en fonction dii temps de relaxation moyen de Debye de structures Al/SiO dope/Al. La droite pa méthode des moindres carrés: p 6,3est x obtenue 10 TD ~ar (S.I.). 106



fluctuations de potentiel’8 et des variations locales de resistivite.~ Ccci nous conduit alors a une relation théorique,2° valable quel que soit le champ électrique, de la forme: 7 P ~TD• () Cette proportionnailté entre la résistivité en courant continu et le temps de relaxation moyen en régime alternatif se vérifie bien dans nos experiences. En effet, TD vane avec la concentration en impuretés métalliques. Cette demière influant stir la résistivité, on obtient la courbe p(rD) de la Fig. 5: — —

=

2. 3.

(8)

D

oU a’ est voisin de a. L’effet Poole—Frenkel apparaissant sur p, on doit s’attendre a un effet analogue du champ stir TD et TH, cc que vérffient nos experiences. L’ensemble de ces résultats semblent montrer qu’il s’agit du méme effet en courant continu, en basse fréquence et en courant thermiquement stimulé.

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