Raport z działalności zakładu w 2009

ZAKŁAD CHARAKTERYZACJI STRUKTUR
NANOELEKTRONICZNYCH
Kierownik: doc. dr hab. inż. Henryk M. PRZEWŁOCKI
e-mail: [email protected], tel. (0-22) 548 77 50,
fax (0-22) 847 06 31
Zespół:
dr Paweł Borowicz, e-mail: [email protected],
dr inż. Tomasz Gutt, e-mail: [email protected],
mgr inż. Witold Rzodkiewicz, e-mail: [email protected],
mgr inż. Krzysztof Piskorski, e-mail: [email protected],
mgr inż. Tomasz Małachowski, e-mail: [email protected]
Osoby współpracujące:
mgr inż. Danuta Brzezińska, doc. dr inż. Lech Borowicz, Zbigniew Sawicki
1. Projekty badawcze realizowane w 2009 r.
W 2009 r. w Zakładzie Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych realizowano jeden projekt badawczy finansowany ze środków UE, jeden projekt krajowy
zamawiany i jeden projekt finansowany ze środków PO IG. Realizowane też były
cztery projekty własne MNiSzW oraz projekt statutowy w ramach ITE.
• “Silicon-Based Nanostructures and Nanodevices for Long Term Nanoelectronics
Applications” (”Nanostruktury i nanoprzyrządy oparte na krzemie dla perspektywicznych zastosowań w nanoelektronice”). Network of Excellence NANOSIL
(7. PR UE, nr kontraktu 216171, kierownik projektu: H. M. Przewłocki);
• “Opracowanie metod charakteryzacji parametrów podłoży SiC i ich powierzchni
granicznych z innymi materiałami oraz ich wykorzystanie do badania struktur
realizowanych w PBZ” (projekt badawczy nr 9/ES/G007/T02/2007, kierownik
projektu: H. M. Przewłocki);
• „Innowacyjne technologie wielofunkcyjnych materiałów i struktur dla nanoelektroniki, fotoniki, spintroniki i technik sensorowych” (InTechFun) (projekt
badawczy nr PO IG.01.03.01-00159/08-00, kierownik projektu: H. M. Przewłocki);
• “Opracowanie fotoelektrycznych, elektrycznych i optycznych metod badania
nowych generacji struktur MOS” (projekt badawczy 9/ES/G007/T02/2007, kierownik projektu: H. M. Przewłocki);
• „Eksperymentalne i teoretyczne badania właściwości fizycznych izolatorów
o wysokiej przenikalności elektrycznej w strukturach MOS” (projekt badawczy
nr 0646/B/T02/2008/35, kierownik projektu: W. Rzodkiewicz);
• “Opracowanie procedur pomiaru i identyfikacji oraz zbadanie różnych mechanizmów wymiany ładunku elektrycznego przez defekty w obrębie przerwy ener-
2
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
getycznej SiC na powierzchni granicznej SiC:SiO2 i w jej pobliżu” (projekt
badawczy, kierownik projektu: T. Gutt);
• „Opracowanie nowych fotoelektrycznych metod pomiaru i zbadanie rozkładów
parametrów elektrycznych struktury MOS w płaszczyźnie powierzchni bramki”
(projekt badawczy, kierownik projektu: K. Piskorski
• “Opracowanie i doskonalenie metod badania nanostruktur półprzewodnikowych”.
Etap I (projekt statutowy nr 1.11.058, kierownik projektu: H. M. Przewłocki).
2. Współpraca badawcza z partnerami
Wykonano liczne badania struktur nanoelektronicznych wytworzonych w laboratoriach zagranicznych. Poniżej przedstawiono dane dotyczące najważniejszych
partii tych struktur.
• W ramach działań w Europejskim Centrum Doskonałości NANOSIL otrzymano
do badania dwie partie struktur wytworzonych w firmie AMO GmbH (Aachen,
Niemcy), którym nadano nazwy He2 i He3.
Partia He2 zawiera cztery płytki z kondensatorami MOS o strukturze TiN-Gd2O3-SiO2-Si, przy czym płytki te różnią się między sobą grubością warstwy
Gd2O3, a także sposobem obróbki termicznej. Wyniki badań tej partii zostały
ujęte w referacie przedstawionym na seminarium NANOSIL (Cambridge,
Wielka Brytania, 2.07.2009).
Partia He3 zawiera dwie płytki (nr 6 i nr 8) ze strukturami do badań. Płytka nr 6
zawiera struktury TiN-GdSiO-Si i jest przeznaczona do badań elektrycznych,
optycznych i fotoelektrycznych. Wyniki badań elektrycznych i optycznych są
obecnie opracowywane. Badania fotoelektryczne tej partii są kontynuowane.
Płytka nr 8 jest to płytka krzemowa z naniesioną „grubą” (50 nm) warstwą
GdSiO, przeznaczona do badania widm Ramana charakterystycznych dla tego
typu warstw dielektrycznych.
• W ramach współpracy z firmą Acreo AB (Szwecja) wykonano charakteryzację
partii trzech płytek ze strukturami MOS na podłożach z węglika krzemu:
Al-SiO2-SiC-3C i Au-SiO2-SiC-3C.
• W ramach umowy o współpracy z Tokyo Institute of Technology wykonano
charakteryzację partii struktur MOS, którą nazwano Hi5. Partia ta składa się
z sześciu płytek zawierających struktury MOS o różnych konfiguracjach warstw
dielektrycznych: W-SiO2 (tox = 3,8 nm i 5,4 nm)-Si, W-SiO2 (tox = 5,4 nm)-Si,
W-La2O3 (tox = 10 nm)-SiO2 (tox = 3,8 nm)-Si, W-La2O3 (tox = 10 nm)-CeO3(tox =
= 1 nm)-SiO2 (tox = 3,8 nm)-Si, W-La2O3 (tox = 10 nm)-Si, W-La2O3(tox = 10 nm)-CeO3 (tox= 1 nm)-Si.
Rozwijała się również współpraca z partnerami krajowymi, zwłaszcza uczestniczącymi w PBZ-SiC (Instytut Mikroelektroniki i Optoelektroniki Politechniki
Warszawskiej – IMiO PW, Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych – ITME,
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
3
Wydział Elektrotechniki Politechniki Łódzkiej – WE PŁ) oraz w tematach związanych z badaniami elipsometrycznymi i metodą Ramana.
3. Wyniki badań
3.1. Opracowanie metody oceny gęstości i położenia energetycznego pułapek
na podstawie histerezy charakterystyk C(V)
Celem badań było sprawdzenie możliwości wykorzystania metody pomiaru
pułapek brzegowych, zwanej metodą Fleetwooda [1, 2], do analizy właściwości
głębokich pasm pułapkowych charakterystycznych dla węglika krzemu. Głębokie
pasma pułapkowe tego typu mają charakter pułapek wolno przełączających, podobnie jak pułapki brzegowe, jednak w odróżnieniu od nich ich czas ładowania jest
krótszy, porównywalny z czasem przebiegu C-V. Daje to efekt odkształcenia krzywej C-V i wymaga innej interpretacji zmierzonych histerez.
Metoda pomiaru jest oparta na obserwacji, że w wyniku szybkiego pomiaru C-V
w kierunku sprzyjającym rozładowaniu pułapek opróżnione z nośników zostaną
tylko te pułapki, których stałe czasowe są odpowiednio krótkie, a krzywa C-V
będzie odzwierciedlać zmiany ładunku ΔQfast pochodzące jedynie od tych pułapek.
Teraz, jeżeli próbka będzie nadal utrzymywana pod napięciem rozładowującym
pułapki, opróżnione z ładunku zostaną pułapki o długich stałych czasowych, czyli
pułapki wolno przełączające, zmieniając dodatkowo bilans ładunku o ΔQslow.
Powrotny przebieg krzywej C-V z poprzednią prędkością spowoduje zapełnienie
znów jedynie pułapek szybkich ΔQfast, odbędzie się więc po innym torze, dając
w wyniku histerezę, której szerokość będzie bezpośrednio zależna od wielkości
ładunku pułapek wolno przełączających ΔQslow. Zmieniając czas tr utrzymywania
próbki pod napięciem rozładowującym możemy badać dynamikę rozładowania
pułapek wolno przełączających ΔQslow(tr).
Z założeń metody wynika, że ładunek ΔQslow(tr) jest proporcjonalny do różnicy
powierzchni pod krzywą C-V w jednym (Cforward) i w drugim (Creverse) kierunku.
Jeśli na zbiorze wyników pomiarów charakterystyk Cforward-V/Creverse-V zdefiniujemy tzw. funkcję różnicy pojemności ζ(Vi,tr):
ζ(Vi)=|Cforward(Vi) − Creverse(Vi)|,
(1)
gdzie Vi są kolejnymi punktami pomiarowymi, to gęstość ładunku rozładowanego
w takim cyklu będzie równa:
V
V
1 G2
1 G2
N slow =
|
C
−
C
|
dV
=
ζ (V )dV ,
(2)
forward
reverse
qA V∫G1
qA V∫G1
gdzie: Nslow – gęstość ładunku rozładowanego w cyklu C-V przez pułapki wolno
przełączające; A – pole powierzchni bramki; Cforward – charakterystyka C-V zmierzona w kierunku rozładowania pułapek; Creverse – charakterystyka C(V) zmierzona
4
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
w kierunku ładowania pułapek po przetrzymaniu próbki pod napięciem rozładowującym przez czas tr; VG1,VG2 – przedział napięć C-V, w tym VG2 – napięcie rozładowujące.
W odróżnieniu od układu Si:SiO2, gdzie obserwowane histerezy można przypisać pułapkom brzegowym, w układzie SiC:SiO2 mamy do czynienia ze zjawiskami ładowania i rozładowania również innych pułapek wolno przełączających.
Efekt ten jest widoczny bezpośrednio na krzywych C-V w postaci płaskich „garbów” oraz na charakterystykach ζ w postaci wielokrotnych „garbów”.
W przypadku pułapek brzegowych nie obserwuje się zależności kształtu „garbu”
na powierzchni ζ(V,tr) od czasu rozładowania. Natomiast w przypadku innych
pułapek wolno przełączających „garby” na powierzchni ζ(V,tr) zaginają się wraz ze
wzrostem czasu rozładowania tr w stronę napięć odpowiadających głębszym
poziomom w przerwie energetycznej. Z tego względu postawiliśmy tezę, że „garby” te odpowiadają energetycznie głębokim pułapkom powierzchniowym w SiC.
W badaniach wykorzystano dwie próbki kondensatorów wykonanych przez
Acreo AB na 3C-SiC typu n (próbki A i B). Próbka A miała następujące cechy:
bramka Al, ND = 7⋅1015 cm−3, tox = 102,5 nm, VFB = −17,28 V; próbka B: bramka Au,
ND = 1⋅1015 cm−3, tox = 105 nm, VFB = −16,19 V. Pomiary histerez C-V wykonano za
pomocą urządzenia Agilent 4294A Precision Impedance Meter. Zastosowano czasy
rozładowania z przedziału tr = 0 ÷ 3600 s. Biorąc pod uwagę wartości VFB w próbkach zastosowano napięcie rozładowania VR = –40 V.
We wszystkich zmierzonych próbkach
zaobserwowano grzbiet pojawiający się
na charakterystyce Creverse (rys. 1).
Grzbiet ten powstawał wskutek ładowania pułapek głębokich w czasie pomiaru charakterystyki powrotnej [3].
Wynikająca z tej rodziny charakterystyk funkcja różnicy pojemności ζ ma dwa
„garby” oznaczone BT i DT na rys. 2. Zagięcie “grzbietu” DT funkcji ζ w kierunku
Rys. 1. Rodzina krzywych Cforward-V/Creverse-V bardziej ujemnych napięć ze wzrostem czaw próbce A dla różnych czasów rozładowania tr. su rozładowania jest wyraźnie widoczne.
Widoczna stała powierzchnia Cforward i odginająca
Zagięcie to może być spowodowane
się w kierunku tr powierzchnia Creverse
uaktywnieniem głębszych pułapek (bardziej ujemne napięcie bramki) o dłuższych stałych czasowych (dłuższe czasy rozładowania). Uzasadnienie takie prowadzi do wniosku, że “grzbiet” DT wynika
z dynamiki pułapek głębokich i może być wykorzystany do ich badania.
Powyższe wnioski zostały poparte wynikami pomiarów wysokości barier na tych
samych próbkach, wskazującymi na istnienie pasma o podwyższonej gęstości
pułapek, położonego w tej samej okolicy przerwy zabronionej, na którą wskazywały pomiary dynamiki histerez.
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
Pomiary wysokości barier EBG na
powierzchni granicznej metal-SiO2 były
bardzo powtarzalne i dawały wyniki
zgodne z oczekiwaniami (rys. 3a),
natomiast próby zmierzenia wysokości
barier EBS na powierzchni granicznej SiC-SiO2 dawały w wyniku wartości EBS
niezgodne z rzeczywistością. Były one
znacznie niższe od znanej z literatury
wartości EBS = 6,0 eV. W dodatku
nachylenie charakterystyki hν(Y = 0) =
= f(Vox1/2) było praktycznie zerowe, co
5
Rys. 2. Funkcja różnicy pojemności ζ(V, tr) w próbce A
Rys. 3. Zmierzona charakterystyka hν(Y = 0) vs. Vox1/2 użyta do wyznaczenia wysokości bariery: a) od
strony bramki, b) od strony SiC. Zwróćmy uwagę na brak zależności hν od Vox w b), spowodowany przez
emisję z pułapek – EBS < 6 eV (SiC).
świadczy o braku efektu Schottky’ego (rys. 3b). Oba te fakty wskazują, że fotoelektrony tworzące fotoprąd nie były w tym przypadku emitowane z pasma walencyjnego SiC, ale z pewnego pasma o dużej gęstości stanów znajdującego się na
powierzchni granicznej SiC-SiO2. Wynik ten wskazuje na możliwość badania
wolno przełączających, głębokich pasm pułapek powierzchniowych w SiC metodami C-V. Podobne głębokie pasma pułapkowe były badane przez Afanas’eva
i innych [6], którzy sugerowali, że ich występowanie wiąże się z obecnością
wytrąceń węglowych w pobliżu powierzchni granicznej SiO2-SiC. Wytrącenia
takie towarzyszą termicznemu utlenianiu SiC. Obserwowane przez nas pasma
pułapkowe mogą mieć również takie pochodzenie.
3.2. Analiza porównawcza badań symulacyjnych i doświadczalnych
odkształceń lepkosprężystych w strukturach MOS
Prowadząc od kilku lat badania rozkładów parametrów elektrycznych w strukturach MOS stwierdziliśmy, że w strukturach Al-SiO2-Si kilka spośród tych para-
6
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
metrów wykazuje charakterystyczny kopułkowaty rozkład w płaszczyźnie powierzchni bramki (z największymi wartościami w środku i najmniejszymi w narożach kwadratowej bramki) [7−9]. Jednym z takich parametrów jest efektywna
kontaktowa różnica potencjałów φMS. Uwzględniając wyniki dalszych badań
[10−13] postawiliśmy hipotezę, że nierównomierne rozkłady parametrów elektrycznych wynikają z nierównomiernych rozkładów naprężeń mechanicznych pod
metalową bramką. Chcąc udowodnić lub obalić tę hipotezę prowadzimy badania
naprężeń i odkształceń występujących w strukturach MOS. Prezentowane badania
miały na celu przeprowadzenie analizy porównawczej między naprężeniami obliczonymi a wyznaczonymi eksperymentalnie w strukturach MOS z dielektrykiem
mającym właściwości lepko-sprężyste.
Analiza widm optycznych dostarcza wielu cennych informacji o strukturze
elektronowej ciał stałych. Funkcja dielektryczna ε jest parametrem szeroko wykorzystywanym w analizie widm optycznych badanych materiałów. Dzieje się tak
dlatego, że funkcja dielektryczna jest parametrem czułym na działania zewnętrznego pola, którym może być np. pole elektryczne bądź naprężenia.
Elipsometria spektroskopowa jest dokładną i nieinwazyjną techniką badania
reakcji optycznych ciał stałych na działanie takich pól [14]. W szczególności
pozwala ona dokładnie określić zależność widmową zespolonej przenikalności
elektrycznej ε od energii fotonu E. Na podstawie tej zależności, analizując widmo
εE2 i wykorzystując rachunek pochodnych ułamkowych (FDS – Fractional-Derivative
Spectrum), można na podstawie analizy kształtu widma jednoznacznie określić
położenie punktów osobliwych noszących nazwę osobliwości van Hove’a. Położenie tych punktów zależy od stanu naprężeń w badanym obiekcie.
Model FDS jest szczególnie interesujący, kiedy napotykamy na ograniczenia
podczas analizy kształtu linii z zastosowaniem standardowego modelu oscylatora
harmonicznego opisanego wyrażeniem w postaci [15]:
ε(E) = C − Aeiφ(E − Et + iΓ)n/2−1,
(3)
gdzie punkt osobliwy (krytyczny) jest opisany poprzez amplitudę A, kąt fazowy φ,
energię progową (energię odpowiadającą wartości punktu krytycznego) Et, szerokość połówkową rozpatrywanego kształtu linii Γ. Parametr n (liczba całkowita
od 0 do 3) oznacza wymiar komórki elementarnej.
Łącząc technikę elipsometrii spektroskopowej i FDS można wyznaczać naprężenia, które przyczyniają się np. do zmian zarówno właściwości optycznych, jak
i elektrycznych układu Si-SiO2. Głównymi osobliwościami van Hove’a [16] dla
krzemu rozpatrywanymi w tych badaniach są dwa punkty krytyczne w zakresie
E1−E0’ (dotyczy to odpowiednio przejścia Λ3−Λ1 i Γ25’−Γ15) oraz E2 (przejścia
X4−X1) struktury pasmowej krzemu. Na rys. 4 pierwsza osobliwość, obserwowana
między 3,0 a 3,5 eV w widmie w postaci maksimów, jest przypisana dwóm rodzajom przejść:
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
7
• pierwszy rodzaj dotyczy przejść E1
zachodzących wzdłuż kierunków Λ
strefy Brillouina (przejścia Λ3−Λ1);
• drugi rodzaj struktury E0’ stanowi najniższa przerwa energetyczna prosta
ulokowana w punkcie Γ (przejścia
Γ25’−Γ15).
Wyższy punkt energetyczny między
4. Widma |ε1E2| i |ε2E2| w funkcji energii
4,0 a 4,5 eV, widoczny na rys. 4 w po- Rys.
fotonu dla podłoża krzemowego wg danych [17]
staci dwóch sąsiadujących ze sobą ekstremów, w widmie oznaczony jako E2, jest przypisany przejściom X4−X1 w punkcie Χ i/lub przejściom Σ2−Σ3 w punkcie Σ w przestrzeni k.
Model z zastosowaniem różniczkowania ułamkowego widma (FDS) w badaniach przejść optycznych w sąsiedztwie punktów krytycznych, zwanych osobliwościami van Hove’a, został wykorzystany po raz pierwszy przez He i Mo [18].
Osobliwości van Hove’a obserwuje się w widmie uogólnionej (zespolonej) funkcji
dielektrycznej ε (E ) = ε 1 (E ) + iε 2 (E ) , gdzie ε1 i ε2 oznaczają odpowiednio rzeczywistą i urojoną część uogólnionej funkcji dielektrycznej. Dotychczas w analizie
przejść międzypasmowych stosowano model standardowy opisany równ. (3) [19].
W naszych badaniach istotne było znalezienie q-tej pochodnej funkcji
dielektrycznej względem energii fotonu E (w pobliżu energii Et punktu krytycznego). Po wykonaniu ciągu przekształceń uzyskano postać algorytmu liczącego
pochodne ułamkowe widm dla danego zakresu energii fotonu przedstawioną
w równ. (4) [21]:
N −1
⎧ x −q
dq f
qx
jx ⎫
Γ( j − q )
q
(4)
y=
N
lim
=
∗
∗
∗ f (x +
− )⎬ ,
⎨
∑
q
N →∞ Γ ( − q )
2N N ⎭
dx
j = 0 Γ ( j + 1)
⎩
gdzie q jest wartością rzeczywistą (w przypadku różniczkowania widma jest
wykorzystywana wartość dodatnia), f oznacza funkcję reprezentującą badany zakres widma (f1 = E2ε1 lub f2 = E2ε2), x odpowiada kolejnej wartości energii fotonu
w danym przedziale energii, N oznacza liczbę par danych (energia fotonu jako x,
wynik różniczkowania jako y) tworzących dane widmo w danym zakresie energii.
Ze względu na rząd ułamkowy pochodnej algorytm przedstawiony w tej pracy został uznany przez autora za najdokładniejszy po uprzednim sprawdzeniu wszystkich dostępnych w pracy [21] algorytmów stosowanych dotychczas w obliczeniach
zarówno pochodnych, jak i całek).
Powyższy algorytm został zaimplementowany w programie Mathematica 5.2
firmy Wolfram. Poprzez zmianę wartości q (rząd ułamkowy pochodnej) w równ. (4)
poszukujemy dwóch par widm po zastosowaniu określonego rzędu pochodnej (FDS).
Analizowane widma E2ε1(E) i E2ε2(E) są przedstawione odpowiednio we wzorze (4)
w postaci interpolowanych funkcji f1 (jako E2ε1) i f2 (jako E2ε2). Takie widma
8
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
zostały określone w niniejszej pracy przy
użyciu elipsometru spektroskopowego
300
300
o zmiennym kącie padania (VASE) firmy
250
250
J. A. Woollam Co. Inc. Przykłady takich
200
200
widm
przed różniczkowaniem i po róż150
150
niczkowaniu
przedstawiono odpowiednio
100
100
na rys. 5, 6, 7. Dla pierwszej pary widm
50
50
f1 i f2 odpowiednie widmo εE2 po róż0
0
1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0
niczkowaniu to takie widmo (rys. 5), dla
Photon energy [eV]
którego wartość punktu krytycznego E1
Rys. 5. Widma |ε1E2| i |ε2E2| w funkcji energii
zostanie
wyekstrahowana w wyniku pofotonu dla podłoży krzemowych implantowanych
jawienia
się minimum zróżniczkowanej
azotem
funkcji f1 i maksimum zróżniczkowanej
600
600
funkcji f2 przy tej samej wartości energii
500
500
fotonu. Poza tym w sąsiedztwie punktu
400
400
krytycznego E1 dwa wierzchołki FDS dla
300
300
funkcji f1 (dwa maksima wokół minimum
tejże funkcji) powinny być symetryczne
200
200
względem poszukiwanego punktu kry100
100
tycznego i mieć amplitudę równą poło0
0
1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0
wie amplitudy widma FDS dla funkcji f2
Photon energy [eV]
[15]. Dla drugiej pary widm f1 i f2 odpoRys. 6. FDS dla q = 0,75 dla podłoży krzemowych wiednie widmo εE2 po różniczkowaniu
implantowanych azotem
to takie widmo (rys. 5), dla którego
600
600
wartość punktu krytycznego E2 zostanie
wyekstrahowana w wyniku pojawienia
500
500
się minimum zróżniczkowanej funkcji f2
400
400
i maksimum zróżniczkowanej funkcji f1
300
300
przy tej samej wartości energii fotonu.
200
200
W sąsiedztwie punktu krytycznego E2
100
100
dwa wierzchołki FDS dla funkcji f2 (dwa
0
maksima wokół minimum tejże funkcji)
0
1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0
powinny
być symetryczne względem poPhoton energy [eV]
szukiwanego punktu krytycznego i mieć
Rys. 7. FDS dla q = 0,77 dla podłoży krzemowych
amplitudę równą połowie amplitudy widimplantowanych azotem
ma FDS dla funkcji f1 [15].
W oparciu o otrzymane dane eksperymentalne na rys. 6, 7 został przedstawiony
przykład takich par widm (dqE2ε(E)/dEq) po różniczkowaniu, odpowiednio dla
q = 0,75 i q = 0,77. Na podstawie FDS możemy precyzyjnie wyekstrahować
punkty krytyczne (osobliwości van Hove’a) dla badanego materiału.
Na podstawie widma zilustrowanego na rys. 6 odczytana wartość punktu
krytycznego E1 dla implantowanego azotem krzemu była ok. 3,22 eV. W oparciu
350
|d0.75(f2)/dE0.75|
|d0.77(f2)/dE0.77|
|d
|d0.77(f1)/dE0.77|
2
0.75
2
2
|E (ε2)| [eV ]
2
|E (ε1)| [eV ]
400
350
0.75
(f1)/dE
|
400
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
9
o widmo zilustrowane na rys. 7 odczytana wartość punktu krytycznego E2 dla
implantowanego azotem krzemu była 4,20 eV.
Na podstawie wzorów zaczerpniętych z pracy [22] i osobliwości van Hove’a
wyznaczonych metodą FDS w tab. 1 i 2 zostały przedstawione wyznaczone
wartości naprężeń (σexp – naprężenia wyznaczone w oparciu o wyekstrahowane
technikami elipsometrii spektroskopowej i FDS punkty krytyczne E1 i E2, σsym –
− naprężenia obliczone wg [22]) odpowiednio na granicy Si-SiO2 (dotyczy grupy A
płytek) oraz w podłożu krzemowym po implantacji i obróbce HT-HP (dotyczy grupy B
płytek).
Tabela 1. Zestawienie wartości punktów krytycznych wyznaczonych
metodami elipsometrycznymi i FDS dla obszaru międzypowierzchni
(interfejsu) Si-SiO2 oraz współczynnika załamania n630 (dla długości fali
630 nm) i gęstości tlenku ρox dla grupy A płytek
Dane
tox
[nm]
q
dla E1
E1
[eV]
σexp(E1]
[MPA
σsym(E1]
[MPA
q
dla E2
E2
[eV]
n630
ρox
wg [23]
[g/cm3]
1
52,9
0,810
3,3514
88,3
90,3
0,680
4,276
1,4735
2,69
2
81,1
0,820
3,3514
88,3
90,3
0,410
4,276
1,4661
2,40
3
106,1
0,450
3,3514
88,3
90,3
0,710
4,276
1,4653
2,37
4
151,9
−
−
−
−
−
−
1,4625
2,26
5
198,9
−
−
−
−
−
−
1,4604
2,17
Zrelaksowany
w Si
[17]
−
0,79
3,3500
0
0
0,9
4,270
−
−
Przyjęta konwencja znaku naprężenia: dodatnie – rozciągające, ujemne − ściskające
W stosunku do danych literaturowych (wg Herzingera [17] E1 = 3,35 eV) na
wszystkich płytkach z grupy A, dla których udało się znaleźć odpowiednie pary
widm, zanotowano różnicę 0,0014 eV w punkcie osobliwym van Hove’a dla E1 na
granicy Si-SiO2. Na podstawie tej różnicy zostały wyznaczone naprężenia w obszarze powierzchni granicznej krzem-dwutlenek krzemu. Różnicy 0,0014 eV odpowiadają naprężenia rozciągające rzędu 90 MPa, natomiast różnica wartości
punktów krytycznych E2, wyznaczonych dla grupy A płytek, w stosunku do danych
literaturowych, wyekstrahowanych dla danych wg Herzingera [17] E2 = 4,27 eV,
wynosiła 0,006 eV. Dla tej różnicy autor opracowania nie określił jeszcze naprężeń. Mimo to można stwierdzić, że względnie mała zmiana w E2 (w stosunku do
wartości zrelaksowanej przyjętej jako E2 = 4,27 eV) może być spowodowana
nieczułością struktury pasmowej w punkcie krytycznym na zmianę parametrów
sieci [24]. W tab. 1 dla tlenków o grubości poniżej 100 nm obserwujemy zbliżone
10
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
wartości zastosowanego rzędu pochodnej ułamkowej (potrzebne do wyekstrahowania punktu krytycznego E1) w stosunku do wartości uzyskanych wg [17]. Jeśli
chodzi o rząd pochodnej zastosowany do wyznaczenia punktów krytycznych E2 dla
grupy A płytek, to na wszystkich płytkach z tej grupy, dla których udało się
znaleźć odpowiednie pary widm, zanotowano znaczną różnicę w rzędzie pochodnej
ułamkowej w stosunku do danych zaprezentowanych przez Herzingera. Jeśli
przyjmiemy tak jak w pracy [15], że zastosowany ułamkowy rząd pochodnej jest
związany z wymiarem rzeczywistym α (o którym była mowa poprzednio) w taki
sposób, że wymiar ten odpowiada podwojonej wartości rzędu pochodnej (czyli α =
= 2q), to dla pewnych wartości q (dotyczy q mniejszych od wartości 0,9 obliczonej
dla krystalicznego Si [17]), zastosowanych do wyekstrahowania wartości punktu
E2 w grupie płytek A, można stwierdzić, że ma to związek z amorficznością tlenku
będącego jednym ze składników tworzących obszar graniczny Si-SiO2.
Ponadto w tab. 1 zaprezentowane zostały wartości współczynników załamania
n630 i gęstości tlenku ρox uzyskane dla różnych grubości tlenków tox z grupy A
badanych płytek. Gęstości tlenków otrzymano w oparciu o wzór przedstawiony
w pracy [23]. Wzór ten ilustruje analityczną zależność funkcjonalną między współczynnikiem załamania n a gęstością ρ warstw SiO2 na podłożach krzemowych. Tak
określona zależność ρ(n) pomoże określać odkształcenia (sprężyste i niesprężyste)
w warstwach SiO2 na podłożach krzemowych. Ogólnie mówiąc, wartość gęstości
ρox daje nam informację o stopniu densyfikacji warstwy SiO2.
Tabela 2. Wartości naprężeń wyznaczonych metodami elipsometrycznymi
i FDS dla poszczególnych punktów osobliwych van Hove’a dla krzemu
implantowanego azotem przed i po obróbce HT-HP (grupa B płytek)
q
dla E1
E1
[eV]
σexp(E1)
[GPa]
σsym(E1)
[GPa]
q
dla E2
E2
[eV]
σexp(E2)
[GPa]
σsym(E2)
[GPa]
Po implantacji
azotem
0,750
3,221
8,85
9,1
0,77
4,203
−
−
Po implantacji
i HT-HP
(T = 1000oC,
p = 1,1GPa,
τ = 1 h)
0,998
3,307
2,7
2,8
0,935
4,133
−
−
Po implantacji
i HT-HP
(T = 1000oC,
p = 1,1GPa,
τ = 5 h)
1,025
3,307
2,7
2,8
1,500
4,27
0
0
Zrelaksowany
Si [17]
0,79
3,3500
0
0
0,9
4,27
0
0
Dane
Przyjęta konwencja znaku naprężenia: dodatnie – rozciągające, ujemne − ściskające. Parametry procesu
HT-HP: T − temperatura, p − ciśnienie hydrostatyczne, τ − czas wygrzewania
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
11
W tab. 2 obserwuje się znaczne spadki w wartościach punktów krytycznych E1
i E2 van Hove’a dla próbki po implantacji Si azotem. Spadek w wartości E1
(w stosunku do wartości zrelaksowanej przyjętej jako E1 = 3,35 eV) tłumaczy silny
wpływ odkształcenia na strukturę pasmową krzemu (duże wartości naprężeń), a z tym
wiąże się silny stopień zdefektowania zaimplantowanej powierzchni Si [25, 26].
Zaobserwowany także spadek wartości E2 (w stosunku do wartości zrelaksowanej,
przyjętej jako E2 = 4,27 eV) jest spowodowany znaczną czułością struktury pasmowej w punkcie krytycznym na zmianę parametrów sieci (pojawienie się braku uporządkowania dalekiego zasięgu towarzyszącego amorfizacji powierzchni i występującymi dużymi naprężeniami rozciągającymi). Natomiast proces wygrzewania
w wysokiej temperaturze i pod wysokim ciśnieniem (HT-HP) przyczynia się do
„zdrowienia” zdefektowanej struktury przy odpowiednich parametrach procesu
HT-HP (jak to wykazano w pracach [25, 26]). I takie „zdrowienie” zaobserwowane
zostało w tej pracy. Świadczy o tym powrót wartości punktu krytycznego E2 dla Si
implantowanego azotem po procesie HT-HP (T = 1000oC, p = 1,1 GPa) dla czasu
wygrzewania 5 h do wartości zrelaksowanej (E2 = 4,27 eV). Związane jest to z rekrystalizacją implantowanego Si [25]. Zdrowienie Si (rekrystalizacja implantowanego Si) także zostało zaobserwowane i potwierdzone innymi technikami badawczymi zaprezentowanymi w pracy [25]. Natomiast wygrzewanie przez 1 h podczas HT-HP przyczyniło się jednocześnie do zmniejszenia liczby defektów (jak
wykazano w pracy [26]), towarzyszącego wzrostowi wartości E1 w stosunku do
wartości punktu krytycznego E1, uzyskanej dla próbki po implantacji bez procesu
HT-HP. W tak wygrzewanej próbce, poddanej procesowi HT-HP w czasie 1 h,
zaobserwowano równocześnie spadek wartości punktu E2 w stosunku do wartości
punktu krytycznego E2 uzyskanej dla próbki po implantacji bez procesu HT-HP.
Wiadomo jest również, że procesowi implantacji towarzyszy wzrost amorficzności
krzemu. Dowodem na to może być widoczna różnica w wymiarowości α = 2q
między implantowanym (α = 1,54 < 1,8, co odpowiada q = 0,77 < 0,9) a zrelaksowanym krzemem (α = 1,8, co odpowiada q = 0,9).
3.3. Wyjaśnienie zależności wartości napięcia wyprostowanych pasm VFB
mierzonego metodą LPT od mocy strumienia światła P
Od kilku lat jednym z celów działalności Zakładu jest praktyczne osiągnięcie
wysokiej dokładności pomiaru napięcia wyprostowanych pasm VFB w strukturach
MOS metodą LPT. Jedną z przeszkód w osiągnięciu tego celu jest niepełne
zrozumienie zależności, jaka występuje między wartością VFB mierzoną metodą
LPT a mocą strumienia światła generującego sygnał elektryczny. Celem prac prowadzonych w 2009 r. nad metodą LPT było wyjaśnienie zależności wartości VFB
mierzonej metodą LPT od mocy światła oświetlającego strukturę.
Fotoelektryczna metoda LPT (Light Pulse Technique) polega na oświetleniu
struktury MOS modulowanym światłem i jednoczesnej polaryzacji tej struktury
12
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
napięciem bramki VG. Struktura odpowiada impulsowym sygnałem prądowym,
który może być mierzony w obwodzie zewnętrznym, a którego integralną część
stanowi wzmacniacz lock-in.
Metoda LPT z założenia nie wymaga znajomości parametrów konstrukcyjno-materiałowych badanej struktury MOS. Napięcie VFB jest bezpośrednio odczytywane ze zmierzonej zależności u = f(VG). Duża liczba pomiarów przeprowadzonych na różnych technologicznie strukturach MOS (np. różna grubość tlenku
tox, różna koncentracja domieszkowania podłoża ND) potwierdziła bardzo dobrą
powtarzalność i precyzję otrzymywanych wyników. W obu przypadkach parametry
te można określić z błędem nie większym niż ±5 mV (często jest to mniejsza
wartość).
Jedynym parametrem, z którego określeniem było najwięcej kłopotów, okazało
się zdefiniowanie bezwzględnej dokładności metody LPT. Zagadnienie to jest
trudne, gdyż nie ma innej, równie dokładnej metody określania napięcia płaskich
pasm w półprzewodniku (zakłada się, że dokładność metody LPT powinna być nie
gorsza niż ±5 mV). Jak wiadomo, zdecydowana większość wyników pomiarów
napięcia VFB podawanych w literaturze wywodzi się z metody elektrycznej pomiaru
charakterystyk C = f(VG). Metoda ta, wymagająca znajomości pewnych parametrów
konstrukcyjnych i materiałowych struktury (np. tox, ND, temperatura T, koncentracja samoistna ni), wymaga także przeprowadzenia specyficznych obliczeń.
Zatem dokładność określenia poszczególnych składników charakterystyki C(VG)
determinuje końcową dokładność określenia napięcia VFB. Z przeprowadzonych na
dużą skalę badań [30] (wielokrotne pomiary charakterystyk C(VG) na wielu stanowiskach pomiarowych) określono, że dokładność wyznaczania napięcia VFB nie
jest lepsza niż ±100 mV dla nisko domieszkowanych podłoży (~1015 cm−3), a w przypadku silnie domieszkowanych dokładność ta jest dużo gorsza.
W celu dokonania oglądu metod oraz wyników określania wartości VFB przeprowadzono pomiary i obliczenia tego napięcia, a wyniki zebrano w tab. 3. Pomiary przeprowadzono na trzech strukturach o różnej grubości tlenku tox = 20, 60
i 160 nm. Analizując te dane trudno jest definitywnie określić, która z badanych
metod jest najdokładniejsza. Podobnie jak w przypadku pomiarów przedstawionych w pracy [30] z danych zaprezentowanych w tab. 3 widać, że dokładność
wyznaczania wartości VFB jest nie lepsza niż ± 100 mV. Nie można zatem zastosować metod C(VG) do określania bezwzględnej dokładności metody LPT.
Przeprowadzone dotychczas badania wskazują, że jedynym parametrem związanym z techniką pomiaru, który w zasadniczy sposób wpływa na napięcie VFB
określane metodą LPT, jest moc promieniowania padającego na strukturę MOS.
Jeżeli założy się, że promieniowanie padające na strukturę powoduje wzrost temperatury tej struktury, to wartości napięć VFB powinna maleć, co jest zgodne z wynikami badań przedstawionymi w pracy [32].
Przeprowadzenie serii pomiarów charakterystyk C(VG) na stanowisku wyposażonym w podgrzewany stolik umożliwiło określenie wpływu temperatury na
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
13
wartości VFB. Na rys. 8 pokazano przykład zmierzonych charakterystyk C(VG) dla
różnych temperatur oraz zależność napięć VFB w funkcji temperatury T.
Tabela 3. Wartości napięć VFB otrzymane przy użyciu pięciu metod [33] oraz
wyniki pomiarów na stanowisku SSM do badań elektrycznych struktur MOS
Metoda
tox = 20 nm
Cox = 1777,88 pF
ND = 1,14401⋅1015 cm−3
tox = 60 nm
Cox = 545,19 pF
ND = 1,1111⋅1015 cm−3
tox = 160 nm
Cox = 208,11 pF
ND = 9,7528⋅1014 cm−3
Wartości VFB [V]
Obliczenie teoretycznej
C(VG)
i przesunięcie
−0,34642
−1.04637
−1,62368
Obliczenie CFB
i rzutowanie na
zmierzoną C(VG)
−0,34948
−1,05373
−1,6824
Prostoliniowy odcinek
1/C2 = f(VG) – punkt
przecięcia
−0,38605
−1,06181
−1,55617
Prostoliniowy odcinek
(Cox/CMOS)2 – 1 =
= f(VG) – punkt
przecięcia
−0,37541
−1,08821
−1,7441
Funkcje f1 i f2
-0,27571
−1,02048
−1,64636
Pomiar SSM
−0,336
−1,051
−1,667
Amplituda zmian
0,11034
0,06773
0,18793
a)
b)
Rys. 8. Charakterystyki C(VG) zmierzone dla różnych temperatur T (a) oraz zależność VFB = f(T) (b)
Jak widać, temperatura T ma znaczny wpływ na otrzymywane wartości VFB.
Istnieje duże prawdopodobieństwo, że zjawisko to jest główną przyczyną znacznych zmian wartości VFB w funkcji mocy światła P uzyskanych na podstawie po-
14
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
miarów metodą LPT dla różnych mocy światła P. W związku z tym przeprowadzono pomiary charakterystyk u = f(VG) dla różnych P. Wyniki te oraz zależność napięć VFB od mocy P pokazano na rys. 9.
a)
b)
Rys. 9. Charakterystyki u(VG) zmierzone dla różnych mocy P (a) oraz zależność VFB = f(P) (b)
Jak widać, istnieje znaczny wpływ mocy na mierzony sygnał u. Przede
wszystkim następuje znaczny spadek mierzonego sygnału w akumulacji (jego wartości bezwzględnej) wraz z maleniem mocy (istnieje liniowa zależność wartości
sygnału od mocy dla konkretnej wartości VG). Co jest najważniejsze, także wartości napięć VFB maleją wraz ze wzrostem mocy. Jest to efekt spodziewany, ale
zastrzeżenia budzi fakt, że amplituda zmian wartości VFB jest zbyt duża (w tym
przypadku prawie 600 mV), by mogła być tłumaczona przyrostem temperatury
struktury. Można przypuszczać, że napięcie VFB dla najmniejszej mocy powinno
mieć wartość zbliżoną do wartości napięcia zmierzonego dla temperatury pokojowej metodą elektryczną (rys. 8) (± niedokładność tej metody) przy założeniu, że
mała moc nie podgrzewa struktury. Tutaj jest inaczej, dla małej mocy wartość VFB
jest o ponad 0,5 V mniejsza (co do wartości bezwzględnej) od VFB dla T = 22ºC.
Na podstawie dużej liczby pomiarów przeprowadzonych na różnych strukturach
MOS (np. różne tox) można było stwierdzić, że za każdym razem istnieje zbyt duża
amplituda zmian wartości VFB w funkcji mocy P, która nie daje się w pełni wytłumaczyć wpływem temperatury T.
Z analizy przecinania się krzywych na rys. 9 widać, że problem dokładności
wynika z odczytywania napięcia VFB w niewłaściwym miejscu. Opracowano zatem
sposób pozwalający na korektę poziomu odniesienia u = 0 do poziomu u = ux,
gdzie istnieje najmniejszy rozrzut mierzonych charakterystyk u = f(VG). Wartości
napięć VFB odczytywane są teraz w miejscu, gdzie zmierzone charakterystyki przecinają „skorygowany” poziom ux. Otrzymana w ten sposób zależność VFB = f(P)
została przedstawiona na rys. 10. Jak widać, korekta poziomu, z którego odczytywane są napięcia VFB , zmniejszyła amplitudę zmian VFB dla różnych mocy P,
która wynosi teraz 164 mV (pierwotnie 574 mV). Wartość ta może już być
przypisana zmianom temperatury struktury spowodowanym oświetleniem jej promieniowaniem o różnych mocach P.
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
15
W celu sprawdzenia powyższego rozumowania opracowano metodę określania
temperatury struktury w metodzie LPT
na podstawie pomiarów charakterystyk
C(VG) dla różnych temperatur oraz charakterystyk u = f(VG) dla różnych mocy.
Ideologia tej metody została szerzej
opisana w pracy [34].
Procedura korekcyjna nie jest zbyt
skomplikowana i pozwala na określenie
temperatury badanej struktury MOS Rys. 10. Zależność VFB = f(P) skorygowana do inw metodzie LPT. Jak widać na rys. 11, nego poziomu, z którego odczytuje się rzeczywistą
oświetlenie struktury światłem o mocy wartość napięcia VFB
P = 8 mW powoduje wzrost temperatury
do prawie 120ºC.
W celu sprawdzenia słuszności wyżej
opisanego rozumowania i dokładności
określonej w ten sposób temperatury
oświetlonej struktury MOS przewiduje
się wykorzystanie złącza p-n (n-p) jako
wzorca temperatury. Polegać to będzie
na pomiarze charakterystyk prądowo-napięciowych dla różnych temperatur
podłoża. Będzie to możliwe przy wyko- Rys. 11. Zależność temperatury T od mocy światła P
rzystaniu stanowiska pomiarowego z mier- pozwalająca na określenie temperatury badanej
nikiem Agilent 4249A oraz B1500 wy- struktury w metodzie LPT otrzymana na podstaposażonego w podgrzewany stolik. Ok- wie pomiarów na strukturze MOS (tox = 60 nm)
i wyżej opisanego rozumowania
reślenie wielkości prądu dla danej temperatury i konfrontacja z wynikiem pomiaru prądu dla danej mocy P strumienia
światła pozwoli odczytać wartość temperatury dla tej mocy.
3.4. Wykonanie pomiarów naprężeń w krzemie i w dielektryku oraz badanie
składu chemicznego warstwy przejściowej AlSiO2
Jedną z technik doświadczalnych szeroko stosowanych do badań strukturalnych
jest rozpraszanie Ramana w wersji mikroskopowej. Umożliwia ono badanie rozkładu naprężeń mechanicznych występujących w warstwowych nanostrukturach
elektronicznych oraz składu chemicznego poszczególnych warstw. Szczególnie interesujące są obszary położone w pobliżu stref granicznych między podłożem półprzewodnikowym a warstwą dielektryczną oraz warstwą dielektryczną a bramką
i/lub kontaktem metalicznym. Do badań ramanowskich w Zakładzie zakupiono
spektrometr MonoVista (Spectroscopy and Imaging GmbH Niemcy). Celem pracy
16
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
było wykonanie pierwszych badań naprężeń i składu chemicznego warstw wchodzących w skład struktur MOS, tak aby na tej podstawie możliwe było optymalne
zaprogramowanie pogłębionych badań w tej dziedzinie.
Wykonano pomiary widm rozproszenia Ramana przy użyciu obu dostępnych
długości fali (488 nm i 244 nm) linii fundamentalnej. Ze względu na istotnie różne
głębokości penetracji promieniowania w przypadku promieniowania widzialnego
i nadfioletowego można na podstawie porównania widm zmierzonych za pomocą
obu linii fundamentalnych określić, które pasma pochodzą z warstwy dielektrycznej oraz warstw przejściowych. Porównanie widm mierzonych za pomocą obu
dostępnych linii fundamentalnych jest szczególnie ważne przy analizowaniu sygnałów pochodzących z warstw przejściowych, gdyż ze względu na małą liczbę
struktur biorących udział w rozpraszaniu sygnały mogą być na tyle słabe, że potwierdzenie ich istnienia w co najmniej dwóch możliwie niezależnych eksperymentach jest niezbędne do uzyskania rzetelnego wyniku. W celu uzyskania informacji o rozkładzie naprężeń wykonano odpowiednie mapowania przestrzenne.
Jako przykład pomiarów naprężeń występujących w nanostrukturach mających
podłoże półprzewodnikowe pokazano wyniki skanowania w kierunku z (prostopadłym do powierzchni interfejsu Si/SiO2). Ponieważ naprężenia występujące
w układach na podłożu krzemowym mają charakter powierzchniowy, tzn. występują głównie w cienkiej warstwie Si w pobliżu strefy przejściowej (interfejsu)
Si/SiO2, zmiana efektywnej głębokości penetracji promieniowania wywołującego
rozpraszanie Ramana powinna mieć wpływ na parametry piku pochodzącego
z krzemowego podłoża. Przy zogniskowaniu promieniowania laserowego na powierzchni próbki otrzymujemy maksymalną efektywną głębokość penetracji ze
względu na maksymalną gęstość mocy promieniowania inicjującego rozpraszanie.
Zmiana odległości próbki od obiektywu mikroskopowego prowadzi do zmiany
średnicy oświetlanego obszaru (ze względu na zmianę położenia badanej próbki
względem ogniska promieniowania laserowego). To z kolei powoduje zmianę gęstości mocy promieniowania laserowego padającego na badaną próbkę. Przy stałym
czasie pomiaru dla każdego położenia przy mapowaniu w kierunku z zmiana gęstości mocy promieniowania laserowego wywołuje zmianę efektywnej głębokości
penetracji promieniowania w głąb krzemowego podłoża.
Rysunek 12 przedstawia trzy parametry opisujące linię ramanowską pochodzącą
od podłoża. Są to (od dołu): położenie maksimum, półszerokość linii (FWHM)
oraz jej natężenie. Jak widać na dolnej części wykresu, w miarę spadku głębokości
penetracji maksimum piku ramanowskiego przesuwa się w kierunku mniejszych
wartości przesunięcia Ramana, co odpowiada naprężeniu rozciągającemu
zlokalizowanemu w cienkiej warstwie Si położonej pod interfejsem Si/SiO2. Na
rys. 13 pokazano zależność naprężenia od efektywnej głębokości penetracji otrzymaną na podstawie danych z dolnego wykresu rys. 12. Do przeliczenia zmiany
położenia użyto tzw. jednoosiowego modelu [35]. Wartość położenia maksimum
linii pochodzącej od podłoża krzemowego w przypadku braku naprężenia przyjęto
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
17
równą 520,7 cm−1 na podstawie ekstrapolacji przebiegu dolnego wykresu
z rys. 12. Dokładna analiza kształtu linii
ramanowskich sugeruje, że przybliżenie
jednoosiowe jest w przypadku pomiarów mikroskopowych bardzo dużym
uproszczeniem w interterpretacji wyników doświadczalnych. Prowadzi ono do
bardzo przybliżonych wartości rozkładu
naprężeń. Bardziej szczegółową dyskusję zależności parametrów piku krzemowego („520 cm−1”) od efektywnej
głębokości penetracji zaprezentowano
podczas III Krajowej Konferencji Nanotechnologii NANO 2009 [36].
W badaniach prowadzonych w Zakładzie szczególnie istotny jest pomiar
rozkładu powierzchniowego naprężeń.
Podczas tego typu badań dokonuje się
pomiaru widm rozproszenia Ramana
Rys. 12. Zależność natężenia, półszerokości oraz
w funkcji odległości od brzegu bramki położenia maksimum linii „520 cm−1” od efeknp. metalicznej. Następnie wykonuje się tywnej głębokości i penetracji promieniowania
analizę określonych linii pod kątem laserowego (linii fundamentalnej)
zmian parametrów w zależności od odległości od krawędzi bramki. Na rys. 14
pokazano wyniki analizy pomiaru widm
rozproszenia Ramana w funkcji odległości od brzegu bramki. Pozycję x = 0
przyjęto dla wiązki zogniskowanej na
brzegu bramki. Zakres skanu liniowego
wynosi od −3 µm do +2 µm. Odstęp
między kolejnymi mapowanymi punktami jest równy 0,2 µm. Ujemna wartość
opisująca położenie ogniska odpowiada Rys. 13. Zależność naprężenia od efektywnej głęobszarowi będącemu poza bramką. Na bokości penetracji dla układu Si/SiO2
wykresach pokazano (od dołu): położenie maksimum linii ramanowskiej, jej
półszerokość (FWHM) oraz natężenie. Z dolnego wykresu widać, że położenie
maksimum linii pochodzącej od podłoża krzemowego przesuwa się ku większym
przesunięciom Ramana w miarę zbliżania się ogniska wiązki promieniowania
laserowego do brzegu bramki. Ta tendencja jest kontynuowana do odległości ok.
1 µm od krawędzi na obszarze zajętym przez bramkę. Wskazuje to na naprężenia
typu ściskającego. Następnie kierunek zmian położenia maksimum ulega odwró-
18
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
ceniu. Dalsze przesuwanie ogniska na
obszar bramki powoduje przesunięcie
maksimum linii ku mniejszym wartościom przesunięcia Ramana, co odpowieda spadkowi naprężenia, a następnie
przejściu do naprężenia typu rozciągającego. Półszerokość linii ma tendencję
malejącą w miarę przemieszczania ogniska linii laserowej w zakresie od –3 µm
do ok. +1,5 µm. Następnie ulega gwałtownym skokom dla położenia x z zakresu od +1,5 µm do 2 µm. Jest to ten
sam obszar, gdzie występują największe
skoki położenia maksimum linii. Zmiany
półszerokości linii ramanowskiej sugerują, że obserwowany sygnał nie jest
linią pochodzącą od pojedynczego drgania, ale złożeniem co najmniej dwóch
−1
profili
o różnym udziale. Najlepiej jest to
Rys. 14. Zależność parametrów linii "520 cm " od
położenia ogniska linii laserowej względem od- widoczne dla x z zakresu od +1,5 µm do
ległości od brzegu bramki
2 µm, gdzie zmiany półszerokości sięgają ok. 30 % wartości. Natężenie sygnału
ramanowskiego maleje w miarę zbliżania się do brzegu bramki. Jego spadek
powoduje, że położenie maksimum jest
wyznaczane z malejącą precyzją, gdyż
ze spadkiem natężenia maleje również
stosunek sygnału do szumu.
Korzystając, jak w przypadku badania
zależności rozkładu naprężeń od efektywnej
głębokości penetracji, z modelu
Rys. 15. Zależność między naprężeniem a odległojednoosiowego,
można przeliczyć rozścią ogniska względem krawędzi bramki w strukturze warstwowej typu MOS. Obliczenia wyko- kład położeń maksimum piku ramanownano w przybliżeniu modelu jednoosiowego.
skiego na rozkład naprężeń. Na rys. 15
zaprezentowano rozkład naprężeń odpowiadający dolnemu wykresowi z rys. 14
(obliczony w przybliżeniu modelu jednoosiowego).
Innym zagadnieniem jest analiza widm ramanowskich otrzymanych dla cienkich
warstw, a w szczególności dla warstwy tlenku. W przypadku analizowania widm
od warstw tlenkowych nie można zastosować prostej zależności między położeniem maksimum a naprężeniem. Dzieje się tak z dwóch powodów. Po pierwsze
tlenki mają strukturę amorficzną, więc ich widmo ramanowskie jest na ogół
bardziej skomplikowane niż w przypadku struktur krystalicznych, pasma są dosyć
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
19
szerokie (rozmyte) oraz mają nie tak precyzyjnie zdefiniowanego maksimum jak
w przypadku wąskich linii pochodzących od struktur krystalicznych. Drugi powód
to niskie natężenie widm ramanowskich pochodzących od warstw tlenkowych.
Pasma mają na ogół mały stosunek sygnału do szumu. Precyzyjna analiza takich
pasm wymaga zwykle ich wstępnego wygładzenia. Sposoby cyfrowej obróbki
widm oraz ocena wpływu takiej obróbki na informację zawartą w mierzonych
widmach były prezentowane podczas Konferencji NANO 2009 [37]. Kolejnym
problemem jest wyróżnienie sygnału pochodzącego z cienkiej warstwy od sygnału
z podłoża krzemowego.
Jak pokazały dotychczasowe badania, największym ograniczeniem przy obliczaniu naprężeń jest stosowany model. Z przedstawionych podczas Konferencji
NANO 2009 efektów badań [36] wynika, że sama interpretacja widma Ramana
pochodzącego z podłoża półprzewodnikowego jako pojedynczego piku budzi duże
zastrzeżenia. Ponadto w modelu należałoby również uwzględnić zależność naprężenia od głębokości, z której dochodzi sygnał ramanowski. W przypadku badania
warstwy dielektrycznej istotnym problemem jest poprawa stosunku sygnału do
szumu. Jak pokazano podczas Konferencji NANO 2009 [37], analiza falkowa
potrafi w znacznym stopniu poprawić stosunek sygnału do szumu bez zniekształceń istotnej informacji zawartej w mierzonym widmie. Zaproponowano również sposób oceny jakości „wygładzania” widma oparty na pojęciu skumulowanej
energii.
Literatura
[1] Fleetwood D. M., Shaneyfelt M. R., Warren W. L., Schwank J. R., Meisenheimer T. L.,
Winokur P.S.: Border Traps: Issues for MOS Radiation Response and Long-Term Reliability.
Microelectron. Reliab. 1995 vol. 35 nr 3 s. 403.
[2] Fleetwood D. M., Saks N.S.: Oxide, Interface, and Border Traps in Thermal, N2O, and N2O
Nitrided Oxides. J. Appl. Phys. 1996 vol. 79(3) s. 1583, .
[3] Afanas’ev V. V.: Internal Photoemission Spectroscopy. Principles and Application. Elsevier,
Amsterdam, 2008.
[4] Powell R. J.: Photoinjection into SiO2: Use of Optical Interference to Determine Electron and
Hole Contributions. J. Appl. Phys. 1969 vol. 40 s. 5093–5101.
[5] J. A. Woollam Co. Inc. WVASE 32 program v. 3668, tabulated at UNL (Lincoln University, Nebraska,
USA).
[6] Afanas’ev V. V. et al.: Intrinsic SiC/SiO2 Interface States. phys. stat. sol. (a) 1997 vol. 162 s. 321–337.
[7] Przewlocki H. M., Kudla A., Brzezinska D., Massoud H. Z.: Microelectron. Eng. 2004 vol. 72 s. 165.
[8] Kudla A., Borowicz L., Przewlocki H. M., Brzezinska D., Rzodkiewicz W.: Thin Solid Films
2004 vol. 450 s. 203.
[9] Przewłocki H. M., Piskorski K., Kudła A., Brzezińska D.: Thin Solid Films 2008 vol. 516
s. 4184–4189.
[10] Bjorkman C. H., Fitch J. T., Lucovsky G.: Appl. Phys. Lett. 1990 vol. 56(20) s. 1983–1985.
[11] Hu S. M.: J. Appl. Phys. 1991 vol. 70(6) s. R53–R80.
[12] Przewlocki H. M., Massoud H. Z.: J. Appl. Phys. 2002 vol. 92(4) s. 2198–2201.
[13] Rzodkiewicz W., Kudła A., Sawicki Z., Przewłocki H. M.: J. of Telecom. a. Inform. Technol.
2005 nr 1 s. 115–119.
[14] El-Sherbiny M. A., El-Bahnasawy H. H., El-Ocker M. M.: NIM 2000 vol. B168 s. 510.
[15] Tao K., Lai T., Zhang Y., Yu Z., Mo D.: J. of Phys.: Condens. Matter 2004 vol. 16 s. 3041.
20
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
[16] van Hove L.: The Occurrence of Singularities in the Elastic Frequency Distribution of a Crystal.
Phys. Rev. 1953 vol. 89(6) s. 1189.
[17] Herzinger C. M., Johs B., McGahan W. A., Woollam J. A.: J. Appl. Phys. 1998 vol. 83(6) s. 3323.
[18] He X. F., Mo D.: Chin. Phys. Lett. 1986 vol. 3 s. 565.
[19] Hamakawa Y., Nishino T. [w] Optical Properties of Solids: New Developments, ed. B. O. Seraphin,
North Holland, Amsterdam 1976, s. 255.
[20] Lastras-Martinez L. F., Ruf T., Konuma M., Cardona M.: Phys. Rev. 2000 vol. B61 s. 12946.
[21] Oldham K. B, Spanier J.: The Fractional Calculus and Its Applications. Springer, Berlin 1976.
[22] Etchegoin P., Kircher J., Cardona M.: Phys. Rev. 1992 vol. 47(16) s. 10292.
[23] Rzodkiewicz W., Panas A.: Inst. of Phys.: Conf. Series 2009 vol. 181 s. 1–7.
[24] Nguyen N. V., Chandler-Horowitz D., Amirtharaj P. M., Pellegrino J. G.: Appl. Phys. Lett. 1994
vol. 64(20) s. 2688.
[25] Rzodkiewicz ., Kudla A., Misiuk A., Surma B., Bak-Misiuk J., Härtwig J., Ratajczak J.: Mater.
Sci. in Semicond. Process. 2004 vol. 7 s. 399.
[26] Rzodkiewicz W, Kudla A., Misiuk A., Surma B, Bak-Misiuk J.: Mater. Sci. a. Eng. 2005 vol.
B124-125 s. 170.
[27] Yun B. H.: Direct Measurement of Flat-Band Voltage in MOS by Infrared Excitation. Appl.
Phys. Lett. 1972 vol. 21(5) s. 194−195.
[28] Jakubowski A., Krawczyk S.: Electrical Properties of the MIS Capacitor under Illumination.
Electron Technol. 1978 nr 11(1/2) s. 3−22.
[29] Jakubowski A., Krawczyk S.: Photoelectric Method of the MIS Flat-Band Voltage Determination. Electron Technol. 1978 nr 11(1/2) s. 23−35.
[30] Przewłocki H. M.: Comparison of Methods for φMS Factor Determination in Metal-Oxide-Semiconductor (MOS) Structures. Electron Technol. 1993 vol. 26(4) s. 3–23.
[31] Hynecek J.: Graphical Method for Determining the Flat Band Voltage for Silicon on Sapphire.
Solid-State Electron. 1975 vol. 18 s. 119−120.
[32] Leśko M.: Praca magisterska. Wydz. Elektroniki i Technik Informacyjnych PW, ITE, 2004.
[33] Piskorski K.: Metody wyznaczania napięcia płaskich pasm VFB w półprzewodniku w strukturach MOS. Rap. wewn. Z11. Warszawa, 1.09.2009.
[34] Piskorski K., Przewłocki H. M.: Influence of Light and Temperature on MOS Structure Flat-Band Voltage Values Measured by Light Pulse Technique. Mater. Sci. a. Eng. B (w druku).
[35] de Wolf I., Vanhellenmont J., Romano-Rodriguez A., Norström H., Maes H. E.: Micro-Raman
Study of Stress Distribution in Local Isolation and Correlation with Transmission Electron Microscopy Structures. J. Appl. Phys. 1992 vol. 71 s. 898–906.
[36] Borowicz P., Borowicz L., Brzezińska D.: Investigation of the Stress in MOS Structures with
Micro-Raman Scattering. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO 2009. Warszawa, 22–26.06.2009.
[37] Borowicz L., Borowicz O., Rzodkiewicz W.: Analysis of the Experimental Data from MOS
Structures in the Case of Large Noise-to-Signal Ratio. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO 2009.
Warszawa, 22–26.06.2009.
[38] Champagnon B., Martinet C., Boudeulle M., Vouagner D., Coussa C., Deschamps T., Grosvalet L.:
High Pressure Elastic and Plastic Deformations of Silica: In Situ Diamond Anvil Cell Raman
Experiments. J. of Non-Crystal. Solids 2008 vol. 354 s. 569–573.
[39] McMillan P. F., Holloway J. R.: Water Solubility in Aluminosilicate Melts. Contrib. Mineral.
Petrol. 1987 vol. 97 s. 320−332.
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
21
Publikacje’2009
[P1] BOROWICZ P., BOROWICZ L., BRZEZIŃSKA D.: Investigation of the Stress in MOS Structures
with Micro-Raman Scattering. Acta Phys. Pol. A 2009 vol. 116 Supl. s. S42–S44.
[P2] BOROWICZ L., BOROWICZ P., RZODKIEWICZ W.: Analysis of the Experimental Data from MOS
Structures in the Case of Large Noise-to-Signal Ratio. Acta Phys. Pol. A 2009 vol. 116 Supl. s. S26–S29.
[P3] BOROWICZ P., GUTT T., MAŁACHOWSKI T.: Structural Investigation of Silicon Carbide with
Micro-Raman Spectroscopy. Proc. of the 16th Int. Conf. “Mixed Design of Integrated Circuits and
Systems” MIXDES 2009. Łódź, 25–27.06.2009, s. 177–180.
[P4] CYWIŃSKI G., KUDRAWIEC R., RZODKIEWICZ W., KRYŚKO M., LITWIN-STASZEWSKA E., ŁUCZNIK B.,
MISIEWICZ J., SKIERBISZEWSKI C.: Doping-Induced Contrast in the Refractive Index for GaIn/GaN
Structures at Telecommunication Wavelengths. Appl. Phys. Expr. 2009 vol. 2 nr 11 s. 111001-3.
[P5] CYWIŃSKI G., KUDRAWIEC R., RZODKIEWICZ W., KRYŚKO M., LITWIN-STASZEWSKA E., ŁUCZNIK B.,
MISIEWICZ J., SKIERBISZEWSKI C.: Near IR Refractive Index for GaInN Heavily Doped with Silicon.
Acta Phys. Pol. A 2009 vol. 116 nr 5 s. 936–938.
[P6] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M.: A Method of Slow-Switching Interface Traps Identification in
Silicon Carbide MOS Structures. Proc. of 32nd Int. Convention MIPRO - Conf. on MicroElectronics, Electronics a. Electronic Technologies. Opatija, Chorwacja, 25–29.05.2009, s. 67–70.
[P7] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M.: Slow-Switching Interface Traps Identification in 3C-SiC MOS
Structures. Proc. of the MicroTherm 2009, VIII Int. Conf. on Microtechnology and Thermal Problems in
Electronics. Łódź, 28.06–1.07.2009, s. 350–355.
[P8] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M.: Slow-Switching Interface Traps Identification in 3C-SiC MOS
Structures. Mater. Sci. a. Eng. B (złoż do red.).
[P9] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M., BAKOWSKI M.: A C-V Method of Slow-Switching Interface Traps
Identification in Silicon Carbide MOS Structures. Proc. of the 13 Int. Conf. on Silicon Carbide and
Related Materials ICSCRM 2009. Norymberga, Niemcy, 11–16.10.2009 (złoż. do red.).
[P10] KAMIŃSKA E., PIOTROWSKA A., PASTERNAK I., BORYSIEWICZ M., EKIELSKI M., GOŁASZEWSKA-MALEC K., RZODKIEWICZ W., WOJCIECHOWSKI T., DYNOWSKA E., STRUK P., PUSTELNY T.:
Fabrication, Processing and Characterization of Thin Film ZnO for Integrated Optical Gas Sensors.
MRS Fall Meet. Proc. Boston, USA, 30.11–4.12.2009 (złoż. do red.).
[P11] PAPIS E., BARAŃSKA A., KARBOWNIK P., SZERLING A., WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., BUGAJSKI M.,
RZODKIEWICZ W., SZADE J., WAWRO A.: (100) GaAs Surface Treatment Prior to Contact Metal
Deposition in AlGaAs/GaAs Quantum Cascade Laser Processing. Opt. Appl. 2009 vol. 39 nr 4
s. 787−797.
[P12] PISKORSKI K.: Photoelectric Methods of the Flat-Band Voltage Determination. Proc. of the
ESSDERC/ESSCIRC 2009. Ateny, Grecja, 14–18.09.2009, CD.
[P13] PISKORSKI K., PRZEWŁOCKI H. M.: Investigation of Flat-Band Voltage Distributions over the
Gate Area of Al-SiO2-Si Structures. Proc. of the 13th Nation. a. 4th Int. Conf. "Metrology in Production Engineering". Poznań-Żerków, 23–25.09.2009, s. 363–368.
[P14] PISKORSKI K., PRZEWŁOCKI H. M.: LPT and SLPT Measurement Methods of Flat-Band
Voltage (VFB) in MOS Devices. J. Telecom. a. Inform. Technol. 2009 nr 4 s. 76–82.
[P15] PISKORSKI K., PRZEWŁOCKI H. M.: The Influence of the Temperature and the Light on MOS
Structure Parameters. Proc. of the MicroTherm 2009, VIII Int. Conf. on Microtechnology and
Thermal Problems in Electronics. Łódź, 28.06–1.07.2009, s. 270–279.
22
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
[P16] PRZEWŁOCKI H. M., GUTT T., BĄKOWSKI M.: Badania struktur MOS na podłożach SiC-4H
i SiC-3C. Elektronika (złoż. do red.).
[P17] RZODKIEWICZ W., KULIK M., PAPIS E., SZERLING A.: Optical Analyses of Si and GaAs Semiconductors by Fractional-Derivative-Spectrum Methods. Acta Phys. Pol. A 2009 vol. 116 Supl. s. S95–S98.
[P18] RZODKIEWICZ W., MAŁACHOWSKI T.: The Simple Method of the Light Power Control by the
Slit Width at Different Wavelengths for Photoelectric Measurements of MOS Structures. Proc. of the
13th Nation. a. 4th Int. Conf. "Metrology in Production Engineering". Poznań-Żerków, 23–25.09.2009,
s. 413–418.
[P19] RZODKIEWICZ W., PANAS A.: Application of Spectroscopic Ellipsometry for Investigations of
Compaction and Decompaction State in Si-SiO2 Systems. J. Phys.: Conf. Series 2009 vol. 181 s. 012035–7.
[P20] RZODKIEWICZ W., PANAS A.: Determination of the Analytical Relationship between Refractive
Index and Density of SiO2 Layers. Phys. Pol. A 2009 vol. 116 Supl. s. S92–S94.
[P21] RZODKIEWICZ W., PANAS A.: Spectroscopic Ellipsometry Studies of Elastic and Non-Elastic
Strains in Si-SiO2 Systems. Proc. of the 13th Nation. a. 4th Int. Conf. "Metrology in Production
Engineering". Poznań-Żerków, 23–25.09.2009, s. 419–424.
[P22] ZYNEK J., HEJDUK K., KLIMA K., MOŻDŻONEK M., STONERT A., TUROS A., RZODKIEWICZ W.:
Azotek krzemu stosowany w technologii planarnych fotodiod wykonanych na bazie InP. Mater.
Elektron. 2008 vol. 36 nr 4 s. 95–113.
[P23] WOJCIECHOWSKI K., BRZOZOWSKA A., CAP S., RZODKIEWICZ W., GUTBERLET T.: Adsorption
of Azacrown Ethers at Solid-Liquid Interface. Contact Angle and Neutron Reflectivity Study. Appl.
Surf. Sci. 2009 vol. 256 s. 274–279.
Konferencje’2009
[K1] BOROWICZ L., BOROWICZ P., RZODKIEWICZ W.: Analysis of the Experimental Data Obtained for
MOS Structures in the Case of Weak Signals. Polish Photoscience Sem. Lipnik, 16–18.06.2009
(plakat).
[K2] BOROWICZ L., BOROWICZ P., RZODKIEWICZ W.: Analysis of the Experimental Data from MOS
Structures in the Case of Large Noise-to-Signal Ratio. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO 2009.
Warszawa, 22–26.06.2009 (plakat).
[K3] BOROWICZ P.: Zastosowanie spektroskopii ramanowskiej w badaniach układów warstwowych
o podłożu półprzewodnikowym. Sem. Inst. Chemii Fizycznej PAN. Warszawa, 27.05.2009 (ref. zapr.).
[K4] BOROWICZ P., BOROWICZ L., BRZEZIŃSKA D.: Investigation of the Stress in MOS Structures with
Micro-Raman Scattering. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO 2009. Warszawa, 22–26.06.2009
(kom.).
[K5] BOROWICZ P., GUTT T., MAŁACHOWSKI T.: Structural Investigation of Silicon Carbide with
Micro-Raman Spectroscopy. 16th Int. Conf. “Mixed Design of Integrated Circuits and Systems”
MIXDES 2009. Łódź, 25–27.06.2009 (kom.).
[K6] CYWIŃSKI G., KUDRAWIEC R., RZODKIEWICZ W., FEDUNIEWICZ-ŻMUDA A., SIEKACZ M.,
KRYŚKO M., SZAŃKOWSKA M., LITWIN-STASZEWSKA E., PRYSTAWKO P., MISIEWICZ J.,
SKIERBISZEWSKI C.: Low Values of GaInN Refractive Indices for Plasma Waveguide at Telecommunication Wavelengths. 15th Europ. MBE Workshop. Zakopane, 8–11.03.2009 (plakat).
[K7] CYWIŃSKI G., KUDRAWIEC R., RZODKIEWICZ W., KRYŚKO M., LITWIN-STASZEWSKA E.,
MISIEWICZ J., SKIERBISZEWSKI C.: Refractive Index for GaIn Heavily Doped with Silicon at IR
Wavelenghts. XXXVIII Int. School a. Conf. on the Physics of Semiconductor. Jaszowiec-Krynica,
19–26.06.2009 (plakat).
Zakład Charakteryzacji Struktur Nanoelektronicznych
23
[K8] FIREK P., KWIETNIEWSKI N., RZODKIEWICZ W., SOCHACKI M., SZMIDT J.: Electronic Properties
of BaTiO3/4H-SiC Interface. VIII Int. Conf. on Microtechnology and Thermal Problems in Electronics
Microtherm 2009. Łódź, 28.06–1.07.2009 (ref.).
[K9] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M.: A Method of Slow-Switching Interface Traps Identification in
Silicon Carbide MOS Structures. 32nd Int. Convention MIPRO - Conf. on Micro-Electronics,
Electronics a. Electronic Technologies. Opatija, Chorwacja, 25–29.05.2009 (ref.).
[K10] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M.: Slow-Switching Interface Traps Identification in 3C-SiC MOS
Structures. MicroTherm 2009, VIII Int. Conf. on Microtechnology and Thermal Problems in
Electronics. Łódź, 28.06–1.07.2009 (ref.).
[K11] GUTT T., PRZEWŁOCKI H. M., BAKOWSKI M.: A C-V Method of Slow-Switching Interface
Traps Identification in Silicon Carbide MOS Structures. 13 Int. Conf. on Silicon Carbide and Related
Materials ICSCRM 2009. Norymberga, Niemcy, 11–16.10.2009 (plakat).
[K12] KAMIŃSKA E., PIOTROWSKA A., PASTERNAK I., BORYSIEWICZ M., EKIELSKI M.,
GOŁASZEWSKA-MALEC K., RZODKIEWICZ W., WOJCIECHOWSKI T., DYNOWSKA E., STRUK P.,
PUSTELNY T.: Fabrication, Processing and Characterization of Thin Film ZnO for Integrated Optical
Gas Sensors. MRS Fall Meet., Boston, USA, 30.11–4.12.2009 (plakat).
[K13] KULIK M., ŻUK J., DROŹDZIEL A., PYSZNIAK K., KOMAROV F. F., RZODKIEWICZ W.: RBS-C
and Ellipsometric Investigations of Radiation Damage in Hot-Implanted GaAs Layers. VIII Int.
Conf. on Microtechnology and Thermal Problems in Electronics Microtherm 2009. Łódź, 28.06–
−1.07.2009 (ref.).
[K14] PAPIS E., BARAŃSKA A., KARBOWNIK P., SZERLING A., WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., BUGAJSKI M.,
RZODKIEWICZ W., SZADE J., WAWRO A.: Procesy przygotowania powierzchni (100) GaAs dla
zastosowania w kwantowych laserach kaskadowych. XI Sem. “Powierzchnia i Struktury Cienkowarstwowe”. Szklarska Poręba, 19–22.05.2009 (plakat).
[K15] PAPIS E., SZERLING A., BARAŃSKA A., KARBOWNIK P., WÓJCIK-JEDLIŃSKA A., BUGAJSKI M.,
RZODKIEWICZ W., WAWRO A., SZADE J.: The Aspects of Wet and Dry Surface Etching in AlGaAs/
/GaAs Quantum Cascade Lasers Processing. 3th Workshop on Physics and Technology of Semiconductor Lasers. Jeziorkowskie, 4–7.10.2009 (ref.).
[K16] PISKORSKI K.: Photoelectric Methods of the Flat-Band Voltage Determination. ESSDERC/
/ESSCIRC 2009. Ateny, 14–18.09.2009 (plakat).
[K17] PISKORSKI K., PRZEWŁOCKI H. M.: LPT and SLPT Measurement Methods of Flat-Band
Voltage (VFB) in MOS Devices. 8th Symp. “Diagnostic & Yield Advanced Silicon Devices
a. Technologies for ULSI Era”. Warszawa, 22–24.06.2009 (ref.).
[K18] PISKORSKI K., PRZEWŁOCKI H. M.: The Influence of the Temperature and the Light on MOS
Structure Parameters. MicroTherm 2009, VIII Int. Conf. on Microtechnology and Thermal Problems
in Electronics. Łódź, 28.06–1.07.2009 (plakat).
[K19] PISKORSKI K., PRZEWŁOCKI H. M.: Investigation of Flat-Band Voltage Distributions over the
Gate Area of Al-SiO2-Si Structures. 13th Nation. a. 4th Int. Conf. "Metrology in Production
Engineering". Poznań-Żerków, 23–25.09.2009 (plakat).
[K20] PRZEWŁOCKI H. M.: A New Class of Photoelectric Methods to Determine MOS System
Parameters: The Zero Photocurrent Methods. IEEE Electron Devices Soc. Int. Mini-Colloq. Lublin,
7–8.05.2009 (ref. zapr.).
[K21] PRZEWŁOCKI H. M.: Innowacyjne technologie wielofunkcyjnych materiałów i struktur dla
nanoelektroniki, fotoniki, spinitroniki i technik sensorowych. II Spotkanie Realizatorów Projektu
InTechFun. Warszawa, 14.05.2009 (ref.).
24
Sprawozdanie z działalności ITE w 2009 r.
[K22] PRZEWŁOCKI H. M.: Report on Measurement Results of Heinrich1, Heinrich2, Heinrich3 Lots
of Samples from AMO GmbH. Centrum Doskonałości NANOSIL. Narada robocza grupy "Flagship
Project 1.3". Cambridge, Wielka Brytania, 2.07.2009 (ref.).
[K23] PRZEWŁOCKI H. M., GUTT T., BAKOWSKI M.: Badania struktur MOS na podłożach SiC-4H
i SiC-3C. VIII Kraj. Konf. Elektroniki KKE’2009. Darłówko Wschodnie, 7–10.06.2009 (ref. zapr.).
[K24] PRZEWŁOCKI H. M., GUTT T., BOROWICZ P.: Opracowanie metod charakteryzacji parametrów
podłoży SiC i ich powierzchni granicznych z innymi materiałami oraz ich wykorzystanie do badań
struktur realizowanych w PBZ. Badania wytrąceń węglowych w pobliżu powierzchni granicznej
SiC-SiO2 i ich wpływu na parametry elektryczne struktur MOS. Sem. spr.-odb. II etapu realizacji
PBZ-MeiN 6/2/2006. Warszawa, 26.10.2009 (ref.).
[K25] RZODKIEWICZ W., KULIK M.: Wpływ implantacji jonowej na parametry optyczne warstw
przypowierzchniowych implantowanego GaAs jonami indu. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO
2009. Warszawa, 22–26.06.2009 (plakat).
[K26] RZODKIEWICZ W., KULIK M., PAPIS E., SZERLING A.: Analiza optyczna widm powierzchni Si
i GaAs z zastosowaniem pochodnych ułamkowych. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO 2009.
Warszawa, 22–26.06.2009 (plakat).
[K27] RZODKIEWICZ W., KULIK M., PAPIS E., SZERLING A., SZADE J.: Application of Fractional-Derivative-Spectrum Methods for Optical Analyses of Si and GaAs Semiconductors. 216th
Electrochemical Society Meet. 2009. Wiedeń, Austria, 4–09.10.2009 (ref.).
[K28] RZODKIEWICZ W., MAŁACHOWSKI T.: The Simple Method of the Light Power Control by the
Slit Width at Different Wavelengths for Photoelectric Measurements of MOS Structures. 13th
Nation. a. 4th Int. Conf. "Metrology in Production Engineering". Poznań-Żerków, 23–25.09.2009 (ref.).
[K29] RZODKIEWICZ W., PANAS A.: Określenie analitycznej zależności pomiędzy współczynnikiem
załamania n a gęstością warstw SiO2. III Kraj. Konf. Nanotechnologii NANO 2009. Warszawa,
22–26.06.2009 (plakat).
[K30] RZODKIEWICZ W., PANAS A.: Application of Spectroscopic Ellipsometry for Investigations of
Compaction and Decompaction State in Si-SiO2 Systems. 7th Int. Conf. on Modern Practice in Stress
and Vibration Analysis. Cambridge, Wielka Brytania, 8–10.09.2009 (ref.).
[K31] RZODKIEWICZ W., PANAS A.: Spectroscopic Ellipsometry Studies of Elastic and Non-Elastic
Strains in Si-SiO2 Systems. 13th Nation. a. 4th Int. Conf. "Metrology in Production Engineering".
Poznań-Żerków. 23–25.09.2009 (plakat).
Patenty’2009
[PA1] RZODKIEWICZ W., PRZEWŁOCKI H. M.: Sposób określania higroskopijności warstw dielektrycznych o wysokiej przenikalności elektrycznej. Zgł. pat. nr P.387980 z dn. 7.05.2009.
[PA2] RZODKIEWICZ W., MAŁACHOWSKI T.: Sposób regulacji mocy wiązki światła o określonej długości fali podczas pomiarów fotoelektrycznych struktur MOS. Zgł. pat. nr P.388957 z dn. 3.09.2009.