Luận văn Đánh giá vai trò và thiết kế lớp điện môi cực cổng dị cấu trúc trong các transistor hiệu ứng trường xuyên hầm có cấu trúc khác nhau

ơng pháp WKB cho phép tính toán gần đúng xác suất xuyên hầm qua rào thế có hình dạng bất kỳ nhưng ta cần phải biết hình dạng của rào thế trong khi điều này là rất khó để xác định đối với TFET ở điều kiện pha tạp và phân cực ngược. Do đó, mô hình này đã bộc lộ nhiều hạn chế khi áp dụng cho các linh kiện có kích thước siêu nhỏ với nhiều ảnh hưởng lượng tử có thể xảy ra [51]. Hạn chế của mô hình bán cổ điển WKB cho thấy cần phải xây dựng một mô hình mới trong đó phải tính đến quá trình hấp thụ và tán xạ của electron- phonon trong suốt quá trình xuyên hầm. Điều đó đã dẫn đến sự ra đời của các mô hình lượng tử đầy đủ. Tuy vậy, do các thuật toán phức tạp nên việc sử 35 dụng mô hình lượng tử đầy đủ rất khó để suy ra các cơ chế và tính chất vật lý của quá trình xuyên hầm cũng như các thuộc tính điện của TFET. Bên cạnh đó, mẫu lượng tử đầy đủ khi mô phỏng thì thời gian mô phỏng chậm hơn rất nhiều so với mô phỏng bán cổ điển, đòi hỏi số lượng máy tính lớn và chỉ thích hợp khảo sát cho các cấu trúc linh kiện có kích thước rất nhỏ [51]. Để tính dòng xuyên hầm đồng thời rút ra các đặc tính của linh kiện và thiết kế TFET thì một phương pháp tiếp cận khác thường được sử dụng là mô hình hai vùng năng lượng của Kane (two band Kane model). 2.1.1.3. Mô hình Kane Mô hình hai vùng năng lượng Kane cũng là một mô hình bán cổ điển cho mối quan hệ định lượng giữa tốc độ xuyên hầm với độ rộng vùng cấm của chất bán dẫn, khối lượng hiệu dụng, điện trường, được xây dựng bởi E. O. Kane năm 1959 [52]. Đây là một mô hình được sử dụng rộng rãi và lâu đời nhất vì biểu diễn toán học của nó đơn giản hơn nhiều so với mô hình lượng tử đầy đủ. Mô hình Kane có nguồn gốc sử dụng phương pháp pha tĩnh, khi tính xác suất xuyên hầm trực tiếp nó cho kết quả tương tự mô hình bán cổ điển WKB ngoại trừ thêm tham số π2/9. Đặc biệt, mô hình Kane có thể áp dụng cho cả chất bán dẫn có vùng cấm trực tiếp và chất bán dẫn có vùng cấm gián tiếp và hoàn toàn phù hợp với linh kiện có kích thước lớn hơn so với mô hình lượng tử đầy đủ. Quá trình xuyên hầm qua vùng cấm ở mô hình hai vùng năng lượng của Kane có thể được nghiên cứu qua phương trình Schrodinger. 2 2 0 ( ) ( ) ( ) ( ) 2 lat extV r V r r E r m            (2.16) Hàm thế V(x) trong phương trình Schrodinger được biểu diễn là tổng của thế tuần hoàn Vlat trong tinh thể và thế phân cực áp vào Vext. Trong đó, việc biểu diễn phương trình Schrodinger được thực hiện bằng cách sử dụng các hàm Bloch ( )nk r có dạng: 36 ( ) ( )ikrnk nkr e u r  (2.17) Với, ( )nku r là hàm tuần hoàn Bloch; k là véc-tơ sóng và chỉ số n trong hàm Bloch cho biết vùng năng lượng thứ n. Nếu điện thế ngoài là đồng nhất thì: ( )extV r q x  (2.18) Với giả thiết rằng điện thế phân cực tạo ra một điện trường đều  trong tinh thể, Kane đã viết lại phương trình Schrodinger độc lập thời gian như sau [53]: ' '( ) ( ) ( ) 0n n nn n x E k iq E a k q X a k k             (2.19) Trong đó, En(k) là năng lượng của tinh thể; E là tổng năng lượng của electron; ( )na k và '( )na k là hệ số biểu diễn trạng thái của các vùng năng lượng trong tinh thể; n và n’ là chỉ số các vùng năng lượng khác nhau; Xnn’ là yếu tố ma trận liên vùng. Với: * ' 'nn nk n k x X i u u dr k    (2.20) (1) '( ) ( ) k n n nnE k E q X k  (2.21) Gọi γ là độ rộng của vùng Brillouin theo hướng x thì mật độ trạng thái ( )E được xác định bởi công thức: ( ) 2 E q      (2.22) Xác suất cho mỗi đơn vị thời gian của quá trình dịch chuyển từ vùng n đến vùng n’ là: 2 ' ' ' 2 ( ) ( ) ( ) ( )n n n nn n eT a k q X k a k E     (2.23) 37 Nếu bỏ qua các số hạng liên vùng trong công thức (2.19) thì hàm sóng không nhiễu loạn trong không gian xung lượng tinh thể là: (1) ' 0 01/2 0 1 ( ) exp ( ') ( ) ( ) xk n n x y y z z i a k E E k dk k k k k F                  (2.24) Áp dụng kỹ thuật tương tự như phương pháp pha tĩnh trong mặt phẳng phức, các yếu ma trận chuyển dịch trong mô hình Kane được viết như sau [40]: 1/2 1/2 2 1/2 2 ' ' ex ' 1/2 | | ( ) ( ) ( ) exp 3 4 r g g nn n t nn n r q m E E M a k qE X k a k q m                (2.25) Với: 2 ( 4 )ir g m i E E    (2.26) * * 1 1 1 r c vm m m   (2.27) Trong đó, iE là năng lượng vuông góc tại trạng thái đầu tiên; mr là khối lượng rút gọn; * cm và * vm là khối lượng hiệu dụng ở vùng dẫn và vùng hóa trị. Ngoài ra, năng lượng vuông góc là bảo toàn do năng lượng vuông góc tại trạng thái đầu tiên và trạng thái cuối cùng là bằng nhau ( iE = fE = E ). Trong điện trường đồng nhất, các electron luân chuyển quanh vùng Brillouin với thời gian t0 = q   [46]. Xác suất xuyên hầm trực tiếp được xác định: ir ' 0 'd n n n nP T t T q      (2.28) Sử dụng các phương trình (2.23)-(2.28), ta có biểu thức xác suất xuyên hầm trực tiếp: 38 1/2 3/22 ir ir 2 exp exp 9 2 i r g d d m E E P q E                   (2.29) Trong đó: 2 2 2 ir 1/2 1/2 ( ) , 4 y zi d r r g k k q E E m m E        (2.30) Nếu khối lượng hiệu dụng của các vùng hóa trị và vùng dẫn bằng nhau ( * cm = * vm = m*) thì xác suất xuyên hầm trong mô hình Kane cho kết quả tương tự mô hình bán cổ điển WKB với hệ số π2/9 như đã nói ở trên. Tuy nhiên, biểu thức (2.29) chỉ áp dụng cho chuyển tiếp lý tưởng với điện trường đều. Nếu điện trường không đều thì trong mô hình Kane, điện trường định xứ và phi định xứ đã được đã được giả định tùy ý. Nhưng khi tính toán dòng xuyên hầm đối với TFET bằng cách sử dụng điện trường định xứ cho mô hình Kane thì thấy có một độ lệch lớn [47, 48]. Vậy nên, mô hình Kane dựa trên điện trường phi định xứ sẽ tốt hơn. Đó là lý do vì sao mẫu phi định xứ được sử dụng rộng rãi trong tính toán dòng xuyên hầm của TFET. Tuy nhiên, các nghiên cứu gần đây cho thấy mẫu hỗn hợp bao gồm cả điện trường định xứ và phi định xứ trong thành phần trước hàm mũ của biểu thức (2.29) là thích hợp hơn với các ước tính về tốc độ xuyên hầm [49]. Với xuyên hầm gián tiếp, xác suất xuyên hầm của điện tử được tính toán bởi Kane và Keldysh cho ra kết quả là [50]: 5/2 1/2 3/21/2 1/2 3/2 2 15/4 1/2 9/4 3/4 1/2 2( ) (1 2 ) exp exp 2 3 i f r gc v TA TA ind ind r TA g m Em m N D E E P q m E q E                       (2.31) Trong đó, mc là mật độ trạng thái trong vùng dẫn; mv là mật độ trạng thái trong vùng hóa trị; ρ là khối lượng riêng;  là điện trường tại mối nối xuyên hầm; DTA là hàm thế biến thiên của phonon nhánh âm học ngang (transverse acoustic phonon); εTA là năng lượng phonon của nhánh âm học ngang; NTA = 39 1 exp( / ) 1TA kT  là số lấp đầy phonon của nhánh âm học ngang; indE là năng lượng thẳng đứng trong chất bán dẫn gián tiếp. Với: 3/2 1/2 1/22 ind r g q E m E    (2.32) 2.1.2. Tốc độ xuyên hầm dựa trên mô hình Kane Trong một bài báo của mình về tựa đề đường hầm Zener trong chất bán dẫn, Kane đã sử dụng khái niệm lý thuyết nhiễu loạn phụ thuộc thời gian và mức Fermi vàng để đưa ra biểu thức ban đầu cho tốc độ xuyên hầm (Gbtbt) của các electron [41]: 2 1 2 2 btbtG H    (2.33) Với 1 là tổng của các trạng thái Bloch trong dải hóa trị; 2 là tổng của các trạng thái Bloch trong dải dẫn; H là toán tử Hamiltonian. Các chi tiết tính toán của phần tử ma trận này rất dài và phức tạp. Nếu coi điện trường ngoài là một trường thế nhiễu loạn và áp dụng định lý Bloch, ta có thể có được cái gọi là định luật Newton trong không gian véc-tơ sóng như sau: dk q dt  (2.34) Từ (2.34), vận tốc của electron trong không gian k là: k dk q v dt    (2.35) Theo cơ học lượng tử, có một trạng thái của thể tích được phép trong không gian véc-tơ sóng. Nếu gọi ( )k dk là số trạng thái trên một đơn vị thể tích ứng với một véc-tơ sóng giữa không gian k và k+dk, g là hệ số suy biến, thì: 3(2 ) ( ) x y zk dk gdk dk dk   (2.36) 40 Như vậy, mật độ trạng thái trong không gian k là: 3 ( ) 8 g k   (2.37) Xét một vòng kín có momen xung lượng vuông góc, thông lượng của electron qua vòng kín giữa k và k dk  là dNF. Gọi Fv và Fc là hàm phân bố Fermi-Dirac trong vùng hóa trị và vùng dẫn. dNF là tích của vận tốc electron trong không gian k, mật độ trạng thái trong không gian k, diện tích vòng kín và số trạng thái bị chiếm [44]. Vậy nên: ( ) 2 ( )F k v cdN v k k dk F F        (2.38) Từ công thức (2.35), (2.37), (2.38), ta có: 2 ( ) 4 F v c gq dN F F k dk      (2.39) Kết hợp công thức (2.30) và (2.39), thì: 2 3 ( ) 2 ir F v c gqm dN F F dE     (2.40) Tốc độ xuyên hầm qua vùng cấm của electron được xác định bằng: btbt F TG dN P F   (2.41) Với FT là hệ số truyền qua. Hệ số truyền qua được định nghĩa là số trạng thái trống ở vùng dẫn mà electron từ vùng hóa trị có thể đến để lấp đầy. Trong quá trình xuyên hầm trực tiếp, năng lượng và xung lượng của electron được bảo toàn nên hệ số truyền qua ird TF có giá trị bằng 1. Thay (2.29), (2.40) và ird TF = 1 vào công thức (2.41), ta thu được biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trực tiếp là: 41 1/2 3/2 ir 3 ir 2 exp exp ( ) 18 2 i r gd ir btbt v cd m Egqm E G F F dE q E                      (2.42) Nếu điện áp phân cực ngược (Va) lớn hơn 6kT/q thì hàm phân bố Fermi-Dirac có thể được xem là hàm bước Fv – Fc = 1. Do đó, biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trực tiếp được biểu diễn như sau: 1/2 3/22 1/2 2 ir 2 1/2 ir 2 exp 1 exp 36 2 r gd er btbt d g m E Egq m G E q E                      (2.43) Trong đó, Ee có giá trị nhỏ hơn Ei và Ef, tương ứng là năng lượng của electron được đo từ đỉnh của vùng hóa trị của bán dẫn loại p và vùng dẫn của bán dẫn loại n. Trong quá trình xuyên hầm gián tiếp, thành phần xung lượng vuông góc bị thay đổi so với trạng thái ban đầu trước khi thực hiện quá trình xuyên hầm, nên hệ số truyền qua ird TF luôn lớn hơn 1. Sự khác biệt về xung lượng vuông góc của hai trạng thái chính là năng lượng vuông góc của phonon được hấp thụ hoặc phát xạ. Mật độ của các trạng thái vuông góc cuối cùng còn trống, để các electron xuyên hầm trong không gian của năng lượng vuông góc đến lấp đầy được tính: 2 ( )f r m E    (2.44) Hệ số truyền qua lúc này là: 2 ind fr T m F dE    (2.45) Thay (2.31), (2.40) và (2.45) vào công thức (2.41), ta thu được biểu thức tính tốc độ xuyên hầm gián tiếp là: 42 5/2 1/2 3/25/2 3/2 2 5/2 31/4 5/2 5/2 5/4 7/4 2( ) (1 2 ) exp 2 3 r gind c v TA TA btbt r TA g m Egq m m N D G m E q             1 exp 1 exp fi ind ind EE E E                         (2.46) Biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trong mô hình Kane có thể được biết lại dưới dạng tổng quát từ công thức (2.43) và (2.46) khi bỏ qua số hạng hàm mũ rất nhỏ, như sau [52]: 3/2 1/2 exp g btbt g E G A B E           (2.47) Hệ số γ, các tham số vật liệu A và B phụ thuộc khối lượng hiệu dụng của electron và lỗ trống trong chất bán dẫn. Với quá trình xuyên hầm trực tiếp:   2; 2 1/2 ir 236 r d gq m A   ; 1/2 ir 2 r d m B q   (2.48) Với quá trình xuyên hầm gián tiếp:   2.5; 5/2 3/2 2 31/4 5/2 5/2 5/4 5/4 ( ) (1 2 ) 2 c v TA TA ind r TA g gq m m N D A m E    ; 5/2 1/22 3 r ind m B q  (2.49) Tuy nhiên, mô hình Kane chỉ áp dụng cho chuyển tiếp p-n với điện trường đều trong khi xuyên hầm thực thì điện trường là một hàm của vị trí. Do ta không thể biết chính xác dạng của rào thế trong vùng chất bán dẫn, nên khi tiếp cận mô hình Kane với điện trường không đều thì không có tiêu chuẩn chính xác để lựa chọn điện trường định xứ hay phi định xứ. Đề xuất thứ nhất là giả thiết tại điểm ban đầu của quá trình xuyên hầm là điện trường định xứ ( ), thì biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trực tiếp trong mô hình Kane là [53]: 1/2 3/22 1/2 2 2 1/2 2 exp 1 exp 18 2 r g er local g m E Eq m G E q E                      (2.50) 43 Đề xuất thứ hai là điện trường phi định xứ ( ) được xác định dọc theo chiều dài đoạn xuyên hầm, thì biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trực tiếp trong mô hình Kane được viết lại [53]: 1/2 3/22 1/2 2 2 1/2 2 exp 1 exp 18 2 r g er nonlocal g m E Eq m G E q E                      (2.51) Kết hợp cả điện trường định xứ và điện trường phi định xứ, ta sẽ có biểu thức tính tốc độ xuyên hầm của mẫu xuyên hầm hỗn hợp là [53]: 1/2 3/22 1/2 2 1/2 2 exp 1 exp 18 2 r g er mixed g m E Eq m G E q E                       (2.52) Mẫu xuyên hầm hỗn hợp được trông đợi cho phép tính chính xác về dòng xuyên hầm hơn các mẫu khác và đã được kiểm chứng bởi các kết quả thực nghiệm. 2.2. PHẦN MỀM MÔ PHỎNG HAI CHIỀU Nhằm rút ra các tính chất vật lý và các đặc tính điện của linh kiện TFET, cũng như đưa ra các tham số thiết kế phù hợp nâng cao đặc tính tắt-mở của các loại cấu trúc TFET khác nhau, người ta đã sử dụng các phần mềm mô phỏng. Một trong số các phần mềm mô phỏng hai chiều được sử dụng phổ biến hiện nay là MEDICI. Phần mềm này đã được phát triển và thương mại hóa bởi công ty Synopsys của Hoa Kỳ [54]. Phần mềm mô phỏng hai chiều MEDICI cho phép mô phỏng trạng thái điện của các linh kiện như MOS, transistor lưỡng cực và các linh kiện bán dẫn khác bằng cách giải một số phương trình Poisson, Boltzman, phương trình liên tục trong không gian tích hợp. Các mô phỏng hai chiều trong phần mềm MEDICI sử dụng mẫu lượng tử hai kênh của Kane, vì mẫu này không những dùng được cho cả chất bán dẫn có vùng cấm trực tiếp và chất bán dẫn có vùng cấm gián tiếp mà còn cho ra kết quả tương đối chính xác. Mô hình Kane được sử dụng trong phần mềm MEDICI được biểu thị đơn giản như công thức (2.47) trong đó có sử dụng các mẫu và tham số vật lý thích hợp cho từng loại vật liệu. Các tham số A và B 44 trong công thức (2.48) và (2.49) được nhập vào một cách thích hợp bằng các kết quả được tính toán theo lý thuyết hoặc được hiệu chuẩn bằng thực nghiệm. Hơn nữa, MEDICI cũng cho phép tiếp cận mô hình Kane với điện trường định xứ và phi định xứ. Điện trường định xứ là điện trường theo trục x nơi các electron bắt đầu xuyên hầm, trong khi đó điện trường phi định xứ là điện trường dọc theo chiều dài đoạn xuyên hầm của electron. Chức năng chính của phần mềm MEDICI là giải các phương trình vi phân từng phần. Trong đó, giải phương trình Poisson (2.53) ta sẽ xác định được sự phân bố thế năng của linh kiện. 2 ( )D A sq p n N N          (2.53) Với ε là hằng số điện môi tĩnh trong chất bán dẫn;  là toán tử Plapce;  được định nghĩa là thế Fermi nội, nghĩa là int  ; p và n lần lượt là mật độ lỗ trống và điện tử; ,D AN N   là nồng độ tạp chất bị ion hóa; s là mật độ điện tích bề mặt. Để thu được mật độ lỗ trống và điện tử sử dụng cho phương trình (2.53) thì cần giải phương trình liên tục sau: 1 ( ) ( , , )n n n n n J U G F n p t q         (2.54) 1 ( ) ( , , )p p p p p J U G F n p t q         (2.55) Trong đó, Un và Up tương ứng là tốc độ tái tổ hợp của mật độ điện tử và lỗ trống; Gn và Gp theo thứ tự là tốc độ phát sinh của mật độ điện tử và lỗ trống; nJ là mật độ dòng trôi của điện tử và pJ là mật độ dòng trôi của lỗ trống. Theo nguyên lý vận chuyển Boltzman, nJ và pJ ở phương trình (2.54) và (2.55) có thể được viết dưới dạng các hàm của mật độ hạt dẫn (n, p), thế giả Fermi của điện tử ( n ) và thế giả Fermi của lỗ trống ( p ), như sau: ;n n nJ q n    p p p J q p    (2.56) 45 Ngoài ra, nJ và pJ còn có thể được viết dưới dạng các hàm của  , n, p, độ linh động của điện tử n , độ linh động của lỗ trống p , hiệu suất khuếch tán của điện tử Dn và hiệu suất khuếch tán của lỗ trống Dp: ;n n n nJ q E n qD n   p p p p J q E p qD p   Với: n pE E E     (2.57) * Phương pháp mô phỏng: Ta cần phác họa cấu trúc linh kiện trước khi tiến hành viết chương trình cho mỗi cấu trúc linh kiện. Đầu tiên, tạo khung cho cấu trúc như sau: Sử dụng các câu lệnh X.MESH và Y.MESH để xác định chiều rộng và chiều sâu của linh kiện tương ứng với số ô (N.SPACES) chia theo từng miền. Việc làm này sẽ giúp thu được mật độ ô phù hợp với cấu trúc cần khảo sát. Thứ hai, dùng lệnh REGION xác định vùng vật liệu gồm các khu vực kim loại, ô-xít, chất bán dẫn trong linh kiện. Tiếp theo, dùng lệnh ELECTR NAME=”tên của điện cực” để xác định khu vực cần pha tạp với pha tạp cực nguồn, máng và cổng. Thứ ba, khai báo độ lớn nồng độ pha tạp và loại pha tạp n hay p cho từng khu vực với lệnh PROFILE. Thứ tư, thực hiện khai báo mẫu vật lý, với các mẫu: CONMOB, FLDMOD, SRFMOD2, BGN, FERMIDIR, BTBT, BT.MODEL= n (n=1,2,3). Việc này sẽ đảm bảo tính chính xác khi mô phỏng đặc tính điện của linh kiện. Ngoài ra, để dễ hội tụ ta có thể sử dụng phương pháp GUMMEL hoặc phương pháp NEWTON để thu được kết quả chính xác hơn. Cuối cùng, có thể khai báo khoảng điện thế cổng, điện thế máng và sử dụng lệnh vẽ PLOT, lệnh xuất OUT.FILE=”” cùng lệnh lưu file trong thư mục. Sau khi viết xong chương trình mô phỏng, ta cho chạy chương trình. Kết quả mô phỏng sẽ cho ta đặc tính dòng-thế, giản đồ năng lượng, đường sức tốc độ xuyên hầm, của linh kiện cần mô phỏng. Ta có thể sử dụng phần mềm Origin để biểu diễn kết quả thu được, từ đó phân tích, đánh giá hiệu ứng kênh ngắn và giải thích nguyên nhân vật lý liên quan. 46 CHƯƠNG 3. KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN Đối với TFET, cực cổng điều khiển tính chất điện của vùng kênh một cách gián tiếp qua lớp ô-xít cách điện. Trong khi đó, khả năng điều khiển của cổng phụ thuộc vào lớp cách điện cổng và vùng kênh. Nhằm nâng cao khả năng điều khiển của cổng lên vùng kênh, người ta đã kết hợp cả kỹ thuật cấu trúc và vật liệu để tạo ra cấu trúc điện môi cực cổng dị cấu trúc. Vì vậy ở chương 3 này, đề tài đã đánh giá và so sánh vai trò của kỹ thuật điện môi cực cổng dị cấu trúc đến cơ chế giảm dòng rò lưỡng cực, tăng dòng mở trong các loại TFET có cấu trúc khác nhau như cấu trúc xuyên hầm điểm, xuyên hầm đường, cấu trúc khối và cấu trúc thân mỏng lưỡng cổng. Ngoài ra, chương 3 của luận văn cũng nghiên cứu về ảnh hưởng của điện môi dị cấu trúc tới hiệu ứng kênh ngắn trong TFET. Việc kiểm tra cơ chế, hoạt động và thiết kế của TFET có điện môi cực cổng dị cấu trúc được tiến hành thông qua việc phân tích các đặc tính điện của linh kiện bằng cách thực hiện các mô phỏng hai chiều trong phần mềm MEDICI đã giới thiệu ở chương 2. Trong tất cả các linh kiện TFET được nghiên cứu ở chương 3, vật liệu bán dẫn được sử dụng là In0.53Ga0.47As. Bởi vì vật liệu này là vật liệu có vùng cấm trực tiếp và độ rộng vùng cấm nhỏ (0.75 V) [57] nên sẽ cho dòng mở tối ưu. Sử dụng mẫu xuyên hầm phi định xứ của Kane, tốc độ BTBT của electron trong In0.53Ga0.47As TFET được tính theo công thức (2.47) là: 3/2 1/2 exp g btbt g E G A B E           (2.47) Vì In0.53Ga0.47As là vật liệu bán dẫn có vùng cấm trực tiếp nên hệ số γ, các tham số vật liệu A và B được tính theo công thức (2.48):   2; 2 1/2 ir 236 r d gq m A   ; 1/2 ir 2 r d m B q   (2.48) 47 Các tham số A và B được tính toán theo công thức (2.48) có kết quả tương ứng là 1.4x1020 eV1/2/cm.s.V2 và 8.6x106 V/cm.eV1/2. Các giá trị của tham số A và B hoàn toàn phù hợp với giới hạn của chúng lần lượt là 1-1.4x1020 eV1/2/cm.s.V2 và 8.3-9.2x106 V/cm.eV1/2 được đề xuất bởi Q. Smet [55]. Việc độ rộng vùng cấm bị thu hẹp do pha tạp nồng độ cao, phân bố Fermi – Dirac và tái tổ hợp Shockley – Read – Hall cũng được tính đến trong tất cả các mô phỏng của chương 3. 3.1. CƠ CHẾ GIẢM DÒNG RÒ LƯỠNG CỰC TFET với cấu trúc p-i-n đặc trưng thì cả chuyển tiếp nguồn-kênh và chuyển tiếp máng-kênh đều có thể đóng vai trò là khu vực chuyển tiếp xuyên hầm. Khi đặt điện áp cổng thích hợp thì cửa sổ xuyên hầm của hai khu vực này có thể mở. Tuy nhiên, việc xuyên hầm ở trạng thái mở xảy ra tại chuyển tiếp nguồn-kênh, còn xuyên hầm ở trạng thái tắt xảy ra ở chuyển tiếp máng- kênh. Do đó, TFET có đặc tính tắt-mở tốt nếu cửa sổ xuyên hầm tại chuyển tiếp nguồn-kênh được mở rộng ở trạng thái mở và đóng hoàn toàn ở trạng thái tắt. Mặc dù vậy, nhưng do tính đối xứng giữa chế độ hoạt động của TFET loại n và loại p nên dòng lưỡng cực luôn tồn tại trong tất cả các TFET có cấu trúc p-i-n đặc trưng. Mặt khác, dòng mở trong TFET là rất nhỏ so với MOSFET. Vậy nên, việc nâng cao dòng mở và giảm dòng rò luôn là vấn đề cần quan tâm khi áp dụng linh kiện TFET vào các vi mạch trong thực tế. Để nâng cao dòng mở cho TFET, người ta giảm bề dày ô-xít tương đương ở lớp cách điện cực cổng bằng cách giảm bề dày vật lý và/hoặc sử dụng vật liệu điện môi cao. Phương pháp này làm tăng sự điều khiển của cực cổng lên vùng kênh nên giúp tăng cường dòng mở nhưng cũng là nguyên nhân làm tăng dòng rò lưỡng cực trong TFET. Như vậy, muốn giảm dòng rò lưỡng cực thì phải sử dụng vật liệu điện môi thấp ở điện môi cổng. Xuất phát từ bản chất khác nhau đó của dòng dẫn tại chuyển tiếp nguồn-kênh và chuyển tiếp máng-kênh mà ý tưởng điện môi cực cổng dị cấu trúc đã được đưa vào trong TFET. Thứ nhất, vật liệu điện môi cao được sử dụng ở phía cực nguồn của lớp ô-xít cổng sẽ rút ngắn rào xuyên hầm ở trạng thái mở tại chuyển tiếp nguồn-kênh giúp nâng cao dòng mở. Thứ hai, vật liệu điện môi thấp được sử dụng ở phía máng sẽ làm 48 giảm sự điều khiển của cổng ở khu vực chuyển tiếp máng-kênh dẫn đến làm tăng độ rộng rào xuyên hầm ở trạng thái tắt nên giảm dòng lưỡng cực. Trong mục này, luận văn sẽ trình bày về cơ chế giảm rò lưỡng cực ở HGD-TFET có cấu trúc khối đặc trưng (bulk TFET). 3.1.1. Cấu trúc linh kiện Gate High-k (a) UGD-TFET p + 10 20 cm -3 n n  10 17 cm -3 Bulk Source Drain Gate Low-k Low-k High-k (b) HGD-TFET p + 10 20 cm -3 n n  10 17 cm -3 Bulk Source Drain 0 x Xsh Xdh Drain-Side Heterojunction Source-Side Heterojunction Hình 3.1. Phác họa TFET cấu trúc khối với (a) điện môi cực cổng đồng chất và (b) điện môi cực cổng dị cấu trúc có chiều dài kênh 100 nm. 49 TFET cấu trúc khối với điện môi cực cổng đồng chất và điện môi cực cổng dị chất được phác họa như hình 3.1. Trong nghiên cứu này, TFET cấu trúc khối dựa trên cấu trúc xuyên hầm điểm đặc trưng có bề dày thân lớn đã được sử dụng để tránh sự ảnh hưởng của các thông số thân linh kiện đến vai trò của kỹ thuật HGD trong việc nâng cao đặc tính hoạt động của linh kiện [27]. Bên cạnh đó, chiều dài kênh của linh kiện là 100 nm để loại trừ hiệu ứng kênh ngắn [56]. Ta khảo sát linh kiện TFET kênh n có nguồn pha tạp loại p với nồng độ cao 1020 cm-3, kênh pha tạp thấp loại p với nồng độ 1017 cm-3 và máng pha tạp loại n với nồng độ cao 1020 cm-3. Máng pha tạp nồng độ cao để quan sát thấy rõ dòng rò lưỡng cực, từ đó mới thấy được vai trò của kỹ thuật HGD trong việc giảm dòng rò. Ở cả hai loại linh kiện, lớp ô-xít cổng có độ dày vật lý là 3 nm, hàm công của cổng là 4.27 eV, vật liệu điện môi thấp được sử dụng là SiO2 có hằng số điện môi 3.9, vật liệu điện môi cao thuộc nhiều loại khác nhau được nêu rõ trong mỗi khảo sát. Bên cạnh đó, vị trí chuyển tiếp dị cấu trúc phía nguồn là Xsh, vị trí chuyển tiếp dị cấu trúc phía máng là Xdh và các vị trí chuyển tiếp được giả định là gián đoạn. Ngoài ra, để tối ưu dòng mở và dòng lưỡng cực cho linh kiện, điện áp máng-nguồn trong mô phỏng là 0.7 V thấp hơn một chút so với điện áp vùng cấm của In0.53Ga0.47As (0.75 V) [57]. 3.1.2. Triệt tiêu dòng lưỡng cực Việc nghiên cứu, thiết kế hợp lý lớp điện môi cực cổng dị cấu trúc trong từng loại TFET nhằm nâng cao dòng mở, giảm dòng rò lưỡng cực nhưng cũng phải đảm bảo giá trị độ dốc dưới ngưỡng tối ưu và phù hợp với xu thế thu nhỏ kích thước linh kiện. Đã có nhiều nghiên cứu riêng lẻ khác nhau áp dụng kỹ thuật điện môi cực cổng dị cấu trúc để nâng cao hiệu suất của TFET. Nhưng trong các nghiên cứu đó, giá trị EOT của vật liệu điện môi và vị trí của mối nối dị cấu trúc thường được lựa chọn một cách cố định. Vì việc đánh giá và so sánh một cách có hệ thống các thông số của kỹ thuật điện môi cực cổng dị cấu trúc trong các TFET khác nhau là rất quan trọng nên trong mục này luận văn trước tiên sẽ kiểm tra ảnh hưởng của giá trị EOT đến dòng lưỡng cực trong TFET có cấu trúc khối. 50 Đặc tính dòng-thế của UGD-TFET và HGD-TFET với các giá trị EOT khác nhau của vật liệu điện môi cao được thể hiện trong hình 3.2. Hình 3.2 (a) cho thấy,