Luận văn Nghiên cứu vật lý linh kiện và thiết kế transistor hiệu ứng trường xuyên hầm có cấu trúc pha tạp đối xứng

Ở đây vecto sóng cho bởi: * 2 2 ( ) ( ) ( ( ) ) m K x ik x V x E   * 2 2 ( ) ( ( )) m k x E V x  (2.6) Trong đó: là hằng số Planck rút gọn; m* là khối lượng hiệu dụng. Trong phép tính gần đúng WKB, hàm sóng được xác định bởi: 0 ( ) exp( ' ( ')) x x dx k x   (2.7) Thay vào phương trình Schrodinger ta được: 24 2 2 2 0 0 ( ) ( ) ( ) ( ) 2 2 k x k x dk x V x E m m dx     (2.8) Bằng cách sử dụng công thức kết nối và biểu diễn dạng hàm thế dưới dạng parabol cho phép ta tính xác suất xuyên hầm qua biểu thức sau: *1/2 3/2 3/2 2 exp exp 2 Em E P q E                 (2.9) Trong đó: 2 2 2 * ( ) 2 y zk k E m    ; 1/2 *1/2 1/2 2 g q E m E     (2.10) Với Eg là độ rộng vùng cấm bán dẫn;  là điện trường của chuyển tiếp; q là điện tích nguyên tố; E là năng lượng electron; E là năng lượng vuông góc; ky, kz là các thành phần của vecto sóng theo hướng y, z. Các quá trình trên chỉ đúng cho quá trình xuyên hầm trực tiếp từ vùng hóa trị sang vùng dẫn. Mẫu WKB không thể áp dụng cho các bán dẫn xuyên hầm gián tiếp nhưng đóng vai trò quan trọng như silic, gemanium và các hợp chất của chúng. 2.1.2. Mô hình Kane cho xuyên hầm qua vùng cấm Năm 1959 E. O. Kane phát triển mô hình cho xuyên hầm qua vùng cấm [28], đây là một trong những mô hình được sử dụng phổ biến và lâu đời nhất để tính tốc độ xuyên hầm cho các TFET. Vì chất bán dẫn là một chất rắn tinh thể tuần hoàn nên các nguyên tử của tinh thể tạo ra thế tuần hoàn Vlat với chu kỳ giống như chu kỳ tuần hoàn của tinh thể. Thay Vlat vào phương trình Schrodinger độc lập thời gian ta được: 2 2 22 lat nV E m x         (2.11) 25 Lưu ý rằng trong phương trình đã thêm chỉ số n vào năng lượng bởi vì các vùng năng lượng khác nhau trong tinh thể tương ứng với các mức năng lượng khác nhau. Trong vật lý chất rắn, nghiệm của phương trình trên được gọi là hàm Bloch ( )nk x có dạng: ( ) ( )ikxnk nkx e u x  (2.12) Trong đó ( )nku x là hàm tuần hoàn Bloch. Chỉ số dưới n trong hàm Bloch cho biết vùng năng lượng thứ n, nghĩa là năng lượng của nó là En và k là vectơ sóng. Tổng quát một hàm sóng được viết dưới dạng: ( ) ( )n nka k x  (2.13) Trong đó ( )na k là hệ số biểu diễn trạng thái của các vùng năng lượng trong tinh thể. Đầu tiên hàm thế V(x) trong phương trình Schrodinger sẽ được biểu diễn là tổng của thế tuần hoàn trong tinh thể Vlat và điện thế phân cực áp vào Vext. Giả thiết rằng điện thế phân cực tạo ra điện trường đều  trong tinh thể. Vì điện thế phân cực là hầm của điện trường ( extV q x  ), ta có thể viết phương trình độc lập thời gian như sau: 2 2 2 ( ) 2 lat nV q x E m x           (2.14) Chuyển phương trình Schrodinger từ dạng không gian sang biểu diễn dưới dạng xung lượng tinh thể bằng cách sử dụng các hàm Bloch. Sự biểu diễn xung lượng tinh thể chỉ đơn giản là một dạng của phương trình Schrodinger mà không có sự phụ thuộc không gian. Trong biểu diễn này, mọi toán tử và hàm sóng trong phương trình của Schrodinger được viết như một sự kết hợp của hàm Bloch. Thay phương trình (2.13) vào phương trình Schrodinger (2.14) ta được: 26 2 2 , , , ,2 ( ) ( ) ( ) 2 n k n lat n k n n k n n n ka k V a k q x a k E m x                  (2.15) Bằng cách so sánh phương trình (2.15) với phương trình (2.11) ta có thể quan sát thấy thành phần trong dấu ngoặc của phương trình trên là năng lượng của vùng thứ n. Thay phương trình (2.11) vào phương trình trên (2.15) ta được: ( ) ( ) ( )n n n na k E a k q x a k E  (2.16) Lưu ý rằng trong phương trình trên: En tương ứng với năng lượng của tinh thể và E tương ứng với tổng năng lượng của electron. Sau đó, Kane đã viết phương trình Schrodinger độc lập thời gian trong khuôn khổ mô hình hai vùng năng lượng với điện trường đều như sau: ' '( ) ( ) ( ) 0n n nn n x E k iq E a k q X a k k             (2.17) Trong đó n và n’ là chỉ số các vùng năng lượng khác nhau, yếu tố ma trận liên vùng: * ' 'nn nk n k x X i u u dr k    (2.18) Xác suất cho mỗi đơn vị thời gian dịch chuyển từ vùng n đến vùng n’ cho bởi biểu thức: 2 ' ' ' 2 ( ) ( ) ( ) ( )n n n nn n ea k q X k a k E      (2.19) Trong đó: ( ) 2 E q      (2.20) Với  là độ rộng của vùng Brillouin theo hướng x 27 Bỏ qua các số hạng liên vùng trong công thức (2.17) thì có thể giải ra hàm sóng không nhiễu loạn trong không gian xung lượng tinh thể như sau: (1) 1/2 0 1 ( ) exp ( ') ' ( ) ( ) xk n n y yo z zo i a k E E k dk k k k k F                  (2.21) Bằng cách áp dụng kỹ thuật tương tự như phương pháp pha tĩnh trong mặt phẳng phức, lời giải của Kane cho các yếu tố ma trận chuyển dịch được viết như sau: 21/2 1/2 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                 (2.22) Ở đây  2 4 ir g m E E h     ; iE là năng lượng vuông góc tại trạng thái đầu tiên, do năng lượng vuông góc tại trạng thái đầu tiên và trạng thái cuối cùng là bằng nhau ( i fE E E    ) khi đó năng lượng vuông góc là bảo toàn; mr là khối lượng rút gọn được xác định bởi công thức: 1 1 1 rm m m    Với m+ và m- là khối lượng hiệu dụng ở vùng dẫn và vùng hóa trị Để tính toán xác suất xuyên hầm, chú ý rằng trong điện trường đồng nhất các electron luân chuyển xung quanh qua vùng Brillouin với thời gian t0: 0t q    (2.23) Các kết quả trên dành cho xuyên hầm trực tiếp, trong đó electron chuyển từ vùng hóa trị tới vùng dẫn mà không bất kỳ sự thay đổi nào về xung lượng. Sử dụng các phương trình (2.19) - (2.23) thì xác suất xuyên hầm trực tiếp cho bởi: 28 1/2 3/22 ir ' 0 ir 2 exp exp 9 2 i r g d n n d m E E P t q E                      (2.24) Trong đó: 2 2 2( ) 4 y zi r k k E m    , ir 1/2 1/2 d r g q E m E     (2.25) Nếu khối lượng hiệu dụng của vùng hóa trị và vùng dẫn bằng nhau: m+ = m- = m* thì xác suất xuyên hầm trong mô hình Kane được chấp nhận trong phép tính gần đúng WKB với hệ số 2 9  . Với xuyên hầm gián tiếp, một phương pháp tương tự được thực hiện bởi Kane và Keldysh để cho ra kết quả sau: 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                       (2.26) Với mc/mv là mật độ trạng thái khối lượng hiệu dụng vùng dẫn/vùng hóa trị;  là mật độ khối lượng; DTA là hàm thế biến thiên của phonon âm học ngang; 1 exp 1 TA TA N kT         là số chiếm của phonon âm học ngang và indE cho bởi: 3/2 1/2 1/22 ind r g q E m E    (2.27) 2.1.3. Thông lượng của electron Thông lượng của electron qua vòng kín có momen xung lượng vuông góc giữa k và k dk  là tích của vận tốc electron trong không gian vecto sóng vk, diện tích vòng kín, mật độ trạng thái trong không gian vecto sóng ( )k , và số trạng thái bị chiếm: 2 ( ) ( )F k v cdN v k dk k F F k dk         (2.28) 29 Khi đó vận tốc của electron trong không gian vector sóng k có thể biểu diễn qua biểu thức: k dk q v dt    (2.29) Và mật độ trạng thái trong không gian vector sóng: 3 ( ) 8 g k   (2.30) Với g là hệ số suy biến có giá trị bằng 2. Thông lượng của electron tới có thể được xác định như sau:  22 ( ) ( ) 4F k v c v c gq dN v k dk k F F F F k dk               (2.31) Sử dụng mối quan hệ giữa năng lượng vuông góc và vector sóng thì:  2 32 ir F v c gqm dN F F dE     (2.32) Trong đó Fv và Fc là hàm phân bố Fermi-Dirac trong vùng hóa trị và vùng dẫn 2.1.4. Tốc độ xuyên hầm Tốc độ xuyên hầm qua vùng cấm (G) được xác định bằng tích phân của thông lượng electron xuyên hầm dNF nhân với xác suất xuyên hầm P và hệ số truyền qua chính là số trạng thái trống tại vùng dẫn mà electron có thể lấp đầy từ vùng hóa trị: F TG dN P F   (2.33) Thay phương trình tính xác suất xuyên hầm, hệ số truyền qua và thông lượng của electron tới vào phương trình (2.33) ta thu được biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trực tiếp: 30   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                      (2.34) Mặt khác hàm phân bố Fermi-Dirac được cho bằng: 1 1 exp F F E E kT         (2.35) Xét trường hợp hiệu điện thế nguồn cấp lớn hơn 6kT/q thì hàm phân bố Fermi-Dirac có thể xem là hàm bước Fv-Fc=1 và do đó biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trực tiếp và gián tiếp được biểu diễn lần lượt 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                       (2.36) 5/2 1/2 3/25/2 3/2 2 5/2 ind 31/4 5/2 5/2 5/4 7/4 2( ) (1 2 ) exp 2 3 1 exp 1 exp r gc v TA TA BTBT r TA g fi ind ind m Egq m m N D G m E q EE E E                                      (2.37) Nếu bỏ qua số hạng hàng mũ rất nhỏ trong dấu ngoặc của biểu thức (2.36) và (2.37) thì biểu thức tính tốc độ xuyên hầm trong mô hình Kane có thể viết lại như sau: 3/2 1/2 exp g BTBT g E G A B E           (2.38) Eg là vùng cấm của vật liệu,  là điện trường phi định xứ dọc theo vùng xuyên hầm ở các lớp chuyển tiếp Đối với xuyên hầm trực tiếp 2  và đối với xuyên hầm gián tiếp 2.5  . Các tham số vật liệu A và B phụ thuộc khối lượng hiệu dụng của electron và lỗ trống trong chất bán dẫn. 31 Ứng với xuyên hầm trực tiếp các tham số vật liệu được xác định bởi: 2 1/2 ir 236 r d gq m A   1/2 ir 2 r d m B q   (2.39) Ứng với xuyên hầm gián tiếp các tham số vật liệu được xác định bởi: 5/2 3/2 2 31/4 5/2 5/2 5/4 ( ) (1 2 ) 2 c v TA TA ind TA g gq m m N D A E    5/2 1/2 ind 2 36 rmB q  (2.38) Trong luận văn, vật liệu sử dụng gồm cả silicon (Si) và germanium (Ge) nhằm chứng minh tính khả thi của cấu trúc cho cả vật liệu vùng cấm lớn (Si) và vật liệu vùng cấm nhỏ (Ge). Từ các công thức (2.39), (2.40) trên và dựa vào các tham số vật liệu Si và Ge [29, 30], người ta đã tính các tham số vật liệu Si và Ge đối với xuyên hầm trực tiếp và xuyên hầm gián tiếp cho các giá trị tương ứng. Các tham số A và B đối với xuyên hầm gián tiếp trong Si lần lượt là 1,5x1015 eV1/2/cm1/2.s.V5/2; 22,5x106 V/cm.eV3/2. Các tham số A và B đối với xuyên hầm gián tiếp trong Ge lần lượt là 6,6x1015 eV1/2/cm1/2.s.V5/2; 11,5x106 V/cm.eV3/2. Các tham số A và B đối với xuyên hầm trực tiếp trong Ge lần lượt là 1,6x1020 eV2/cm.s.V5/2, 9,5x106 V/cm.eV3/2. Tham số B thường được sử dụng để hiệu chỉnh với dữ liệu thực nghiệm [31] do tốc độ xuyên hầm nhạy với tham số B nhiều hơn với tham số A, các tính toán giá trị của tham số B cho xuyên hầm gián tiếp trong Si, Ge và xuyên hầm trực tiếp trong Ge phù hợp với các giá trị thực nghiệm, các giá trị thực nghiệm của tham số B lần lượt là 19-35x106 V/cm.eV3/2 [31, 32], 9,0-9,8 x106 V/cm.eV3/2 [33] và 9,0x106 V/cm.eV3/2 [34]. 32 2.2 PHẦN MỀM MÔ PHỎNG MEDICI MEDICI là một phần mềm mô phỏng hai chiều được phát triển bởi Synopsys, Inc [35]. Đây là một trong những phần mềm cho phép mô phỏng trạng thái điện của các linh kiện điện tử bán dẫn như MOS, transistor lưỡng cực, tốt nhất và phổ biến nhất hiện nay. Phần mềm mô phỏng MEDICI là chuỗi chương trình tiến hành giải tự hợp các phương trình Poison, phương trình liên tục, phương trình Boltzman để phân tích linh kiện điện tử và các hiệu ứng điện xảy ra trong các linh kiện. Phần mềm mô phỏng đưa ra các đặc tính điện của các linh kiện TFET gồm: mật độ hạt dẫn, dòng điện, thế năng, năng lượng, ... Các mẫu và tham số vật lý thích hợp cho từng vật liệu sẽ được phân tích bằng phần mềm mô phỏng hai chiều MEDICI. Việc giải phương trình Poisson sau đây có thể xác định được sự phân bố thế năng ở linh kiện tranzito: 2 ( )D A Sq p n N N          (2.41) Với  là hằng số điện môi tĩnh trong chất bán dẫn,  là toán tử Plapce, S là mật độ điện tích bề mặt, p và n lần lượt là mật độ lỗ trống và điện tử, ,D AN N   là nồng độ tạp chất bị ion hóa. Mật độ hạt dẫn (điện tử và lỗ trống) ở trong công thức (2.41) được xác định bằng việc giải phương trình liên tục sau: 1 . ( ) ( , , )n n n n n J U G F n p t q         (2.42) 1 . ( ) ( , , )p p p p p J U G F n p t q         (2.43) Với  là thế Fermi nội ( int  ), Un và Up lần lượt là tốc độ tái tổ hợp của mật độ điện tử và lôc trống, Gn và Gp lần lượt là tốc độ phát sinh của mật độ điện tử và lỗ trống, ,n pJ J lần lượt là mật độ dòng trôi của điện tử và lỗ trống. 33 Mật độ dòng điện tử và mật độ dòng lỗ trống trong công thức (2.42) và (2.43) được xác định theo nguyên lý vận chuyển Boltzmann. Phương trình Boltzmann xác định mật độ dòng: n n nJ q n    (2.44) p p pJ q p    (2.45) Với ,n p  là thế giả Fermi của điện tử và lỗ trống Ngoài ra, mật độ dòng điện tử và mật độ dòng lỗ trống còn được xác định bởi: n n n nJ q E n qD n   (2.46) p p p pJ q E p qD p   (2.47) Với ,n p  là độ linh động của điện tử và lỗ trống; Dn và Dp là hiệu suất khuếch tán của điện tử và lỗ trống. Thực hiện chương trình mô phỏng hai chiều đặc tính điện của TFET với mục đích so sánh sự khác biệt về cơ chế hoạt động của TFET pha tạp bất đối xứng và TFET pha tạp đối xứng. Chúng tôi tiến hành viết chương trình mô phỏng cho mỗi cấu trúc linh kiện sau khi đã phác họa cấu trúc linh kiện cần mô phỏng. Đầu tiên, chúng tôi tạo khung cho cấu trúc để xác định rõ chiều dài, chiều rộng, chiều sâu của cấu trúc linh kiện. Tiếp theo, chúng tôi xác định các vùng vật liệu gồm vùng kim loại, oxit, chất bán dẫn và xác định các điện cực gồm các khu vực cực nguồn, cực máng và cực cổng trong linh kiện. Đồng thời, chúng tôi thực hiện khai báo nồng độ pha tạp cho từng miền. Sau đó, chúng ta thực hiện khai báo mẫu vật lý để đảm bảo tính chính xác khi mô phỏng đặc tính điện của tranzito trường xuyên hầm. Cuối cùng, tùy vào mục đích khảo sát linh kiện chúng tôi sẽ khai báo khoảng điện thế cổng, điện thế máng thích hợp. Chúng tôi thực hiện xuất file và lưu file trong thư mục thích hợp. Sau khi viết xong chương trình mô phỏng, chúng tôi thực hiện chạy chương trình để thu được kết quả như phác họa cấu trúc linh kiện, đặc tính 34 dòng- thế, giản đồ năng lượng, và sử dụng phần mềm thích hợp để biểu diễn kết quả thu được. Từ các kết quả đó chúng tôi có thể phân tích, đánh giá và so sánh các đặc tính điện của các TFET pha tạp bất đối xứng và đối xứng. Cần chú ý, để tạo một cấu trúc mô phỏng ban đầu yêu cầu các câu lệnh trong viết chương trình phải đúng thứ tự. Nếu thay đổi thứ tự câu lệnh sẽ dẫn đến thay đổi kết quả. Điều đó yêu cầu người viết chương trình phải hiểu các đặc điểm kỹ thuật cấu trúc linh kiện tương ứng với các câu lệnh trong chương trình mô phỏng. 35 CHƯƠNG 3. KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN Do hoạt động theo cơ chế xuyên hầm qua vùng cấm nên độ dốc dưới ngưỡng của TFET nhỏ hơn rất nhiều so với giới hạn độ dốc dưới ngưỡng của MOSFET (60mV/decade). Ngoài ra, một trong những vấn đề khác được quan tâm là việc thu nhỏ kích thước TFET xuống dưới 10nm mà không bị ảnh hưởng bởi hiệu ứng kênh ngắn đã được nghiên cứu bởi nhiều nhà khoa học. Vậy nên, TFET là linh kiện thích hợp để thay thế MOSFET trong các mạch tích hợp công suất thấp. Tuy nhiên, dòng xuyên hầm trong TFET xảy ra tại cả chuyển tiếp nguồn-kênh và chuyển tiếp máng-kênh, nên cấu trúc TFET p-i-n đặc trưng luôn tồn tại dòng lưỡng cực không mong muốn. Dòng lưỡng cực là bất lợi vì nó dẫn đến dòng xuyên hầm ở trạng thái tắt cao, ảnh hưởng không tốt đến đặc tính tắt-mở của linh kiện. Bên cạnh đó, cơ chế xuyên hầm qua vùng cấm khiến dòng mở của TFET thấp hơn nhiều so với MOSFET do xác suất xuyên hầm là tương đối nhỏ. Dòng mở thấp làm cho việc ứng dụng TFET vào trong các mạch tích hợp thực tế trở nên khó khăn hơn. Vì vậy, việc nghiên cứu giảm kích thước linh kiện TFET nhưng vẫn đảm bảo nâng cao dòng mở và triệt tiêu dòng lưỡng cực là một lĩnh vực thu hút nhiều sự quan tâm. Do đó, người ta đã đề xuất nhiều kỹ thuật khác nhau liên quan đến cả cấu trúc và vật liệu. Vì dòng xuyên hầm trong TFET được quyết định bởi xác suất xuyên hầm và diện tích xuyên hầm nên các kỹ thuật đưa ra phải liên quan đến ít nhất một trong ba tham số: độ cao, độ rộng và diện tích rào xuyên hầm. Mặt khác, dòng mở là dòng xảy ra tại chuyển tiếp nguồn-kênh, trong khi đó dòng rò xảy ra tại chuyển tiếp máng-kênh. Vậy nên, đây là ý tưởng ra đời của TFET pha tạp đối xứng được phác họa như hình 3.1. Trong mục này, luận văn sẽ tìm hiểu về cấu trúc tổng thể của TFET pha tạp đối xứng. Đồng thời nghiên cứu sự ảnh hưởng của nồng độ pha tạp và các thông số về cấu trúc linh kiện đến hiệu suất của TFET pha tạp đối xứng. Từ đó, dựa trên kết quả nghiên cứu, luận văn giới thiệu về TFET có cấu trúc chữ Y, một loại linh kiện có khả năng thu nhỏ kích thước trong khi vẫn giữ được các ưu điểm của cấu trúc pha tạp đối xứng. Các kết quả nghiên cứu trong 36 phần này có được bằng cách sử dụng phần mềm mô phỏng linh kiện hai chiều đã được giới thiệu ở chương 2. 3.1. CẤU TRÚC LINH KIỆN VÀ CƠ CHẾ HOẠT ĐỘNG Như đã phân tích ở trên, nhiệm vụ quan trọng nhất của các nghiên cứu về TFET là phải nâng cao dòng mở nhưng vẫn duy trì dòng rò lưỡng cực và độ dốc dưới ngưỡng hợp lý. Trong mục này, luận văn sẽ tìm hiểu về cấu trúc TFET pha tạp đối xứng được sử dụng để cải thiện dòng mở và triệt tiêu dòng lưỡng cực. Để chứng minh cho vấn đề này, trong luận văn đã so sánh các đặc tính điện của cấu trúc này với cấu trúc pha tạp không đối xứng đặc trưng. Hình 3.1 phác họa sơ đồ cấu trúc TFET (a) pha tạp bất đối xứng và (b) pha tạp đối xứng. Cả hai linh kiện đều có cấu trúc tương đồng và dựa trên cơ chế xuyên hầm điểm đặc trưng để thuận lợi cho việc làm rõ bản chất vật lý và thiết kế cấu trúc linh kiện. Bởi vì Silicon (Si) và Gemani (Ge) có quy trình sản xuất tương đồng nhau, nên trong nghiên cứu, đầu tiên Si được áp dụng ở cấu trúc TFET pha tạp đối xứng. Sau đó, Si được thay thế bằng chất bán dẫn Ge có vùng cấm thấp để nâng cao dòng mở cho linh kiện. Với cả hai linh kiện ở hình 3.1, cực nguồn được pha tạp nặng với nồng độ cố định 1020 cm-3, còn cực máng có nồng độ thay đổi phù hợp với từng mục đích nghiên cứu sẽ được trình bày trong phần 3.2. Biên dạng pha tạp Gausian với độ dốc thực tế 2 nm/decade đã được sử dụng và các lớp chuyển tiếp giữa cực nguồn và cực máng được giả định là gián đoạn. Khu vực kênh được pha tạp thấp có nồng độ 1017 cm-3. Trừ phần 3.5 nghiên cứu về hiệu ứng cổng ngắn, chiều dài của cực cổng được thay đổi để phù hợp với mục đích nghiên cứu, trong các nghiên cứu khác của luận văn này, cực cổng có chiều 120 nm được chọn để loại trừ các hiệu ứng cổng ngắn có thể gây khó khăn trong việc nghiên cứu đặc tính vật lý và thiết kế các thông số khác của linh kiện. Lớp oxit cổng sử dụng vật liệu có hằng số điện môi cao là HfO2 và có bề dày vật lý 3 nm. Sở dĩ phải chọn bề dày lớp oxit cổng như vậy nhằm đảm bảo dòng xuyên hầm ở cực cổng nhỏ hơn dòng rò nhiệt của linh kiện [36]. Bên cạnh đó, độ dày lớp oxit tương đương (Equivalent oxide thickness (EOT)) mỏng là 0.56 nm để cải thiện dòng xuyên hầm [37]. Bề dày lớp EOT chỉ mỏng hơn 37 một ít so với bề dày lớp EOT được sử dụng cho các công nghệ FinFET dưới 10 nm trong công nghiệp (Bề dày EOT khoảng 0.6 – 0.7 nm). Tất cả các mô (a) Conventional Asymmetrically Doped TFET Source Drain Gate n p i Buried Oxide Semiconductor (b) Proposed Symmetrically Doped TFET Source Gate Source Drain n p p i Buried Oxide Buried Oxide Semiconductor Hình 3.1. phác họa sơ đồ cấu trúc TFET (a) pha tạp bất đối xứng và (b) pha tạp đối xứng. 38 phỏng trong luận văn này, hàm công của cổng có giá trị 4.3 eV. Đặc biệt, cấu trúc linh kiện gồm chất bán dẫn trên một lớp cách điện (semiconductor-on- insulator (SOI)) trong đó độ dày lớp chất bán dẫn bằng 20 nm sẽ cho dòng mở tối đa [38] và giảm thiểu các ảnh hưởng của sự uốn cong bởi dải hóa trị và dải dẫn gây ra bởi hiệu ứng giam giữ lượng tử làm suy giảm dòng xuyên hầm trong TFET [39]. Để hiểu hơn về ảnh hưởng của độ dày thân đến đặc tính điện của linh kiện, ta tìm hiểu về sự thay đổi của dòng mở và mật độ dòng trung bình khi thay đổi độ dày lớp Si. Đồng thời tìm hiểu ảnh hưởng của hiệu ứng giam giữ lượng tử khi thay đổi độ dày thân linh kiện được thể hiện trong hình 3.2. Hình 3.2(a) cho thấy, khi độ dày lớp bán dẫn Si (TSi) rất mỏng thì dòng mở của DG-TFET rất thấp (khoảng 160 /A m  tại TSi=5 nm). Dòng mở thấp là do giới hạn của thể tích Si tại nơi xảy ra xuyên hầm. Bên cạnh đó, khi độ dày lớp bán dẫn Si tăng, thể tích vùng xuyên hầm tăng, dẫn đến dòng mở gần như tăng tuyến tính với độ dày lớp bán dẫn Si cho đến khi TSi đạt 10 nm. Bởi vì, khi độ dày lớp bán dẫn nhỏ hơn 10 nm thì hai cực cổng liên kết mạnh và cực cổng điều khiển hiệu quả lên vùng trung tâm của thân Si (tức là TSi/2). Ngoài ra khi độ dày lớp bán dẫn Si tăng hơn 10nm, dòng mở vẫn tăng nhưng với tốc độ chậm hơn nhiều. Điều này thể hiện sự liên kết giữa cổng và kênh mạnh khi TSi nhỏ hơn 10 nm và yếu hơn khi TSi lớn hơn 10 nm. Bên cạnh đó, khi độ dày lớp bán dẫn Si bằng 20 nm thì dòng mở đạt cực đại chứng tỏ cực cổng điều khiển mạnh lên vùng trung tâm của lớp bán dẫn Si. Tuy nhiên, khi độ dày lớp bán dẫn Si lớn hơn 20 nm thì dòng mở bắt đầu giảm xuống nếu độ dày lớp bán dẫn tiếp tục tăng do sự liên kết giữa cổng và kênh yếu hơn nhiều. Hình 3.2(a) cũng thể hiện, mật độ dòng trung bình Jave tăng khi độ dày lớp bán dẫn Si tăng và đạt cực đại tại TSi=10 nm. Như vậy, dòng mở cực đại và mật độ dòng trung bình cực đại không xảy ra cùng một giá trị của độ dày thân Si [38]. Đồng thời quan sát hình 3.2(b) ta thấy, ảnh hưởng của hiệu ứng giam giữ lượng tử giảm khi độ dày thân tăng. Đặc biệt tại độ dày thân bằng 20 nm thì độ lệch các năng lượng vùng cấm của vật liệu (band offset) trong linh 39 kiện gần như bằng không do đó tối ưu hóa dòng xuyên hầm [39]. Như vậy độ dày thân tối ưu trong nghiên cứu này được chọn là 20 nm như đã nói ở trên. (a) 0 4 8 12 16 20 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 B a n d O ff se t (e V ) Body Thickness (nm) (b) Quantum Confinement Effect in Thin Body TFET Material: SiGe Hình 3.2. (a) Đồ thị biểu diễn sự phụ thuộc của dòng mở (ION) và mật độ dòng trung bình (Jave) vào độ dày của lớp Si [38] và (b) ảnh hưởng của độ dày thân đến hiệu ứng giam giữ lượng tử trong TFET thân mỏng [39]. 40 Để khảo sát dòng dẫn trong linh kiện TFET có cấu trúc pha tạp đối xứng, ta so sánh đặc tính dòng thế của linh kiện này với TFET có cấu trúc pha tạp không đối xứng được hiển thị trong hình 3.3. Ở đây cả hai linh kiện ta khảo 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 10 -18 10 -16 10 -14 10 -12 10 -10 10 -8 10 -6 Gate-to-Source Voltage (V) D ra in C u rr e n t (A / m ) Si-TFETs Vds = 1 V Open : Asymmetric Solid : Symmetric (a) 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 0 1 2 3 4 5 6 7 Gate-to-Source Voltage (V) D ra in C u rr e n t (A / m ) Si-TFETs Vds = 1 V Open : Asymmetric Solid : Symmetric (b) Hình 3.3. Đặc tính dòng-thế của TFET có cấu trúc pha tạp đối xứng và bất đối xứng sử dụng vật liệu Si (a) theo thang đo logaric và (b) theo thang đo tuyến tính. 41 sát đều sử dụng Si vì Si là chất bán dẫn truyền thống, thông dụng nhất và có độ rộng vùng cấm lớn. Trong nghiên cứu này, để triệt tiêu dòng lưỡng cực, cực máng ở cả hai linh kiện được pha tạp với nồng độ trung bình 1019 cm-3. Quan sát hình 3.3(a) ta thấy, dòng mở ở cả hai linh kiện đều tăng tuyến tính. Bên cạnh đó, hình 3.3(b) thể hiện dòng mở của TFET pha tạp đối xứng gấp đôi dòng mở trong TFET pha tạp không đối xứng. Dòng mở của TFET pha tạp đối xứng được tăng cường là do trong TFET pha tạp đối xứng có thêm một nguồn bổ sung tạo ra từ tính đối xứng của nó. Để hiểu hơn về sự gia tăng của dòng mở trong TFET pha tạp đối xứng, quan sát giản đồ năng lượng theo phương ngang ở trạng thái tắt và trạng thái mở của hai linh kiện được thể hiện như hình 3.4. Đối với TFET có cấu trúc pha tạp bất đối xứng, khi đặt điện áp cổng- nguồn cao để thiết lập trạng thái mở cho linh kiện thì giản đồ vùng năng lượng bị uốn cong và hạ thấp xuống. Do đó, rào cản xuyên hầm tại lớp chuyển tiếp nguồn kênh ở phía bên trái bị thu hẹp lại như hình 3.4(a), dẫn đến xuất hiện dòng xuyên hầm trong TFET.