Modelling of insulating potential in ultra-thin (42 Å) silicon oxide film

Full Text

1. Постановка задачи

Сверхтонкие (с толщиной менее 5 нм) слои окисла кремния являются в настоящее время и останутся в перспективе минимум одного-двух десятков лет основным изолятором, используемым в производстве работающих и новых структур наноэлектроники [1]. На это указывают два обстоятельства. Во-первых, при термическом окислении кремния [2], особенно в его наиболее современной форме — радикальном термическом окислении с генерацией водяного пара у поверхности Si (in situ steam generation — ISSG) [3], — удается создавать бездефектные, практически не содержащие электронных ловушек пленки SiO₂ с высокими надежностными характеристиками. Это относится к активным элементам для электроизолирующих областей интегральных схем. Во-вторых, достигнуты толщины пленок оксида кремния под затвором в несколько атомных слоев [4]. А материалы-кандидаты на замену окисла кремния таких свойств еще не достигли. Таким образом, массовый переход в наноэлектронной технологии от пленок SiO₂ к изолирующим слоям из диэлектриков с проницаемостью, существенно большей, чем у диоксида кремния, или сегнетоэлектриков — это вопрос не ближайшего будущего.

Современные методы проектирования наноэлектронных элементов подразумевают проведение обширных компьютерных вычислений из первых принципов с целью создания численных моделей работы квантовых структур и предсказания значений параметров приборов на их основе [5]. Для построения волновых функций электронов у границы раздела (ГР) кремний–окисел необходимо задавать профиль потенциала в изолирующем слое. В то же время нет никаких теоретических оснований, разрешающих для неупорядоченных материалов, коими являются и окисел кремния, и рассматриваемые в качестве его замены различные керамики, представлять волновую функцию электрона в типичном для метода эффективной массы виде — произведения медленно изменяющейся амплитуды и осциллирующей на атомных расстояниях функции координат [6]. Тем не менее фактически этим представлением пользуется абсолютное большинство исследователей электронных явлений на ГР полупроводник–SiO₂. Начиная с 70-х годов прошлого века были проведены в рамках метода эффективной массы расчеты различных квантовых эффектов и развита теория двумерного электронного газа [7]. Применение для описаний явлений на контактах с окислом уравнения Шредингера с эффективной массой электрона m означает, что используемый рельеф потенциала в изолирующем промежутке U(z) (z – координата по нормали к ГР Si–SiO₂) и значение m должны быть некими величинами, которые после всех расчетов приводят к совпадающим с экспериментом результатам. Таким образом, функцию U(z) и величину m нужно определять из измерений на пленках SiO₂ в опытах, результаты которых зависят от потенциального рельефа в окисле. Для этих целей наиболее подходят эксперименты по туннелированию электронов сквозь изолирующий барьер. Отметим, что при такой постановке эффективные потенциальный рельеф U(z) и масса m становятся зависимыми от индивидуальных особенностей объекта исследований — толщины пленки изолятора и технологии приготовления образца.

Атомная структура неупорядоченного окисла кремния не стыкуется с кристаллическими решетками полупроводников, из которых приготовляются активные элементы наноэлектроники. Поэтому на ГР Si–SiO₂ возникает переходный слой, и его минимальная толщина при термическом окислении кремния составляет 2 атомных слоя [8]. Для сверхтонких оксидов переходы между кристаллической подложкой и SiО₂, а также между окислом и затвором, например, из поли-Si, занимают от 35 до 100 процентов объема сверхтонкого изолятора [8]. Чем тоньше диэлектрик, тем выше доля переходных слоев в его объеме, и тем сильнее свойства его и массивного окисла различаются. Контакты кристаллической подложки с окислом и SiО₂ с поликремнием или иным материалом затвора формируются в неодинаковых технологических процессах и поэтому имеют разную кристаллическую структуру. Следовательно, нужно ожидать и разных, несимметричных по форме координатных зависимостей профиля изолирующего потенциала на этих ГР. Последнее обстоятельство согласуется с результатами экспериментов [9, 10].

Алгоритм построения из экспериментальных туннельных вольт-амперных характеристик (ВАХ) сверхтонких слоев SiO₂ зависимостей эффективного изолирующего потенциала от координаты и величины массы туннелирующего электрона был построен в [11] и далее развит в [12]. Решение задачи обращения экспериментальных данных основано на вычислении из полевых зависимостей туннельного тока $I\left(V\right)$ на ветвях ВАХ обеднения и обогащения кремния функций

$f\left(V\right)={\left[\frac{z_2\left(V\right)}{H}\right]}^{3/2}-{\left[\frac{z_1\left(V\right)}{H}\right]}^{3/2}.$

Здесь $V=\left|V_i\right|$, $V_i$ — падение внешнего напряжения на окисле, $z_1\left(V\right)$ и $z_2\left(V\right)$ — координаты ближней и дальней точек поворота, $H$ — толщина слоя SiO₂. В работе [11] было показано, что

$f\left(V\right)=-\frac{4{\overline{V}}^{1/2}}{\pi }\underset{0}{\overset{x_{\max }}{\int }}\stackrel{•}{\Phi }\left(V+x^2\right)dx,$ (1)

где $\overline{V}=\left(\frac{9{\hslash }^2}{32m{H}^{2}q}\right)$ — константа с размерностью напряжения, $\hslash$ — постоянная Планка, $q$ — элементарный заряд, $x_{\max }={\left(V_{\max }-V\right)}^{1/2}$ — максимальное значение переменной интегрирования, $V_{\max }$ — падение напряжения на слое окисла, отвечающее снятию изолирующего барьера,

$\stackrel{•}{\Phi }\left(V\right)=-\frac{d}{dV}\ln \left[\frac{I\left(V\right)}{I_{\ast }}\right]<\mathrm{0,}$

$I_{\ast }$ — нормировочное значение туннельного тока. В реальной экспериментальной ситуации подаваемые напряжения ограничены из-за опасности пробоя образца $V<V_{II}$ ($V_{II}$ — максимальное напряжение, при котором фиксируется туннельный ток). Для окисла кремния характерно $V_{II}<V_{\max }$, поэтому в [11, 12] функцию $f\left(V\right)$ разделяли на две части:

$f\left(V\right)=\overline{f}\left(V\right)+\widehat{f}\left(V\right),$

$\overline{f}\left(V\right)=\frac{4{\overline{V}}^{\left(1/2\right)}}{\pi }\underset{0}{\overset{x_{{\rm I}{\rm I}}}{\int }}\left[-\stackrel{•}{\Phi }\left(V+x^2\right)\right]dx,$

$x_{II}={\left(V_{II}-V\right)}^{1/2}$, а добавок $\widehat{f}\left(V\right)$ вычисляли для модельного вида потенциала U(z) с параметрами, максимально сближающими экспериментальную и модельную ВАХ. Такой подход оправдан, если в достаточно широком диапазоне напряжений удовлетворяется соотношение $\overline{f}\left(V\right)\gg \widehat{f}\left(V\right)$ (именно для проверки выполнения этого неравенства в [11, 12] и рассчитывались функции $\widehat{f}\left(V\right)$), иначе при дальнейшем рассмотрении будет получаться не реальная картина, а смоделированная).

Если область напряжений, где проводились измерения ВАХ, слишком узка, $V_{II}\ll V_{\max }$, то реализуется случай $\overline{f}\left(V\right)\le \widehat{f}\left(V\right)$. В этих условиях недостаточно данных опыта для построения реальной зависимости U(z), и приходится ограничиваться только модельными представлениями о потенциальном рельефе.

Цель данной работы — рассмотреть методы построения моделей профиля изолирующего потенциала и проанализировать получающиеся результаты именно для таких экспериментальных случаев.

2. Экспериментальные данные и построениe модели профиля потенциала из полевых зависимостей туннельного тока через сверхтонкий изолирующий слой

В качестве исходных экспериментальных данных были приняты результаты опытов, приведенные в работе [10]. Образцы представляли собой структуры на кремниевой подложке с полевым электродом Al–n⁺–Si: P (концентрация доноров в поликремнии $N_d^{+}\approx {10}^{20}ñ{ì}^{-3}$, площадь полевого электрода $S=1.6\cdot {10}^{-3}ñ{ì}^2$), изолированным от (100) n–Si слоем полученного при высокотемпературном окислении SiО₂ с оптической толщиной $h\cong$4.2 нм. Измерения [10] ВАХ и вольт-фарадных характеристик (ВФХ) образцов проводились в специальном нестационарном режиме, когда значения высокочастотных емкостей и тока отвечают одному и тому же состоянию образца. Данные высокочастотных ВФХ МОП-структур позволяют определить зависимости от полевого напряжения изгиба зон в полупроводнике и падения внешнего напряжения на изолирующем слое V_i. Подробности, касающиеся как свойств исследованных структур, так и методов измерений и обработки их результатов, приведены в [10]. На рис. 1 показаны экспериментальные зависимости тока через окисел от модуля падения напряжения на изолирующем слое при положительной (инжекция электронов из полупроводника, ветвь обогащения кремния свободными электронами) и отрицательной (инжекция электронов из полевого электрода, ветвь обеднения кремния свободными электронами) полярностях $V_{\max }\zeta \gamma$

 

Рис. 1. Экспериментальные зависимости логарифма туннельного тока МОП-структур от напряжения: 1 — ветвь ВАХ, отвечающая обеднению полупроводника, 2 — ветвь ВАХ, отвечающая обогащению полупроводника.

 

Графики ветвей тока построены в логарифмическом масштабе:

${\Phi }_{обог}\left(V\right)=-\ln \left[I\left(V\right)/I_{\ast }\right]$ для $V_g>0$,

${\Phi }_{обедн}\left(V\right)=-\ln \left[\left|I\left(V\right)/I_{\ast }\right|\right]$ для $V_g<0$,

где $V_g$ — полевое напряжение, $V=\left|V_i\right|$, нормировочное значение тока $I_{*}={10}^{-12}A$ Максимальные напряжения, при которых фиксировался ток, составили для ветвей обеднения и обогащения кремния соответственно $V_{II}$ = 4.5 и 3.5 В. Фактически функции $\Phi \left(V\right)$ рассматриваются как аналог показателя экспоненты в квантово-механической вероятности туннелирования сквозь барьер, поэтому возникает знак минус перед логарифмом. Как следует из выражения (1), информация о рельефе потенциала в изолирующем слое содержится в производных от функций $\Phi \left(V\right)$. Поэтому, а не только из необходимости избавиться от привязки к нормировочному значению тока $I_{\ast }$, требуется вычислить зависимости ${\stackrel{•}{\Phi }}_{обедн}\left(V\right)$ и ${\stackrel{•}{\Phi }}_{обог}\left(V\right)$. Поскольку (см. рис. 1) экспериментальные данные зашумлены, для взятия производных нужно использовать метод регуляризации Тихонова [13]. В соответствии с [14] для сглаживания по Гауссу имеем

$\frac{\begin{array}{l}{a}_r\end{array}}{H}\frac{\begin{array}{l}(a_1/H)\end{array}}{1-(a_r/H)}$ (2)

где параметр ε имеет смысл разрешения по переменной V. С ростом ε систематическая ошибка счета увеличивается, а связанная с шумом — падает. Путем перебора значений ε было установлено, что в середине интервала измеренных напряжений минимальная сумма систематической и шумовой погрешностей достигается при ε = 0.3 В. Результаты дифференцирования показаны на рис. 2.

Из-за нелокальности функционала (2) и в связи с отсутствием данных за границами измеренного диапазона напряжений в окрестности минимального и максимального $V$ возникает “краевой эффект” — систематическая ошибка счета резко нарастает. Поэтому вблизи $V_{II}$ кривые построены линейной интерполяцией результатов из близлежащих “надежных” интервалов, а в области малых напряжений резко нарастающие “хвосты” заменены константами (см. пунктир на рис. 2).

 

Рис. 2. Производные от экспериментальных зависимостей логарифма туннельного тока от напряжения: 1 — ветвь ВАХ, отвечающая обеднению полупроводника, 2 — ветвь ВАХ, отвечающая обогащению полупроводника; пунктиром отмечены области вблизи минимального и максимального напряжений, построенные интерполяцией результатов из близлежащих “надежных” интервалов.

 

Для формирования модели профиля изолирующего потенциала будем использовать трапецеидальную форму зависимости от координат:

$\begin{array}{c}{U}_{мод}\left(z\right)=\\ =U_{\ast }\left\{\begin{array}{l}\mathrm{0,}0<z<a_l-b_l,\\ \frac{z-a_l}{b_l}+\mathrm{1,}{a}_l-b_l<z<a_l,\\ \mathrm{1,}{a}_l<z<H-a_r,\\ -\frac{z-\left(H-a_r\right)}{b_r}+\mathrm{1,}H-a_r<z<H-\left(a_r-b_r\right),\\ \mathrm{0,}H-\left(a_r-b_r\right)<z<H.\end{array}\right.\end{array}$ (3)

Параметры этого потенциала — высота барьера $U_{\ast }$ и безразмерные характеристики угловых точек $a_l/H,b_l/H,a_r/H,b_r/H$ — должны подчиняться неравенствам $\frac{b_l}{H}<\frac{a_l}{H}<1-\frac{a_r}{H},\frac{a_r}{H}>\frac{b_r}{H}.$

Выбор такой формы рельефа удобен тем, что боковые склоны трапеции имитируют переходные слои, а постоянная величина малого основания — объем однородного окисла кремния. Построение профиля потенциала в виде (3) уже применялось ранее [12] для расчета начального шага процедуры последовательных приближений. Однако использовать данные [12] для нашего образца опасно: как уже указывалось в разд. 1, эффективные потенциальный рельеф U(z) и масса m зависят от индивидуальных особенностей объекта исследований — толщины пленки изолятора и технологии приготовления образца. Ниже будут проанализированы и общие, и зависимые от толщины окисла черты реального изолирующего профиля для различных сверхтонких SiO₂. Конкретные значения параметров потенциала и эффективной массы туннелирующего электрона определяли из условия максимального сближения модельной ${\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}\left(V\right)$ и экспериментальной $\stackrel{•}{\Phi }\left(V\right)$ характеристик. С этой целью путем перебора значений параметров функции (3) подбирали их комбинацию, минимизирующую функционал

$\begin{array}{c}\Omega =\frac{{\displaystyle \underset{0}{\overset{V_{II\text{обедн}}}{\int }}{\left[{\stackrel{•}{\Phi }}_{\text{обедн}}\left(V\right)-{\stackrel{•}{\Phi }}_{\text{мод обедн}}\left(V\right)\right]}^{2}dV}}{V_{IIобедн}}+\\ +\frac{{\displaystyle \underset{0}{\overset{V_{IIобог}}{\int }}{\left[{\stackrel{•}{\Phi }}_{обог}\left(V\right)-{\stackrel{•}{\Phi }}_{\text{мод обог}}\left(V\right)\right]}^{2}dV}}{V_{IIобог}}.\end{array}$ (4)

Зависимость ${\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}\left(V\right)$ вычисляли как

${\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}\left(V\right)=\frac{d}{dV}{\left(\frac{8m}{{\hslash }^2}\right)}^{1/2}\underset{z_{мод1}}{\overset{z_{мод2}}{\int }}{\left[U_{мод}\left(z\right)-\frac{qV}{H}z\right]}^{1/2}dz$

(координаты точек поворота рассчитывали исходя из выражения (3)) и учитывали, что уровни туннелирования на ветвях ВАХ, отвечающих обеднению и обогащению кремния, различаются на энергию Ферми электронов в полупроводнике:

$E_F=T\ln \frac{N_c}{N_d},$

где $T$ — температура в энергетических единицах, $N_c$ — эффективная плотность состояний в зоне проводимости кремния, $N_d$ — концентрация легирования полупроводника. Возможность пренебрежения шириной зоны уровней туннелирования по энергии для нашей задачи обоснована в [11]. Отметим, что разделение потенциала в изоляторе на две составляющие — собственное поле с профилем U(z) и внешнее поле $qV\left(z/H\right)$ — требует установления начала отсчета напряжения V. Удобно считать, что в равновесии V = 0. Тогда потенциал U(z) должен содержать вклады и от зарядов, фиксированных в изолирующем промежутке, и от контактной разности потенциалов полевой электрод–полупроводник.

 

Таблица 1. Связь констант, входящих в выражения для ${\mathit{\Phi }}_{\mathbf{м}\mathbf{о}\mathbf{д}}$, с параметрами модельного потенциала для разных ветвей ВАХ МОП-структуры

Ветви ВАХ	$V_{max}$	$\zeta$	$\eta$	$\chi$	$\gamma$
Обеднение	$\frac{\begin{array}{l}{U}_{*}H\end{array}}{q{a}_1}$	$\frac{\begin{array}{l}{a}_1\end{array}}{H}$	$\frac{\begin{array}{l}{a}_1\end{array}}{\begin{array}{l}{b}_1\end{array}}$	$\frac{\begin{array}{l}{a}_1\end{array}}{\begin{array}{l}{b}_r\end{array}}$	$\frac{\begin{array}{l}(a_1/H)\end{array}}{1-(a_r/H)}$
Обогащение	$\frac{\begin{array}{l}(U_{*}-E_F)\end{array}}{q{a_r}_{}}H$	$\frac{\begin{array}{l}{a}_r\end{array}}{H}$	$\frac{a_r{U}_{*}}{b_r\begin{array}{l}(U_{*}-E_F)\end{array}}$	$\frac{a_r{U}_{*}}{b_1\begin{array}{l}(U_{*}-E_F)\end{array}}$	$\frac{\begin{array}{l}(a_r/H)\end{array}}{1-(a_1/H)}$

 

Рис. 3. Зависимость функционала Ω от номера пятерки N5 параметров модельного трапецеидального потенциала для для m0/m =1.8

 

Для производных от модельных зависимостей при $V<\gamma V_{\max }$ получаем

$\begin{array}{c}{\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}=-\frac{{\zeta }^{3/2}\eta V_{\max }}{2{\overline{V}}^{1/2}}\frac{{\left(V_{\max }-V\right)}^{1/2}\left[V^2-\left(4-\eta \right)V_{\max }V+2\eta V_{\max }^2\right]}{{\left(\eta V_{\max }-V\right)}^2{V}^2}+\\ +{\left(\frac{\zeta }{\gamma }\right)}^{3/2}\frac{\chi V_{\max }}{2{\overline{V}}^{1/2}}\frac{{\left(\gamma V_{\max }-V\right)}^{1/2}\left[-V^2+\left(\chi +4\gamma \right)V_{\max }V+2\gamma \chi V_{\max }^2\right]}{{\left(\chi V_{\max }+V\right)}^2{V}^2},\end{array}$

а при $\gamma V_{\max }<V<V_{\max }$ –

${\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}=-\frac{{\zeta }^{3/2}\eta V_{\max }}{2{\overline{V}}^{1/2}}\frac{{\left(V_{\max }-V\right)}^{1/2}\left[V^2-\left(4-\eta \right)V_{\max }V+2\eta V_{\max }^2\right]}{{\left(\eta V_{\max }-V\right)}^2{V}^2},$

где $V_{\max }$ — напряжение снятия барьера. Выражения для констант, входящих в формулы для ${\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}$, приведены в табл. 1.

Минимизацию функционала (4) проводили отдельно по каждому значению эффективной массы m из набора $m/m_0=\mathrm{0.2,}0.4,\mathrm{...,}\mathrm{1.8,}2.0$ ($m_0$ — масса свободного электрона) путем перебора чисел $\Omega ,$ отвечающих разным комбинациям значений параметров функции $U_{мод}\left(z\right).$ Всего для каждой было рассмотрено более 27500 комбинаций и использована схема последовательных переходов ко все более сужающимся интервалам между соседними величинами исходных параметров зависимости (3). При всех значениях масс график зависимости $\Omega$ от номера комбинации параметров N_s функции $U_{мод}\left(z\right)$ носит осциллирующий характер (рис. 3).

 

Рис. 4. Модельный профиль изолирующего потенциала в МОП-структуре со сверхтонким окислом.

 

Локальным минимумам на этой зависимости соответствует форма трапеции (3) со сдвигом в сторону полевого электрода. На фоне числа

$\begin{array}{c}\Xi =\frac{{\displaystyle \underset{0}{\overset{V_{IIобедн}}{\int }}{\left[{\stackrel{•}{\Phi }}_{обедн}\left(V\right)\right]}^{2}dV}}{V_{IIобедн}}+\\ +\frac{{\displaystyle \underset{0}{\overset{V_{II\text{\hspace{0.17em}обог}}}{\int }}{\left[{\stackrel{•}{\Phi }}_{\text{\hspace{0.17em}обог}}\left(V\right)\right]}^{2}dV}}{V_{II\text{\hspace{0.17em}\hspace{0.17em}\hspace{0.17em}обог}}}=74.486{Â}^{-2}\end{array}$

минимальное и по массам, и по параметрам трапеции значение ${\Omega }_{\min }$ = 0.7232194 В^–2 выглядит привлекательно, и оно соответствует $m/m_0=1.8$ и комбинации U_* = 24.5 эВ, $a_l/H=0.133$, $a_r/H=\mathrm{0.6,}$ $b_l/H=\mathrm{0.014,}$ $b_r/H=\mathrm{0.333.}$ Причем при смене значения эффективной массы изменение у ${\Omega }_{\min }$ происходит только в третьем знаке после запятой. Вид модельного изолирующего рельефа для найденных параметров потенциала (3) представлен на рис. 4.

3. Обсуждение результатов

Найденное значение высоты изолирующего барьера U_* = 24.5 эВ приводит к напряжениям его снятия $V_{\max }\approx 184Â$ на ветви ВАХ обеднения кремния и $V_{\max }\approx 40.5Â$ на ветви обогащения. Поэтому, с одной стороны, для данных экспериментов реализуется случай $V_{II}\ll V_{\max },$ и поэтому более строгие построения реального потенциального профиля, чем применение модельных форм типа (3), проводить нельзя. С другой стороны, полученное в результате максимального сближения экспериментальных и модельных характеристик значение высоты изолирующего барьера U_* = 24.5 эВ выглядит завышенным. Оно существенно превосходит найденную ранее для более тонкого окисла (3.7 нм) величину U_* = 3.52 эВ [12]. По-видимому, сказываются недостатки, присущие модельному подходу построения профиля изолирующего потенциала. На смещение трапеции (3) в сторону кремния реакция функционала (4) резкая — величина ${\Omega }_{\min }$ повышается в десятки раз, а на увеличение величины эффективной массы туннелирующего электрона реакция слабая ${\Omega }_{\min }$–изменяется с ростом m лишь только в третьем знаке после запятой. Поскольку ${\stackrel{•}{\Phi }}_{мод}\propto {\left(m/U_{\ast }\right)}^{1/2},$ неточности в определении m приводят к таким же относительным ошибкам в значении U_*. Иная картина восстановления реального изолирующего рельефа возникает при процедуре последовательных приближений данных, относящихся к разным ветвям ВАХ [11, 12]. Способ определения значения эффективной массы туннелирующего электрона по наилучшему переходу с ростом номера приближения n ветвей $U_{обог}^{\left(n\right)}\left(z\right)$ и $U_{обедн}^{\left(n\right)}\left(z\right)$ в единую кривую потенциального рельефа оказывается в общем комплексе построения U(z) и поэтому более надежен.

Несмотря на перечисленные критические моменты модельного метода построения изолирующего профиля в сверхтонком слое окисла кремния, такой подход позволяет определить ряд общих черт для подзатворных пленок SiО₂ разной толщины. В первую очередь это касается пространственной области сосредоточения потенциала — высокий барьер занимает отнюдь не весь номинальный объем изолятора. Для образца, исследованного в данной работе, изолирующий потенциал сосредоточен в 0.4 объема SiО₂. Близкий результат получали и в случае окисла кремния толщиной 3.7 нм [12]. Еще одна важная общая деталь потенциального профиля подзатворных пленок SiО₂ разной толщины — их форма несимметрична по отношению к подложке и полевому электроду (см. рис. 4). Барьер “придвинут” к ГР с поликремнием, его склон со стороны затвора гораздо круче, чем со стороны подложки. В результате ВАХ подобных объектов имеют резко асимметричный вид — нарастание тока с напряжением на ветви ВАХ обогащения кремния гораздо сильнее, чем на ветви обеднения [9, 10].

Заключение

Обнаруженные ранее [12] и подтвержденные в данной работе общие черты потенциального профиля подзатворных сверхтонких пленок SiО₂ разной толщины — высокий барьер сосредоточен в менее половины их номинального объема и сдвинут к ГР с поликремнием — это важный результат исследований нанометровых кремниевых структур. Объяснение этого явления требует специальных исследований, в рамках данной статьи этот факт можно только констатировать.

В научном мире все более возрастает интерес к изолирующим слоям из диэлектриков с диэлектрической проницаемостью, большей, чем у диоксида кремния или сегнетоэлектриков. Имеет место постепенное уменьшение толщин этих материалов в работающих структурах с целью приближения к десяткам ангстрем. Поэтому развитие исследований потенциального профиля тонких изолирующих слоев следует ожидать на структурах с изолирующими материалами, заменяющими окисел кремния.

Авторы заявляют об отсутствии конфликта интересов.

Финансирование работы

Работа выполнена в рамках государственного задания ИРЭ им. В. А. Котельникова РАН (тема № 075-01110-23-01).

About the authors

E. I. Goldman

Frayzino branch Kotelnikov Institute of Radio-engineering and Electronics of RAS

Email: gvc@ms.ire.rssi.ru
Russian Federation, Vvedensky Square, 1, Fryazino, Moscow region, 141190

G. V. Chucheva

Frayzino branch Kotelnikov Institute of Radio-engineering and Electronics of RAS

Author for correspondence.
Email: gvc@ms.ire.rssi.ru
Russian Federation, Vvedensky Square, 1, Fryazino, Moscow region, 141190

I. A. Shusharin

Frayzino branch Kotelnikov Institute of Radio-engineering and Electronics of RAS

Email: gvc@ms.ire.rssi.ru
Russian Federation, Vvedensky Square, 1, Fryazino, Moscow region, 141190

References

Supplementary files