Контактные явления в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах с тонкими пленками цирконата-титаната свинца тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 05.27.01, кандидат наук Антонович Александр Николаевич

• Антонович Александр Николаевич
• кандидат наук
• 2019

Оглавление диссертации кандидат наук Антонович Александр Николаевич

СОДЕРЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1 ТРАНСПОРТ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ КОНДЕНСАТОРНЫХ СТРУКТУРАХ

1.1 Сегнетоэлектрические пленки ЦТС. Общие сведения

1.1.1 Основные свойства сегнетоэлектрических пленок системы цирконата-титаната свинца

1.1.2 Методы формирования сегнетоэлектрических пленок

1.1.3 Применение сегнетоэлектрических пленок в микро- и наноэлектронике

1.2 Перенос заряда в тонких пленках ЦТС

1.2.1 Механизмы проводимости в сегнетоэлектрических структурах

1.2.2 Вольт-амперные характеристики СЭ конденсаторов с тонкими пленками ЦТС

1.2.3 Физические модели транспорта носителей в сегнетоэлектрических конденсаторах

1.3 Влияние поверхностей раздела пленка/электрод на перенос заряда в системе M/Pb(Zr,Ti)Oз/M

1.3.1 Потенциальный барьер на интерфейсе электрод/пленка

1.3.2 Влияние материала электродов на свойства СЭ конденсаторов

Заключение по обзору литературы. Постановка задачи

ГЛАВА 2 ОБЪЕКТЫ И МЕТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ

2.1 Материалы и способы получения конденсаторов с тонкими пленками ЦТС

2.2 Исследование электрофизических свойств структур М/РЬ(7г,Т1)О3/М

2.2.1 Измерение петель сегнетоэлектрического гистерезиса

2.2.2 Измерение С-У характеристик

2.2.3 Измерение вольт-амперных характеристик

2.3 Метод наведенного тока

2.3.1 Физические основы метода наведенного тока

2.3.2 Формирование сигнала наведенного тока

Выводы по главе

ГЛАВА 3 ИССЛЕДОВАНИЕ КОНТАКТНЫХ ЯВЛЕНИЙ В СИСТЕМЕ М/РЬ^гЛРз/М МЕТОДОМ НАВЕДЕННОГО ТОКА

3.1 Измерение профилей наведенного тока в структурах 1г/Р7Т/Р1:, Р1/РгТ/Р1, АиЖТ/Р!

3.2 Определение электрофизических свойств контактов Р2Т/Р1, РгТЛг, Р7Т/Аи

3.3 Определение диффузионной длины носителей заряда в РЬ7г0;52Т10;4803

Выводы по главе

ГЛАВА 4 ВЛИЯНИЕ КОНТАКТНЫХ ЯВЛЕНИЙ НА ВАХ КОНДЕНСАТОРНЫХ СТРУКТУР С ТОНКИМИ ПЛЕНКАМИ ЦТС

4.1 Исследование ВАХ стационарного тока утечки

4.1.1 Определение истинного тока утечки в СЭ конденсаторах

4.1.2 Влияние электродов на ВАХ конденсаторов на основе ЦТС

4.2 Идентификация механизмов транспорта носителей заряда в структурах с тонкими пленками ЦТС

4.2.1 Методика определения механизмов проводимости в СЭ конденсаторах

4.2.2 Обсуждение результатов

Выводы по главе

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

122

ВВЕДЕНИЕ

Уникальные физические свойства сегнетоэлектрических материалов делают структуры на их основе перспективной средой для создания изделий микро- и наноэлектроники нового поколения. Твердые растворы титаната-цирконата свинца (ЦТС) в виде тонких пленок в этой связи представляют большой научный и технологический интерес. Значительная часть приложений сегнетоэлектрических (СЭ) пленок, в том числе и запоминающие устройства (ЗУ), основана на применении их в качестве тонкопленочных конденсаторов. Электрические и сегнетоэлектрические свойства пленок ЦТС всесторонне и основательно исследуются, однако недостаточное внимание уделяется электрофизическим свойствам контактов электрод/пленка. Сильное влияние дефектов и малая энергия, необходимая для их образования, делают поведение поверхностей раздела пленка/электрод более сложным, чем поведение обычных контактов металл/полупроводник. Необходимость исследования свойств интерфейсов СЭ конденсаторов обусловлена и тем, что основные параметры надежности запоминающих устройств, в том числе токи утечки, во многом определяются свойствами границ раздела металл/сегнетоэлектрик. Ток утечки через тонкие диэлектрические пленки неизбежен и может быть причиной аномальных эффектов, в том числе деградации сегнетоэлектрических свойств и существенного искажения петли гистерезиса. Это неприемлемо, в таких приложениях, как энергонезависимая CЭ память.

Взаимосвязь между электрофизическими свойствами интерфейсов и поведением токов утечки в реальных СЭ конденсаторах изучена недостаточно. В работах, посвященных изучению типа контактов, образуемых различными материалами с пленкой ЦТС, и их влиянию на перенос заряда зачастую сообщаются противоречивые результаты. Несмотря на то, что наличие полупроводниковых свойств в сегнетоэлектрических пленках неоспоримо, единого мнения о границах применимости стандартной теории полупроводников

к сегнетоэлектрическим материалам нет. В связи с этим одни авторы интерпретируют свои данные, полагая, что толщина области обеднения не зависит от действующего поля и равна истинной толщине пленки, другие считают, что поле падает линейно в обедненном слое вблизи интерфейса электрод/пленка и до пренебрежимо малой величины в объеме. Важно внести ясность в этот вопрос, так как в рамках указанных суждений исследователи разрабатывают физические модели и интерпретируют экспериментальные результаты. Разработка решений, направленных на уменьшение токов утечки, возможна только в случае, если контактные явления и их влияние на перенос заряда в сегнетоэлектрических конденсаторах достаточно изучены и правильно интерпретированы.

Надежных методов прямого определения электрофизических свойств электрод/пленка в литературе не представлено. Идентифицировать тип контакта металлического электрода с пленкой ЦТС одинаково важно, как для развития представления о механизмах переноса заряда, правильной интерпретации экспериментальных данных и надежного определения электрофизических свойств СЭ конденсаторов по результатам электрических измерений, так и для правильной разработки эквивалентных схем электронных приборов на основе пленок ЦТС.

В связи с этим, исследование контактных явлений на границе раздела электрод/пленка в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах с различными металлическими электродами представляет актуальную научную и практическую задачу.

Целью диссертационной работы является экспериментальное исследование контактных явлений на границе раздела электрод/пленка методом наведенного тока и изучение их влияния на вольт-амперные характеристики сегнетоэлектрических конденсаторных структур с тонкими пленками ЦТС.

Указанная цель достигается решением в работе следующих задач:

1. Исследовать влияние материала верхнего электрода на электрофизические характеристики сегнетоэлектрических конденсаторных структур с тонкими пленками ЦТС.

2. Экспериментально исследовать вольт-амперные характеристики стационарного тока утечки тонкопленочных сегнетоэлектрических конденсаторов 1г/Р2Т/Р1, Аи/Р7Т/Р1:, Р^Т/Р1

3. Экспериментально изучить поведение локальных электрических полей у границ раздела пленка/электрод при различных напряжениях смещения положительной и отрицательной полярности.

4. Определить электрофизические свойства контактов, образуемых 1г, Р1:, Аи электродами и пленкой ЦТС.

5. Изучить влияние поверхностей границ раздела пленка/электрод на вольт-амперные характеристики сегнетоэлектрических конденсаторных структур с тонкими пленками ЦТС.

6. Идентифицировать механизмы проводимости в сегнетоэлектрических конденсаторах на основе тонких пленок ЦТС при различных напряженностях действующего электрического поля.

Объектом исследования являются сегнетоэлектрические конденсаторные структуры с тонкими пленками PbZr0.48Ti0.52Oз, полученные из пленкообразующих растворов в НОЦ «Технологический центр» РТУ МИРЭА. Пленки осаждались послойно методом центрифугирования с угловой скоростью 2700 об/мин на кремниевые подложки со структурой Р^150 нм)/ТЮ2(10 нм)^Ю2(300 нм)^. После нанесения очередного слоя толщиной ~35 нм последовательно осуществлялись его сушка в ИК печи при температуре 150°С и пиролиз при температуре 400°С. Затем наносился очередной слой и цикл термообработки повторялся. После осаждения требуемого числа слоев осуществляли завершающий отжиг - кристаллизацию при 650°С в течении 15 мин. Толщина СЭ пленки составила 1065 нм. Верхние (1г, Аи, Р1:) электроды толщиной 50 нм наносили методом магнетронного напыления.

Научная новизна работы заключается в следующем:

1. Впервые методом наведенного тока идентифицированы области обеднения вблизи границ раздела электрод/пленка в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах 1г/Р2Т/Р1, Р1/Р2Т/Р и Аи/Р7Т/Р1.

2. Впервые прямая регистрация толщин областей обеднения на нижнем и верхнем интерфейсах, при смещениях различной полярности, используется для интерпретации вольт-амперных характеристик стационарного тока утечки сегнетоэлектрических конденсаторов.

3. Показано, что профили наведенного тока, характеризующие локальные электрические поля на интерфейсах 1г/Р2Т/Р1, Р1/Р2Т/Р и Аи/Р7Т/Р1, позволяют определить тип контакта металлического электрода с пленкой ЦТС.

4. Установлено влияние электрофизических свойств контактов, образуемых пленкой ЦТС с 1г, Р1 и Аи электродами, на характер поведения вольт-амперных характеристик тонкопленочных сегнетоэлектрических конденсаторов 1г/Р7Т/Р1, Р1/РгТ/Р и Аи/РгТ/Р1.

Достоверность полученных результатов обеспечивается применением современного высокоточного оборудования, обоснованностью принятых допущений и подтверждается проведенными экспериментальными исследованиями, согласованностью их результатов с теоретическими данными, существующими моделями и отсутствием противоречий между ними.

Практическая значимость работы

Полученные в работе данные о влиянии контактных явлений на вольт-амперные характеристики СЭ конденсаторов имеют большое практическое значение для правильной интерпретации и надежного определения их электрофизических свойств. Результаты работы могут быть использованы для разработки решений, направленных на уменьшение токов утечки, а также в целях улучшения характеристик существующих изделий и получения новых приборных структур микро- и наноэлектроники на основе пленок ЦТС.

Выносимые на защиту научные положения

1. Асимметрия локальных электрических полей, наблюдаемая методом наведенного тока на интерфейсах сегнетоэлектрических конденсаторов Ir/PZT/Pt, Pt/PZT/Pt, обусловлена различными технологическими условиями формирования границ раздела пленка/электрод и неравномерным распределением кислородных вакансий по толщине пленки.

2. Новый подход к интерпретации вольт-амперных характеристик сегнетоэлектрических конденсаторов Ir/PZT/Pt, Pt/PZT/Pt и Au/PZT/Pt с учетом экспериментально установленной зависимости толщин областей обеднения у границ раздела пленка/электрод от прикладываемого напряжения различной полярности.

3. Вольт-амперные характеристики структуры Au/PZT/Pt обусловлены различными электрофизическими свойствами контактов пленки с электродами и определяются нижней границей раздела PZT/Pt, проявляющей себя в качестве диода, включенного в прямом и обратном направлении при положительной и отрицательной полярности соответственно.

4. Оригинальная методика определения диффузионной длины носителей заряда в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах с тонкими пленками цирконата-титаната свинца.

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Контактные явления в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах с тонкими пленками цирконата-титаната свинца»

Апробация работы

Результаты диссертационной работы докладывались на следующих всероссийских и международных конференциях: XXI Всероссийская конференция по физике сегнетоэлектриков (ВКС-XXI), г. Казань 2017, European Conference on Application of Polar Dielectrics ECAPD, Moscow 2018, Международная научная конференция студентов, аспирантов и молодых ученых «Ломоносов - 2018» Москва 2018 г., Международная НТК «Intermatic» в 2013, 2015, 2016, 2017 годах, 2-й Международный форум по электронно-лучевым технологиям для микроэлектроники «Техноюнити - ЭЛТМ 2017» г. Зеленоград, 2017, «2-ая НТК Московского технологического университета 2017», 28-ая Российская конференция по электронной микроскопии, г. Зеленоград, 2018.

Публикации

По материалам диссертационной работы опубликованы 5 печатных работ, из них 3 статьи в журнале, входящем в перечень ВАК, 1 статья в журнале, входящем в базу данных Scopus, 1 статья в журнале, входящем в базу данных Web of Science, а также 11 публикаций в сборниках тезисов и материалах всероссийских и международных научных конференций.

Личный вклад автора

Автору принадлежат основные идеи, положенные в основу работы. Выбор направления исследования, обсуждение результатов и формулировка задач проводилась совместно с научным руководителем. Интерпретация и обсуждение полученных результатов осуществлялись совместно с к.т.н. Подгорным Ю.В. Автор лично принимал участие на всех этапах работы: подготовка образцов для исследований, определение ВАХ, измерение профилей наведенного тока, обработка и анализ результатов, написание и оформление публикаций по теме диссертации.

Объем и структура работы

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка литературы. Объем работы составляет 124 страницы, включая 51 рисунок и 2 таблицы. Список цитируемой литературы включает 149 наименований.

ГЛАВА 1 ТРАНСПОРТ НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В СЕГНЕТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ КОНДЕНСАТОРНЫХ СТРУКТУРАХ

В главе представлен аналитический обзор механизмов проводимости в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах. Исследованы полупроводниковые свойства системы цирконата-титаната свинца. Рассмотрены различные физические модели, описывающие характер зависимости тока утечки от напряжения в структурах металл/сегнетоэлектрик/металл (МСМ). Обозначены проблемные вопросы, сформулированы цель и задачи исследования.

1.1 Сегнетоэлектрические пленки ЦТС. Общие сведения

1.1.1 Основные свойства сегнетоэлектрических пленок системы

цирконата-титаната свинца

На сегодняшний день известно множество материалов, обладающих сегнетоэлектрическими свойствами. К наиболее важным из них можно отнести Pb(Zr,Ti)O3 (PZT), BaTiOs (BT), BaxSr^TiOs (BST), SrBi2Ta2O9 (SBT), Bi4Ti3Oi2 (BIT), Bi4-xLaxTisOi2 (BLT) и Bi4-xNdxTisOi2 (BNT) [1]. Указанные материалы обладают рядом уникальных свойств, определяющих их широкое применение в микроэлектронике. Наиболее значимыми из них являются: наличие спонтанной поляризации в определенном диапазоне температур, нелинейная зависимость поляризации P от внешнего электрического поля E, наличие доменной структуры ниже температуры, соответствующей точке Кюри ТК, характерная температурная зависимость диэлектрической проницаемости в полярной фазе, а также ее большие значения вблизи ТК (104-105) [2].

Повышенный интерес к этим материалам в последнее время объясняется тем, что они могут стать основой запоминающих устройств с произвольной выборкой (FeRAM - ferroelectric random access memory). Характеристики

запоминающих устройств на основе сегнетоэлектрических пленок значительно превосходят имеющиеся в настоящее время на рынке виды памяти, функционирующие на иных физических принципах. Благодаря совместимости с существующими технологическими процессами производства ИМС, меньшей температуре кристаллизации Тсгу8г, высокой спонтанной поляризации Рг, РЬ(7г,Т1)О3 является наиболее предпочтительным материалом для FeRAM в настоящее время (Таблица 1.1).

Таблица 1.1 - Характеристики сегнетоэлектрических пленок [3]

Материал Параметры

Рг (мкК/см2) Ее (кВ/см) Тсту$1 ( С)

РЬ(7г,Т1)О3(Р7Т) 25 60 600

8гЫ2Та2О9 (ББТ) 10 40 750

(Б1,Ьа)4Т13О12 (БЬТ) 15 80 700

Цирконат-титаната свинца, РЬ7г1-хТ1хО3 (PZT), представляет собой твердый раствор соединений РЬТЮ3 и РЬ7Ю3. Титанат свинца РЬТЮ3 имеет температуру Кюри 490°С, при которой он подвергается фазовому переходу первого рода из кубической параэлектрической фазы в тетрагональную сегнетоэлектрическую фазу с параметрами решетки с = 4,153 А и а = 3,899 А [4]. Цирконат свинца РЬ7гО3 (а = 5,886 А, Ь = 11,749 А, с = 8,248 А) не является сегнетоэлектриком при комнатной температуре, а точка Кюри, где происходит переход от кубической к орторомбической фазе составляет 230°С. Выше температуры Кюри ЦТС является кубическим во всем диапазоне составов [5]. Сегнетоэлектрические свойства ЦТС обусловлены нецентросимметричной кристаллической структурой, вызванной искажением кубической структуры перовскита [6]. Как видно из рисунка, в вершинах простой кубической элементарной ячейки находятся большие катионы РЬ, малые катионы Т^ 7г в центре (Рисунок 1.1). Ионы кислорода размещаются в центре граней куба, образуя октаэдр (атом металла, окруженный шестью атомами кислорода), который является источником асимметричного электрического смещения. Ион Т^+ имеет некоторую свободу перемещения в пределах кислородного октаэдра. При высокой температуре (>ТК) вследствие интенсивного

теплового движения ион титана непрерывно перемещается от одного кислородного иона к другому, так что его положение совпадает с центром перовскитной ячейки. Такая ячейка не обладает электрическим моментом. При температуре ниже ТК, тепловой энергии недостаточно для перехода Т^+ из одного равновесного положения в другое, и он фиксируется вблизи одного из ионов О2-. Таким образом, происходит искажение формы ячейки - она приобретает тетрагональную симметрию. Смещение ионов, при зарождении сегнетоэлектрической фазы, может происходить в направлении любого из ребер кубической элементарной ячейки. Взаимодействие между заряженными частицами соседних ячеек приводит к согласованному смещению в них ионов металла, что обуславливает образование доменов.

Рисунок 1.1 - Структура ЦТС.

При отсутствии внешнего электрического поля, направления поляризации в отдельных доменах различны. Дипольные моменты доменов в объеме сегнетоэлектрика компенсируют друг друга и поэтому суммарная поляризация кристалла равна нулю. Внешнее электрическое поле выстраивает домены в определенном направлении - образец становится поляризованным. Причем, величина поляризации Р зависит не только от значения прикладываемого поля Е, но и от предшествующих состояний поляризации. Зависимость Р(Е) описывается кривой, которая называется петлей сегнетоэлектрического гистерезиса (Рисунок 1.2). По петле гистерезиса можно определить величину

спонтанной поляризации Рг и коэрцитивное поле Ес (напряженность поля, при которой происходит изменение направления поляризации).

Рисунок 1.2 - Петля сегнетоэлектрического гистерезиса.

Свойства PbZr1-xTixO3 зависят от доли PbTiO3 и температуры в соответствии с фазовой диаграммой PbTiO3-PbZrO3. На рисунке 1.3 показана фазовая диаграмма, полученная D. Woodward [7]. Примечательно, что эта диаграмма свидетельствует о существовании морфотропного фазового перехода. А так называемая «граница морфотропной фазы» делит сегнетоэлектрическую область на две части: обогащенную титаном тетрагональную область с пространственной групповой симметрией P4mm и обогащенную цирконием ромбоэдрическую, содержащую высоко- и низкотемпературные фазы с симметриями R3m и R3c соответственно.

Т(°С) 490

230 О

PbZrO, Состав рьтю.

Рисунок 1.3 - Фазовая диаграмма PbZrO3-PbTiO3.

На фазовой диаграмме имеется также еще одна особая область, близкая к РЬ7гО3, где ромбоэдрическая сегнетоэлектрическая фаза переходит в антиферроэлектрическую орторомбическую фазу. Морфотропный фазовый переход происходит при х-0,47, а твердые растворы ЦТС этой композиции обладают превосходными сегнетоэлектрическими и пьезоэлектрическими свойствами и представляют наибольший прикладной интерес. Различные факторы могут оказывать влияние на величину и положение морфотропной области [8]. К ним относятся: соотношение концентраций компонентов системы, электрические поля, температура, а также технологические особенности формирования твердых растворов.

1.1.2 Методы формирования сегнетоэлектрических пленок

Многочисленные исследования свидетельствуют о том, что электрофизические свойства сегнетоэлектрических пленок во многом зависят от технологических аспектов их формирования [9,10]. За последние несколько лет были достигнуты большие успехи в развитии методов изготовления сегнетоэлектрических тонкопленочных структур. Широкое разнообразие методов обеспечивает возможность получения пленок с требуемыми свойствами. При выборе соответствующего метода изготовления следует учитывать не только характеристики получаемой пленки, но и ее стоимость, время формирования, а также возможность интеграции в существующие технологические процессы производства интегральных микросхем. Методы формирования СЭ пленок можно условно разделить на две категории: физические и химические.

В основе физических методов лежит транспорт компонентов пленки в атомном виде от мишени к подложке с последующей конденсацией и формированием материала требуемого состава [11]. Процесс нанесения пленки физическими методами включает следующие основные стадии: генерация газовой фазы, направленный массоперенос частиц вещества от источника к подложке, конденсация частиц на поверхности подложки и образование пленочного

покрытия. Существует большое разнообразие методов физического осаждения из газовой фазы, широко используемых для изготовления тонких пленок. Основные из них: вакуумное испарение, молекулярно-лучевая эпитаксия и импульсное лазерное осаждение. Основным механизмом перевода атомов твердофазной мишени в газовую фазу являются термическое испарение. Тепловая энергия обеспечивает нагрев исходного материала до такой температуры, при которой его атомы достаточно быстро испаряются. Далее атомы перемещаются в вакуумной камере и осаждаются на нагретую подложку. Тонкая пленка образуется благодаря непрерывному процессу испарения. В качестве источника тепла может выступать проволока, электронный луч или пучок молекул.

Химические методы основаны на осаждении жидких или газообразных прекурсоров. Формирование пленки происходит в результате их химических изменений на поверхности подложки или в непосредственной близости от нее. К основным из них относятся металлоорганическое химическое осаждение из паровой фазы (MOCVD - metalorganic chemical vapor deposition) и золь-гель метод или метод осаждения химического раствора (chemical solution deposition - CSD) [12].

Получение пленок методом MOCVD основано на реакции летучих соединений компонентов пленки на поверхности подложки с образованием пленки необходимого состава. Процесс формирования пленки включает генерацию газовой фазы, перенос прекурсоров к подложке, а также их разложение и адсорбцию частиц на поверхности подложки [13]. Преимуществами метода являются низкотемпературное осаждение, необходимое для предотвращения взаимной диффузии между компонентами пленок ЦТС и электродов, стехиометрия и однородность пленки, а также возможность конформного покрытия структур произвольной геометрии [14].

Другим методом формирования пленок является золь-гель технология, включающая в себя получение стабильного раствора прекурсоров, перевод его в золь и нанесение на подложку, предварительную термическую обработку (пиролиз), для удаления органических компонентов и образование аморфных

пленок (300-400°С), и окончательную высокотемпературную термическую обработку (600-1100°С), для образования плотного кристаллического слоя желаемого фазового состава и толщины. При окончательном отжиге происходит переход от аморфной структуры к перовскиту [15]. Следует отметить, что золь-гель метод не лишен недостатков. К ним стоит отнести токи утечки, возникающие из-за дефектов и дислокаций, которые появляются во время термической обработки и неудовлетворительная морфология поверхности пленки, неоднородность по толщине пленки. Несмотря на это пленки ЦТС, выращенные золь-гель методом, преобладают в приборах микроэлектроники [16,17].

Существующие технологии позволяют формировать как эпитаксиальные, так и поликристаллические сегнетоэлектрические пленки ЦТС. Однако, несмотря на отличные электрофизические свойства, эпитаксиальные пленки представляют собой в большей степени объект для исследований, в отличие от пленок поликристаллических, нашедших реальное применение в изделиях и приборах микроэлектроники. Важно, что независимо от метода синтеза, процесс изготовления должен быть экономичен, а получаемые в результате тонкие пленки должны обладать хорошей однородностью по толщине, контролируемым стехиометрическим составом и требуемыми электрофизическими свойствами [18].

1.1.3 Применение сегнетоэлектрических пленок в микро- и наноэлектронике

Пленки ЦТС представляют большой интерес для широкого спектра применений, таких как пироэлектрические и пьезоэлектрические датчики, конденсаторы, инфракрасные детекторы, устройства на основе поверхностных акустических волн (ПАВ) и микроактюаторы, а также запоминающие устройства.

Микроэлектромеханические системы (МЭМС) на основе ЦТС. Интеграция сегнетоэлектрических пленок в существующие циклы производства ИМС обеспечила возможность создавать МЭМС с использованием уникальных пьезоэлектрических и пироэлектрических свойств. МЭМС на основе СЭ пленок

могут обеспечить прямой механизм преобразования механических воздействий в электрические сигналы (датчики), а также преобразовывать электрические сигналы для механических деформаций исполнительных устройств (актюаторы).

Как правило, для оценки эффективности сегнетоэлектрических пленок для МЭМС используются следующие показатели: пьезоэлектрический коэффициент, коэффициент электромеханической связи, механический фактор и акустический импеданс и т.д. Исследователи уделяют значительное внимание вопросам применения сегнетоэлектрических тонких пленок для микродатчиков, ПАВ и исполнительных механизмов [19]. Подробно области применения пленок ЦТС рассмотрены Сиговым А.С. в работе [20].

Запоминающие устройства на основе СЭ пленок. Сегнетоэлектрики характеризуются спонтанной поляризацией, направление которой может изменяться внешним электрическим полем. Эти два состояния спонтанной поляризации, в зависимости от полярности прикладываемого напряжения, используются в качестве логических состояний запоминающего устройства. Базовый элемент сегнетоэлектрической памяти представляет собой расположенную между металлическими электродами тонкую пленку цирконата-титаната свинца (СЭ конденсатор). Энергонезависимость СЭ памяти обусловлена поляризованным состоянием ячейки перовскита, вызванное небольшим искажением его кубической структуры, которое не пропадает в отсутствии внешнего поля. СЭ память является более надежной и эффективной в практическом использовании, чем энергозависимая память, основанная на других физических принципах, и демонстрирует отличные характеристики, такие как скорость доступа (<50 нс), высокая плотность и низкое энергопотребление (<1 В при записи) [21].

Для СЭ запоминающих устройств существует две основные реализации: СЭ конденсатор, объединенный с МОП-транзистором для выбора ячейки и гетероструктура металл/сегнетоэлектрик/полупроводник, в которой СЭ конденсатор заменен сегнетоэлектрическим затвором полевого транзистора [22].

FeRAM - сегнетоэлектрическое оперативное запоминающее устройство с произвольной выборкой (Рисунок 1.4). Элемент памяти состоит из сегнетоэлектрического конденсатора и одного или нескольких транзисторов (структура 1T/1C, 2T/2C). Наряду с отличными характеристиками элементы FeRAM обладают и существенным недостатком.

Рисунок 1.4 - Поперечное сечение элемента памяти FeRAM [23].

В режиме записи вектор поляризации сегнетоэлектрического конденсатора направляется вверх или вниз в зависимости от полярности прикладываемого напряжения. В то время как при чтении измеряется величина тока, протекающего через конденсатор при приложении к нему положительного смещения. При противоположном направлении вектора поляризации и прикладываемого напряжения ток значительно больше, чем при их совпадении. Таким образом, предыдущее логическое состояние ячейки не сохраняется и требуется снова приложить напряжение к СЭ конденсатору, чтобы восстановить поляризацию. Обеспечение устойчивого долговременного функционирования (>1012 циклов перезаписи) является ключевой проблемой при реализации FeRAM [24].

FeFET (Ferroelectric field effect transistor) - это сегнетоэлектрический полевой транзистор, в котором в качестве подзатворного диэлектрика используется сегнетоэлектрик (Рисунок 1.5). Открытие/закрытие проводящего канала FeFET-транзистора обусловлено изменением состояния поляризации сегнетоэлектрика, вызывающее модуляцию поверхностного потенциала

полупроводника. Таким образом, реализуется неразрушающее считывание, т.е. не требуется переключение поляризации для чтения информации из ячейки [25].

4

5

3

Рисунок 1.5 - МСЭП-структура 1Т-ячейки памяти. 1) - исток, 2) - сток, 3) - кремний (подложка), 4) - металл (затвор), 5) - сегнетоэлектрик.

Несмотря на определенные достижения, существующих технологических решений недостаточно для серийного производства подобного типа ЗУ. Малое время удерживания поляризованного состояния, неконтролируемые свойства границы раздела сегнетоэлектрик/кремний, синтез и подбор подходящих материалов все еще являются проблемными вопросами [26]. Текущее состояние и перспективы развития FET-структур на основе пленок ЦТС изложены в [27].

Как было отмечено выше, сегнетоэлектрические пленки и конденсаторы на их основе являются основными элементами энергонезависимой памяти. Ток утечки в СЭ конденсаторных структурах, к сожалению, неизбежен и может влиять на долговременную надежность элементов хранения, а его величина и характер зависят от электрофизических параметров пленки, используемых электродов, технологического процесса изготовления и условий эксплуатации.

Перенос заряда в тонких пленках ЦТС при высоких полях и температурах определяется ее дефектами: кислородными ¥о и катионными вакансиями на позициях Т и 7г. В пленках ЦТС это приводит к распределению энергетических состояний по всей запрещенной зоне, тем самым изменяя зонную структуру (Рисунок 1.6).

1.2 Перенос заряда в тонких пленках ЦТС

Рисунок 1.6 - Зонная диаграмма цирконата-титаната свинца.

ЦТС имеет ширину запрещенной зоны 3,4 эВ. Проводимость становится заметной при температуре выше 150оС благодаря наличию донорных и акцепторных уровней внутри запрещенной зоны. Валентная зона в основном состоят из О 2р состояний, тогда как зоны проводимости образованы пустыми ё-состояниями Т^+ или 7г4+. Главной характеристикой, отличающей ЦТС от других титанатов перовскита, является электронная структура ионов РЬ2+. Они сохраняют свои 6s электроны, так называемые инертные пары в валентной зоне. Расположение орбиталей РЬ 6s у края валентной зоны позволяет РЬ2+ выступать в качестве неглубоких акцепторных уровней для дырок [28]. Предполагается, что уровень РЬ2+/РЬ3+ находится примерно на 0,3 эВ выше края валентной зоны. Переход дырок через РЬ2+ считается более предпочтительным, чем проводимость свободных дырок в валентной зоне [29].

Так же предполагается, что вакансии свинца, существующие в значительном количестве в пленках ЦТС из-за высокой летучести РЬО, выступают в качестве акцепторных уровней:

( ^ ) + ( °2С2- ) = ( V ) + ( V ) +РЬО

(1.1)

Уровни акцептора расположены примерно на 0,9 эВ выше валентной зоны и являются эффективными ловушками для дырок при высоких температурах. Акцепторы, в свою очередь, компенсируются кислородными вакансиями Уо.

Наконец, некоторые ионы могут находиться в состоянии ^3+, из-за потери кислорода как показано ниже:

2 (TlV ) + (OV ) =2 (TÍV ) + (V ) + 2O2 , (1.2)

Такой донорный уровень лежит примерно на 1 эВ ниже зоны проводимости. Таким образом, электропроводность в пленках ЦТС а определяется суммой электронного (ael) и ионного (а) вкладов:

a = ael =ае +ah , (1.3)

где индексы e и h соответствуют электронам и дыркам соответственно, и определяются концентрацией n, зарядом q и подвижностью ¡л участвующих носителей заряда.

1.2.1 Механизмы проводимости в сегнетоэлектрических структурах

Среди известных механизмов проводимости в сегнетоэлектрических тонкопленочных конденсаторных структурах часть зависит от электрических свойств контакта электрод/пленка [30]. Эти механизмы называются проводимостью, контролируемой интерфейсом (термоэмиссия через потенциальный барьер на интерфейсе, прямое туннелирование, а также туннелирование Фаулера-Нордгейма) [31]. Другие механизмы зависят только от свойств самого сегнетоэлектрика. К ним относятся: омическая проводимость, ток, ограниченный пространственным зарядом, эмиссия Пула-Френкеля и прыжковая проводимость [32].

Механизмы проводимости, определяемые интерфейсом

сегнетоэлектрик/металл. Указанный вид переноса заряда рассматривается исследователями в предположении о доминирующем влиянии потенциальных барьеров на границе раздела металл/сегнетоэлектрик. Конкретные механизмы транспорта носителей заряда будут определяться способом их преодоления.

I. Эмиссия Шоттки. Возможно, наиболее часто наблюдаемые токи утечки в сегнетоэлектриках обусловлены термоэмиссией электронов из металла в сегнетоэлектрик. Такой механизм проводимости называется термоэлектронной эмиссией или эмиссией Шоттки. В работах [33,34] сообщается об эмиссии Шоттки с потенциальным барьером 1,41 эВ в структурах Р1/Р2Т/Р1

Эмиссия Шоттки предполагает, что электроны за счет термической активации могут приобрести энергию, достаточную для преодоления энергетического барьера. Высота энергетического барьера на границе металл/диэлектрик понижается силой изображения. Эффект понижения барьера силой изображения называется эффектом Шоттки. Высота барьера Фв определяется разницей работ выхода металла и сегнетоэлектрика, электронного сродства, сил изображения, а также поверхностными явлениями на интерфейсе [35,36]. А ток через структуру, помимо Фв, будет зависеть от температуры и приложенного поля. Таким образом, при достаточно низких значениях напряженности электрического поля, когда туннельной составляющей тока через обратно смещенный переход Шоттки можно пренебречь, ток должен быть равен тепловому току являющемуся результатом термоэлектронной эмиссии. Значение этого тока с учетом понижения барьера за счет эффекта Шоттки определяется выражением [37]:

где кв - постоянная Больцмана (1,38^ 10-23 Дж/К); q - элементарный заряд, Т - температура, Л\ - эффективная постоянная Ричардсона, Фв - высота потенциального барьера, В{ - динамическая диэлектрическая проницаемость сегнетоэлектрического материала на частотах инфракрасного спектра и Е - внешнее электрическое поле. Зависимости от температуры и электрического поля главным образом определяются параметрами Фв и В1 соответственно. Постоянная Ричардсона определяется выражением: А*я = 4пqm*k2/h3, где т* - эффективная масса электрона; h - постоянная Планка ( 6,62^10-34 Джт).

II. Омический ток. Омическая проводимость обусловлена движением свободных электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. Для омического тока характерна линейная зависимость между плотностью тока и электрическим полем. В этом случае омический ток в основном определяется произведением подвижности носителей и их концентрации:

J = oE = nqßE , (1.5)

где о - электрическая проводимость, Е - внешнее электрическое поле, q - элементарный заряд, а л - подвижность носителей, n - концентрация носителей в зоне проводимости. Омический ток может наблюдаться в сегнетоэлектрических пленках, в случае если другие механизмы проводимости не вносят существенного вклада. В сегнетоэлектрических пленках такой ток обычно наблюдаться при очень низких напряжениях внешнего поля [38].

III. Туннелирование. В различных источниках рассматривается возможность появления туннельных токов в сегнетоэлектрических тонкопленочных конденсаторах. Обсуждается туннелирование не через сегнетоэлектрик, что невозможно для типичных толщин пленок, а через потенциальный барьер на интерфейсе. В частности, туннелирование Фаулера-Нордгейма , имеющее место, в тех случаях, когда приложенного поля достаточно для того чтобы потенциальный барьер приобрел треугольный вид. При этом вероятность попадания носителей в зону проводимости существенно увеличивается. Ток Фаулера-Нордгейма определяется следующим выражением [39]:

2

E = AE exp

' р ^ FN

E

У

(1.6)

где для термического оксида А = 9,63 -107 А/В2 и = 2,77-108 В/см.

Механизмы проводимости, определяемые объемом СЭ пленки. Указанные механизмы определяются электрофизическими свойствами сегнетоэлектрических пленок, в том числе плотностью ловушек заряда и их энергетическими уровнями.

I. Эмиссия Пула-Френкеля. Эмиссия Френкеля-Пула является одним из механизмов, согласно которому возможен транспорт носителей заряда в сегнетоэлектриках [40]. Транспорт заряда обеспечивается носителями, тепловая эмиссия которых имеет место из ловушечных центров под воздействием сильного электрического поля. В диэлектрических пленках электроны захвачены ловушками. Случайные тепловые флуктуации сообщают тому или иному электрону достаточно энергии для выхода из своего локализованного состояния в зону проводимости, где электрон может перемещаться в течение короткого промежутка времени, а затем остановиться в новом локализованном состоянии. Потенциальная энергия электрона, захваченного ловушкой, может быть уменьшена, если к диэлектрической пленке приложить электрическое поле. Уменьшение потенциальной энергии может увеличить вероятность того, что электрон будет возбужден и попадет в зону проводимости. Эмиссия Пула-Френкеля наблюдается в пленках ЦТС в работе [41].

Список литературы диссертационного исследования кандидат наук Антонович Александр Николаевич, 2019 год

- Ш -

- Ш -

...............

0

Ь, нм

а)

1065

20 15 10 5 0

-Аи

- - ] 2 + -

ниашшмнм! 7

0

Ь, нм

б)

1065

Рисунок 3.10 - Профили наведенного тока в структуре Ли/Р7Т/Р1 при различных

значениях напряжения смещения.

Нижняя граница раздела Р7Т/Р1 проявляет себя в качестве контакта Шоттки, поскольку положительное или отрицательное смещение, прикладываемое к нижнему электроду, уменьшает или увеличивает, соответственно, потенциальный барьер для инжекции носителей из платины. С ростом напряжения отрицательной полярности на Р1 электроде наблюдается рост ширины области обеднения Ж (в условиях короткого замыкания Ж=40 нм, при напряжении смещения 3,5 В достигает 60 нм). Большая часть приложенного напряжения падает на контакте Р2Т/Р1, тогда как при положительном смещении падение напряжения пренебрежимо мало. Полученные зависимости показывают, что смещение фактически задает изменение локального поля на нижнем интерфейсе.

3.3 Определение диффузионной длины носителей заряда в PbZr0.52Ti0.48O3

Улучшение характеристик существующих приборов микро- и наноэлектроники и получение новых - результат активного развития технологий получения СЭ пленок. Разработка и производство указанных элементов должны осуществляться с учетом основных параметров используемой пленки.

В работе предложена оригинальная методика определения диффузионной

длины в PbZro,52Tio,48Oз. Для ее реализации с помощью фокусированного ионного пучка была изготовлена специальная лестничная структура с высотой ступеней -50 нм (Рисунок 3.11). Выбор золота в качестве верхнего электрода обусловлен омическим контактом Au/PZT. Поэтому вблизи верхнего интерфейса не ожидается разделение сгенерированных ЭДП. Для регистрации наведенного тока используется конфигурация, при которой зондирующий пучок перпендикулярен плоскости предполагаемого коллектора (граница раздела Pt/PZT). Собирающий зонд установлен на платине. Электронный зонд (1пучш-100 пА) перемещался последовательно по ступеням от больших к меньшим, при этом величина наведенного тока в пленках варьировалась в диапазоне от 0 до 20 нА. В указанном диапазоне следует отметить три характерных значения регистрируемого тока.

Рисунок 3.11 - СЭМ изображение поперечного сечения лестничной структуры.

1- 1кОжекпюра = 0. В этом случае очевидно, что энергии первичного пучка недостаточно для того чтобы сгенерированные носители достигли коллектора. Т.е. расстояние от границы области взаимодействия до коллектора значительно превышает длину диффузии носителей заряда в указанной пленке.

2. Iколлектора»1пучка. Диапазон энергий, при котором выполняется второе условие, свидетельствует о том, что большая часть ЭДП достигает границы раздела PZT/Pt и вызывает наведенный электронным зондом ток (в 50 раз превышающий ток пучка). Т.е. расстояние от объема генерации до коллектора меньше диффузионной длины.

3. 1к

коллектора ^ ^ пучка

< 1п

Т00 пА. В указанном случае энергии первичного пучка

достаточно лишь для того, чтобы малая часть сгенерированных носителей достигла коллектора, т.е. можно говорить о проводимости индуцированной электронным пучком.

Для определения диффузионной длины необходимо определить минимальную глубину проникновения пучка Япор, при которой выполняется условие 3 (1коллектора~ 100 пА). Расстояние от границы коллектора до области генерации изменяется путем варьирования энергии первичных электронов. Для точного определения значения энергии зонда, при котором в цепи регистрируется ток отличный от нуля (шума) требуется варьировать энергией пучка в низких диапазонах (<10 кэВ), с тем, чтобы обеспечить минимальное приращение по глубине при увеличении энергии зонда.

Минимальная энергия, при которой выполняется указанное условие, позволяет определить Ь+Ж=Ьэфф. Для чего выбираются самые тонкие ступени на которых выполняется условие 3 и подбираются соответствующие ускоряющие напряжения. С другой стороны Ьэфф= й-К (Рисунок 3.12).

Рисунок 3.12 - Методика определения диффузионной длины в ЦТС.

Известно, что сгенерированные носители собираются коллектором в пределах их диффузионной длины. Необходимо определить на какую глубину К

проникают электроны пучка в PbZro,52Tio,48Oз [139]. Для расчетов в данной работе был использован статистический подход определения Я, основанный на методе Монте-Карло, Ямс. В результате чего был получен набор кривых, которые описывают потерю энергии электронами по глубине.

Глубина проникновения электронов Ям: определяется путем экстраполяции линейных участков кривых до нулевого значения энергии электронов (Рисунок 3.13) [140].

Рисунок 3.13 - Определение глубины проникновения электронов.

Из методики, проиллюстрированной на рисунке 3.12, очевидно, что Ьэфф~190 нм. Исходя из результатов, полученных в 3.2.1, следует, что Ж-40 нм, тогда £=150 нм. Методика применима для материалов с малой Ь, а также при толщине пленки д>Ь, при этом результаты измерений практически не зависят от поверхностных рекомбинаций. При облучении электронным пучком тонких пленок ЦТС разной толщины обнаружено, что толщина области обеднения вблизи границы раздела Pt/PZT не зависит от толщины пленки.

о

50 80

170 210

7 , НМ

Выводы по главе

1. Методом наведенного тока показано, что наблюдаемая асимметрия распределения поля вблизи нижнего и верхнего интерфейсов в структурах Ir/PZT/Pt, в режиме короткого замыкания в большей степени обусловлена условиями формирования поверхностей раздела электрод/пленка, чем влиянием разности функций работ выхода между металлическими электродами и сегнетоэлектриком.

2. Методом наведенного тока идентифицированы толщины областей обеднения вблизи границ раздела электрод/пленка в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах 1г^Т/Р^ и Аи/^Т/Р1

3. Экспериментально определена зависимость толщины области обеднения вблизи интерфейсов пленка/электрод от прикладываемого напряжения различной полярности.

4. Методом наведенного тока установлено, что 1г и Pt электроды образуют с пленкой ЦТС контакт Шоттки, а контакт Аи/Р7Т обладает омическими свойствами.

5. Разработана оригинальная методика определения диффузионной длины носителей заряда в сегнетоэлектрических пленках цирконата-титаната свинца. Диффузионная длина составила ЬРгт~150 нм.

ГЛАВА 4 ВЛИЯНИЕ КОНТАКТНЫХ ЯВЛЕНИЙ НА ВАХ КОНДЕНСАТОРНЫХ СТРУКТУР С ТОНКИМИ ПЛЕНКАМИ ЦТС

В главе представлены результаты исследования вольт-амперных характеристик конденсаторных структур на основе пленок ЦТС с различными верхними электродами. Идентифицированы вероятные механизмы транспорта носителей заряда в исследуемых структурах. Предложен новый подход к интерпретации вольт-амперных характеристик исследуемых

сегнетоэлектрических конденсаторов, с учетом экспериментально установленной зависимости толщины области обеднения вблизи интерфейсов пленка/электрод от прикладываемого напряжения различной полярности.

4.1 Исследование ВАХ стационарного тока утечки

Особую важность при анализе механизмов транспорта носителей заряда в тонкопленочных сегнетоэлектрических структурах представляет экспериментальное определение вольт-амперных характеристик стационарного тока утечки. При исследовании тока утечки в пленках ЦТС экспериментальные результаты, а также и их интерпретация различными авторами могут в значительной степени отличаться. За это могут быть ответственными несколько факторов. Во-первых, зависимости плотности тока от напряженности поля в МСМ структурах представляет сложную задачу. Отклик тока в структурах с пленками ЦТС включает в себя зависящий от времени ток диэлектрической релаксации, который сильно зависит от способа измерения, исходного состояния образца и ряда других факторов. Во-вторых, заключения, основанные только на анализе формы вольт-амперных характеристик, могут быть неоднозначными, поскольку во многих случаях различные механизмы проводимости приводят к похожим ВАХ, особенно при анализе, выполненном в ограниченном интервале напряжений и температур. Третья причина состоит том, что различные образцы

могут иметь различный характер поведения проводимости в зависимости от их толщины, зеренной структуры, природы интерфейсов, уровня легирования и других факторов.

4.1.1 Определение истинного тока утечки СЭ конденсаторов

Исследование ВАХ стационарного тока утечки осуществлялось статическим методом voltage-step с использованием пикоамперметра со встроенным источником постоянного напряжения Hewlett Packard 4140B. Суть статического метода состоит в том, что на МСМ структуру подают фиксированные последовательно нарастающие значения постоянного напряжения Vst и в каждом случае наблюдается переходной ток J(Vst, t). Как известно, несмотря на предварительную поляризацию напряжением Vnon, в состоянии, предшествующему началу измерений, часть доменов релаксирует, что обусловлено наличием деполяризующих и локальных полей в сегнетоэлектрической пленке [141]. В начальный период времени t в токе, как правило, преобладают компоненты релаксации, поэтому, в идеальном случае, при каждом следующем значении заданного напряжения обычно наблюдается переходный ток (ток заряда) до его стабилизации Jss, то есть достижения зависимостью J (Vst, t) плато [142]. По мере повышения испытательного напряжения происходит восстановление сегнетоэлектрической поляризации, что и создает соответствующий вклад в экспериментальную зависимость I (V, t). Как выше сказано, стабилизация результатов измерений с течением времени принимается за истинный ток утечки. В зависимости от свойств образца, температуры и напряжения время установления стационарного тока Jss может составлять десятки минут. Недостатки данной методики очевидны - ее длительность и возможность деградации сегнетоэлектрической пленки. Сокращение длительности наблюдения при использовании статического метода измерений возможно при условии наличия оптимальной модели переходного тока в МСМ структуре. В этом случае значение стационарного тока определяется

экстраполяцией зависимости J(t) по результатам более короткого времени наблюдения.

Для определения истинного тока утечки переходной ток моделируется следующей функцией [143]:

к

J (t )=S Jтг ■ exp (-t/ Tj) + Jss , C4-1)

i=1

где Ti - время релаксации; Jmi - амплитуда i-ой экспоненциальной составляющей тока релаксации; Jss - стационарный ток; к - число экспоненциальных функций (2 или 3) определяется началом по времени tst диапазона моделирования: 40-70 с или 15-30 с соответственно.

4.1.2 Влияние электродов на ВАХ конденсаторов на основе ЦТС

Использование различных материалов электродов обеспечивает получение пленок с необходимой структурой и требуемыми свойствами. Материал электрода может оказывать существенное влияние на электрофизические параметры сегнетоэлектрического конденсатора.

На рисунке 4.1а и 4.1б показаны экспериментальные (дискретные значения) и моделирующие зависимости J(Vst,t) тока релаксации сегнетоэлектрических структур Ir/PZT/Pt при различных значениях voltage step напряжения обеих полярностей. В соответствии с выражением (4.1) определены значения истинного стационарного тока утечки и построена зависимость J(E).

Положительная и отрицательная ветви ВАХ имеют схожую форму, но все же они асимметричны, что говорит о существенном влиянии границ раздела пленки на транспорт носителей заряда (Рисунок 4.2).

Рисунок 4.1 - Экспериментальные (дискретные символы) и моделирующие зависимости тока релаксации структуры 1х1РХТ1РХ для напряжений обеих

полярностей: а) положительной, б) отрицательной.

В принципе, механизмы переноса, определяемые объемом пленки, должны быть симметричными к изменению полярности напряжения. В то время как наблюдаемая асимметрия может быть вызвана механизмами проводимости, определяемыми поверхностью раздела, такими как эмиссия Шоттки и туннелирование Фаулера-Нордгейма.

— 1г 10 ■ , нА/см2 /

■ \ 5 ■ Ах=2.25-1(Нсм2 ^Чь 0=1065им

-250

-150

-50 0 50 кВ/см

150 250

Рисунок 4.2 - Зависимость стационарного тока ДЕ) через сегнетоэлектрическую

конденсаторную структуру 1г/Р7Т/Р1

Пространственный заряд вблизи электродов, обусловленный захватом инжектированных носителей, может создать наблюдающееся уменьшение проводимости из-за изменения профиля энергетических зон и изменения высоты инжекционного барьера. Следует отметить, что крутизна изменения тока утечки при положительной полярности напряжения существенно выше чем при отрицательной. Это связано с тем, что в случае положительной полярности ток утечки определяется обратно смещенным контактом Шоттки 1г/Р7Т, толщина обедненного слоя вблизи которого при соответствующих напряжениях смещения меньше, чем в случае отрицательной полярности, когда ток утечки определяется нижним контактом Р2Т/Р1.

Рисунок 4.3 - Зависимость стационарного тока ^Е) через сегнетоэлектрическую

конденсаторную структуру Р/Р2Т/Р1

В связи с этим можно заключить, что крутизна ВАХ определяется толщинами обеднения на обратно смещенном контакте. Указанные заключения справедливы и для объяснения ВАХ структуры Р1/Р7Т/Р1 (Рисунок 4.3). В главе 3 методом наведенного тока показано, что даже в случае одинаковых электродов электрические поля, локализованные на нижнем и верхнем интерфейсах, неэквивалентны.

6 12 МИН

а)

Рисунок 4.3 - Экспериментальные (дискретные символы) и моделирующие зависимости ^У^) тока релаксации структуры Р1/Р2Т/Р1

Из рисунка 4.4 и рисунка 4.5 видно, что структура Ли/Р7Т/Р1 проявляет себя в качестве диода, включенного в прямом и обратном направлении при отрицательной и положительной полярности соответственно. Крутизна изменения тока утечки при отрицательной полярности напряжения существенно выше чем при положительной, причем при напряженности поля в диапазоне от 90 кВ/см и выше, стационарный ток утечки не зависит от действующего напряжения положительной полярности. Это связано с различием электрофизических свойств поверхностей раздела Ли/Р7Т и Р2Т/Р1, а именно различными типами контактов пленки с верхним и нижним электродами, омическим и контактом Шоттки соответственно, и определяются нижней границей раздела Р2Т/Р1

6 12 18 ""О 6 12 МИН t, мин

а) б)

Рисунок 4.4 - Экспериментальные (дискретные символы) и моделирующие

зависимости тока релаксации структуры Аи/Р7Т/Р1

Рисунок 4.5 - Зависимость стационарного тока ДЕ) через сегнетоэлектрическую

конденсаторную структуру Аи/Р7Т/Р1

Следует также отметить различие значений токов утечки исследуемых СЭ конденсаторов в зависимости от материала верхнего электрода. В теории Шоттки высота потенциального барьера принимается как разность между функцией работы выхода металла фт и сродством электрона %.

а) б)

Рисунок 4.6 - Зависимость значений тока утечки от: а) функции работы выхода и

б) электроотрицательности материала верхнего электрода при 20 В.

Это в результате приводит к выводу, что должна быть прямая связь между значением тока утечки и функцией работы выхода из металла. В соответствии с этой теорией предполагается, что чем больше функция работы выхода металла, тем выше потенциальный барьер и меньше ток утечки. В связи с этим были представлены значения тока утечки в зависимости от электроотрицательности и функции работы выхода металлов, использовавшихся в качестве верхних электродов.

Из рисунка 4.6 можно заметить, что имеется корреляция между значением тока утечки и функцией работы выхода из верхнего электрода. В данном случае для контакта металл/пленка применимо выражение:

ФБ,р = Е + %БС

т '

(4.2)

С одной стороны, это наблюдение подтверждает дырочную проводимость исследуемых пленок, с другой стороны вступает в противоречие с результатами п. 3.2 (1г и Р1 образуют с пленкой ЦТС контакт Шоттки). Хотя, в соответствии с теорией, в случае контакта полупроводника р-типа с металлами, обладающими большей функцией работы выхода ожидается образование контактов подобных омическому. Возможно, структура Ли/Р7Т/Р1 демонстрирует наименьший ток утечки (Рисунок 4.4) и в связи с тем, что золото обладает наибольшей

электроотрицательностью х=2,4, в сравнении с иридием и платиной (х=2,2 и х=2,2 соответственно).

В качестве одного из факторов, ответственных за ток утечки, в литературе рассматривается состояние занятости d-оболочки. Так, в работе [144] приведены результаты исследований проводимости эпитаксиальных пленок PbZroдTio;8O3 с нижним SrRuO3 электродом и различными металлами в качестве верхнего электрода. В работе отмечается, что наилучшие выпрямляющие свойства получены для металлов с заполненной d-оболочкой Си, Аи, Ag, Pd, а металлы с несколькими электронами на d-оболочке Та, Сг образуют контакты подобные омическим. Основываясь на этих наблюдениях можно заключить, что важным фактором, влияющим на высоту потенциального барьера металла на ЦТС, является состояние занятости d-оболочки. Авторы наблюдают увеличение тока утечки с уменьшением числа электронов на d-оболочке верхнего металла. По результатам измерений ВАХ стационарного тока утечки СЭ конденсаторов с различными верхними электродами (И Ь" 4f(14)5d76s2,

Au 4f(14)5d106s1), выполненных статическим методом, такая тенденция не подтверждается

Другим аспектом, который следует учитывать, является способность некоторых металлов образовывать связи металл-металл с Т^ Например, было высказано предположение, что занятые d-орбитали Pt перекрываются с вакантными d-орбиталями Т^ что может привести к образованию интерметаллических соединений Т£Р^, которые могут изменять свойства интерфейса [145]. В случае контакта Ir/PZT возможно образование проводящей фазы №Ь на интерфейсе, которая снижает высоту барьера и приводит к росту тока утечки [146]. По-видимому, золото не образует подобных интерметаллических связей.

4.2 Идентификация механизмов транспорта носителей заряда в структурах с

тонкими пленками ЦТС

Обозначенные в п. 1.2.1 механизмы транспорта носителей заряда могут функционировать одновременно, что приводит к сложному нелинейному поведению ВАХ сегнетоэлектрических структур. Для улучшения характеристик существующих и создания новых приборов микро- и наноэлектроники с использованием пленок ЦТС крайне важно определить механизм проводимости, несущий ответственность за ток утечки.

4.2.1 Методика определения механизмов проводимости в СЭ конденсаторах

Идентификация механизмов транспорта носителей заряда в СЭ конденсаторных структурах основана на анализе их ВАХ [147]. После измерения ВАХ полученные кривые моделируются уравнением одного из известных механизмов проводимости. При этом значения истинного тока утечки отображаются в соответствующих предполагаемым механизмам координатах. По наклону полученных прямых определяют в. Далее сопоставляют полученные значения в по результатам экспериментального определения ВАХ с действительным в, определенным из измерений коэффициента преломления тонких пленок.

Так, для идентификации вероятных механизмов переноса носителей в структуре Ir/PZT/Pt, экспериментальные ВАХ стационарного тока отображаются в координатах ТОПЗ log (/)—log (V), Пула-Френкеля ln(//E)-E°'5 и термоэлектронной эмиссии Шоттки ln(/)-E°5. Из полученных зависимостей методом нелинейной регрессии определяются коэффициенты наклона соответствующих прямых (KSCLC, Kp-f, Ksh). По значениям этих коэффициентов можно определить какой механизм переноса носителей является доминирующим.

В таблице 4.1 приведены результаты идентификации механизмов стационарного тока, омического, ТОПЗ, эмиссий Шоттки и Пула-Френкеля при двух полярностях действующего на структуре напряжения. Значения параметров идентификации (nlog/log, sSh и eP-F) рассчитывались соответственно по наклону линейных участков зависимостей тока от напряжения в координатах log (I)- log (V), log(J)-£° 5 и log(J/E) - E05.

Таблица 4.1 - Параметры аппроксимации ВАХ пленки ЦТС

Точки измерений Параметры измерений

nlog/log Emm Emax Corr. £Sh Emin Emax Corr. £p-F Emin Emax Corr.

№4(Р") 1.17 23 70 0,998 9.4 23 70 0,998 441 70 187 0,998

1.56 70 187 0,998 16 94 187 0,998 - - - -

№5(P") 1.24 23 47 0,997 8.8 23 94 0,998 1840 94 187 0,998

1.4 47 234 0,998 28 94 234 0,998 - - - -

№4(P+) 1.43 23 234 0,998 6.3 23 94 0,995 570 94 187 0,998

1.47 70 234 0,997 22 94 234 0,998 - - - -

№5(P+) 1.60 23 94 0,998 5.4 23 94 0,998 870 94 187 0,998

1.47 94 234 0,997 22 94 234 0,998 - - - -

В таблице приведены рассчитанные значения показателя степени пь^ и оптической диэлектрической проницаемости, а также диапазоны поля £min/£max, в которых осуществлялась линейная аппроксимация в соответствующих координатах. Необходимо отметить, что реальные значения напряженности электрического поля больше, т.к. значительная часть напряжения падает в обедненном слое.

Для ТОПЗ ^^ в идеальном случае должен быть равен 2 (для омической проводимости п=1, для ТОПЗ иногда п>2, где п определяется распределением ловушек по запрещенной зоне). По наклону кривых на рисунке 4.7 затруднительно сделать вывод об идентификации тока, ограниченного пространственным зарядом.

Рисунок 4.7 - Идентификация ТОПЗ в структуре 1г/Р7Т/Р1

На основании коэффициентов наклона для прямых, построенных в координатах Шоттки и Пула-Френкеля, рассчитаны значения оптической диэлектрической проницаемости исследуемых пленок, полученных на основании выражений (4.3) и (4.4).

1

е

1

(кв ■ Т)

2 4-я-е

(Кзь )2

(4.3)

е =

1

1

(кв -Т)2 я-ео (Кр.р)2

(4.4)

где кв - постоянная Больцмана, Т - температура, д - элементарный заряд, е0 - диэлектрическая постоянная.

В координатах Шоттки в низковольтной области при положительной и отрицательной полярности расчетные значения диэлектрической проницаемости составили $зь=6,3 и ^=8,8 соответственно (Рисунок 4.8). Динамическая диэлектрическая проницаемость должна быть близка к квадрату коэффициента оптического преломления (т.е. е^и2).

а) б)

Рисунок 4.8 - Идентификация эмиссии Шоттки в структуре 1г/Р2Т/Р!

Следует отметить, что диэлектрическая проницаемость обычно зависит от частоты, но в этом случае используется оптическая диэлектрическая постоянная. В случае эмиссии, время прохождения носителей от границы металл/диэлектрик до положения максимума барьера много меньше времени диэлектрической релаксации, т.е. у пленки недостаточно времени для поляризации. Следовательно, необходимо использовать диэлектрическую постоянную на высокой частоте, т.е. оптическую диэлектрическую проницаемость. Эта оптическая диэлектрическая постоянная меньше статической диэлектрической постоянной или значений на низкой частоте, где большее число механизмов поляризации способно давать вклад в полную поляризацию. Для сопоставления приведены значения оптической диэлектрической проницаемости вп, полученные по результатам измерения коэффициента преломления п. Показатель преломления пленок ЦТС измеряли спектральным эллипсометром SENTECH 8Б-850. Для исследуемых пленок п=2,48 (вп=6,15). Таким образом, определенная по наклону ВАХ в, близка к ожидаемым значениям - в низковольтной области в качестве доминирующего механизма переноса заряда выступает эмиссия Шоттки. В высоковольтной области эмиссия Шоттки не идентифицируется, а наиболее ожидаемым механизмом транспорта считается проводимость Пула-Френкеля.

Рисунок 4.9 - Идентификация эмиссии Пула-Френкеля в структуре 1г/Р2Т/Р1

Действительно, при обеих полярностях напряжения на 1г/Р2Т/Р1 структуре наблюдаются линейные участки (координаты Пула-Френкеля) в одном и том же диапазоне электрического поля (Рисунок 4.9 а, б). Однако, вычисленные значения диэлектрической проницаемости согласно аппроксимации, сильно различаются как друг от друга (570 и 1840), так и от ожидаемого значения оптической диэлектрической проницаемости пленки - проводимость Пула-Френкеля себя не проявляет. В структуре Р/Р2Т/Р1 механизмы проводимости идентичны.

В соответствии с указанной методикой полученные зависимости стационарного тока использовались для анализа вероятных механизмов транспорта носителей в тонкопленочном конденсаторе Ли/Р7Т/Р1 (п. 4.1.2).

Из приведенных результатов видно (Рисунок 4.10 а, б), что в области низких полей при отрицательной полярности ток через конденсатор пропорционален приложенному напряжению (Кзсьс=1), что свидетельствует о вкладе в ток через сегнетоэлектрическую пленку омической проводимости. В случае положительной полярности транспорт носителей определяется эмиссией Шоттки.

В исследуемых структурах не подтверждается функционирование традиционных механизмов проводимости: тока, ограниченного пространственным зарядом, эмиссии Пула-Френкеля и прыжковой проводимости.

Рисунок 4.10 - Идентификация омического тока и эмиссии Шоттки в Au/PZT/Pt.

Названные механизмы связаны с наличием большого количества ловушек в запрещенной зоне объема сегнетоэлектрика, которые, по-видимому, в исследуемых структурах имеются в недостаточной концентрации. Вполне вероятно, что в объеме пленки имеют место явления отличные от вышеназванных механизмов переноса заряда.

4.2.2 Обсуждение результатов

Примечательно, что механизмы проводимости, определяемые объемом сегнетоэлектрика и границами раздела электрод/пленка, одновременно участвуют в переносе заряда. Сложность идентификации доминирующего механизма в пленках ЦТС с тем, что явления, имеющие место на границе раздела металл/сегнетоэлектрик и их влияние на свойства СЭ конденсаторов не до конца понятны. Результаты исследований соответствуют и частично дополняют представленные в литературе физические модели переноса носителей заряда в тонкопленочных структурах с тонкими пленками ЦТС. Можно сделать вывод, что электрофизические свойства контактов пленка/электрод влияют на явления, имеющие место в объеме пленки.

Анализ вольт-амперных характеристик тонкопленочных конденсаторов Ir/PZT/Pt и Pt/PZT/Pt свидетельствует о схожем характере зависимости тока утечки от полярности прикладываемого напряжения. В соответствии с [148]

можно предположить, что при подаче на структуру постоянного напряжения любой полярности, положительно заряженные кислородные вакансии перемещаются к отрицательному электроду - катоду. Оба контакты структур Ir/PZT/Pt и Р/Р/Т/Р, как установлено в работе , являются блокирующими, то есть положительный заряд кислородных вакансии может скапливаться вблизи катода (1г или Р^. В то же время в стороне анода остается такой же некомпенсированный заряд отрицательных неподвижных ионов. В результате донорные кислородные вакансии и акцепторные ионы локально не сбалансированы. Создаются условия для формирования р-п-перехода индуцированного электрическим полем. В целом объем пленки ЦТС остается электрически нейтральным. В результате в объеме пленки ЦТС образуется поле, направленное навстречу внешнему полю. Значение этого поля растет с увеличением напряжения, действующего на структуре. Вероятно, абсолютные значения тока утечки могут определяться объемом пленки. Поэтому нередко обнаруживается зависимость тока утечки от толщины пленки. Но, все же несмотря на возможные явления, происходящие в объеме пленки крутизна положительной и отрицательной ветвей ВАХ структуры 1г/Р/Т^ определяется различным потенциальными барьерами, вызванными исходным градиентом распределения кислородных вакансий по толщине пленки, обусловленным технологическими аспектами формирования СЭ конденсаторов. В соответствии с вышеизложенным эквивалентная схема 1г/Р2Т/Р и Р/Р/Т/Р может быть представлена следующим образом (Рисунок 4.11).

Рисунок 4.11 - Эквивалентная схема СЭ конденсатора 1г/Р/Т/Р и Р^Р/Т/Р!

Результаты исследования контактных явлений в сегнетоэлектрической конденсаторной структуре Ли/Р/Т/Р свидетельствуют об омическом типе контакта верхнего электрода Ли/Р/Т и наличии контакта Шоттки на интерфейсе Р/Т/Р. В случае структуры Ли/Р/Т^ имеет место ситуация, когда один из

интерфейсов, а именно Au/PZT, не препятствует переносу носителей заряда, в том числе кислородных вакансий. При этом кислородные вакансии, уходя из объема пленки, оставляют там некомпенсированный заряд неподвижных отрицательных ионов. Концентрация этого заряда, естественно оказывается максимальной у анода. Эффект этого неподвижного отрицательного заряда в объеме пленки состоит в том, что его поле стягивает в сторону анода подвижные носители. Таким образом, у катода создается область обеднения основными носителями -дырками, то есть сопротивление пленки по отношению к внешнему напряжению растет. С ростом напряжения отрицательной полярности на И электроде наблюдается рост ширины области обеднения Ж (при напряжении смещения 3,5 В достигает 60 нм). По всей видимости при подаче смещения 9 В и более, в соответствии с полученными ВАХ стационарного тока структуры Au/PZT/Pt (Рисунок 4.5), толщины обедненного слоя у Р2Т/Р достаточно для ограничения транспорта носителей заряда через пленку, с чем и связан выход в насыщение положительной ветви ВАХ. Эквивалентная схема СЭ Au/PZT/Pt обусловлена различными типами контактов пленки с верхним и нижним электродами - омическим и контактом Шоттки соответственно (Рисунок 4.12).

Рисунок 4.12 - Эквивалентная схема СЭ конденсатора Au/PZT/Pt.

Следует отметить, что в области коэрцитивного поля структура Аи/Р2Т/Р фактически обладает двумя состояниями - высокого и низкого сопротивления в зависимости от полярности прикладываемого поля (вставка к рисунку 4.5). Этот эффект очень интересен, так как на его основе возможно реализовать неразрушающие режимы чтения новой многообещающей концепции элементов памяти, основанной на электрически переключаемой электронной проводимости [149]. В ходе дальнейших исследований по тематике диссертации предполагается оценить возможность применения пленок ЦТС для реализации указанных запоминающих устройств.

Выводы по главе

1. Продемонстрировано влияние типа контакта пленка/электрод на ВАХ стационарного тока утечки СЭ конденсаторных структур 1г/Р2Т/Р1, Р^2Т/Р1 и Ли/Р/Т/Р при различных напряженностях действующего электрического поля.

2. Показано, что имеется явная зависимость значений стационарного тока утечки СЭ конденсаторов от функции работы выхода верхнего электрода, свидетельствующая о дырочной проводимости исследуемой пленки ЦТС.

3. Установлено, что материал верхнего электрода влияет не только на значения тока утечки, но и на характер поведения вольт-амперных характеристик конденсаторов с тонкими пленками ЦТС.

4. В качестве доминирующих механизмов транспорта носителей, ответственных за ток утечки в структурах 1г/Р7Т/Р1, Р/Р2Т/Р, при обеих полярностях идентифицирована эмиссия Шоттки, а в конденсаторе Аи/Р7Т/Р1 в случае положительной полярности наблюдается омический ток, при отрицательной полярности эмиссия Шоттки.

5. В исследуемых структурах не подтверждается функционирование традиционных механизмов переноса заряда: ТОПЗ, эмиссии Пула-Френкеля, что, по-видимому, связано с недостаточной концентрацией ловушек заряда в объеме пленки, эмиссия с которых обеспечивает указанные механизмы проводимости.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

1. Методом наведенного тока показано, что наблюдаемая асимметрия распределения поля вблизи нижнего и верхнего интерфейсов в структурах 1г/Р2Т/Р1, Р1/Р7Т/Р1 в режиме короткого замыкания в большей степени обусловлена условиями формирования поверхностей раздела электрод/пленка, чем влиянием разности функций работ выхода между металлическими электродами и сегнетоэлектриком.

2. Методом наведенного тока идентифицировано наличие областей обеднения вблизи границ раздела электрод/пленка в сегнетоэлектрических конденсаторных структурах 1г/Р/Т/Р^ Р1/Р2Т/Р1 и Аи/Р/Т/Р!

3. Методом наведенного тока установлено, что 1г и Pt электроды образуют с пленкой ЦТС контакт Шоттки, а контакт Аи/Р7Т обладает омическими свойствами.

4. Продемонстрировано влияние типа контакта пленка/электрод на ВАХ стационарного тока утечки СЭ конденсаторных структур 1г/Р7Т/Р1, Р^7Т/Р1 и Ли/Р/Т^ при различных напряженностях действующего электрического поля.

5. Разработана оригинальная методика определения диффузионной длины носителей заряда в сегнетоэлектрических пленках цирконата-титаната свинца. Диффузионная длина составила £Р^г~150 нм.

6. Экспериментально определена зависимость толщины области обеднения Ж вблизи интерфейсов пленка/электрод от прикладываемого напряжения различной полярности.

7. Обоснована эквивалентная схема сегнетоэлектрического конденсатора Ли/Р/Т/Р^ обусловленная различными типами контактов пленки с верхним и нижним электродами (омическим и контактом Шоттки соответственно).

8. Показано, что имеется явная зависимость значений стационарного тока утечки СЭ конденсаторов от функции работы выхода верхнего электрода, свидетельствующая о дырочной проводимости исследуемой пленки ЦТС.

9. Установлено, что материал верхнего электрода влияет не только на значения тока утечки, но и на характер поведения вольт-амперных характеристик конденсаторов с тонкими пленками ЦТС.

10. В исследуемых структурах не подтверждается функционирование традиционных механизмов переноса заряда: ТОПЗ, эмиссии Пула-Френкеля, что, по-видимому, связано с недостаточной концентрацией ловушек заряда в объеме пленки, эмиссия с которых обеспечивает указанные механизмы проводимости.

СТИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

1. Izyumskaya N. Processing, structure, properties, and applications of pzt thin films // Crit. Rev. in Solid State Mater. Sci. - 2007. - V. 32.

- I. 3-4. - pp. 111-202.

2. Воротилов К.А., Мухортов В.М., Сигов А.С. Интегрированные сегнетоэлектрические устройства. - М.: Энергоатомиздат. - 2011. - 175 с.

3. Ferroelectric random access memories: fundametals and applications / H. Ishiwara, М. Okuyama, Y. Arimoto // Springer. - Berlin: - Topics Appl. Phys.

- 2004. - V. 93. - pр. 17-30.

4. Kwak B.S., Erbil A., Budai J.D., et al. Domain formation and strain relaxation in epitaxial ferroelectric heterostructures // Phys. Rev. - 1994. - V. 49. - N. 21.

- pp. 65-79.

5. Kong L.B., Ma J., Zhu W., et al. Preparation and characterization of lead zirconate ceramics from high-energy ball milled powder // Mat. Lett. - 2000.

- V. 42. - pp. 232-239.

6. Dawber M., Rabe K.M., Scott J.F. Physics of thin-film ferroelectric oxides // Rev. Mod. Phys. -2005. - V. 77. - pp.1083-1130.

7. Woodward D.I., Knudsen J., Reaney I.M. Review of crystal and domain structures in the PbZrxTi1-xO3 solid solution // Phys. Rev. - 2005. - V. 72.

- pp. 104-110.

8. Noheda B., Cox D.E., Shirane G., et al. Stability of the monoclinic phase in the ferroelectric PbZr^TixOs // Phys. Rev. - 2001. - V. 63. - pp. 01410(3-6).

9. Yokoyama S. Dependence of electrical properties of epitaxial Pb (Zr, Ti)O3 thick films on crystal orientation and Zi/(Zr+,Ti) ratio // J. Appl. Phys. - 2005. - V. 98.

- N. 9. - pp. 094106(1-8).

10. Kang H.-S. Effects of deposition temperature and seed layer on the optical properties of lead zirconate titanate films / H.-S. Kang, W.-J. Lee // J. Vac. Sci. Technol. A. - 2002. - V. 20. - pp. 1498 - 1504.

11. Anderson P.S. Synthesis of the ferroelectric solid solution, Pb(Zri- xTix)O3 on a single substrate using a modified molecular beam epitaxy technique // Appl. Phys. Lett. - 2007. - V. 90. - N. 20. - pp. 202907(1-3).

12. Rice C.E., Cuchiaro J.D., Sun S., et al. Low temperature PZT film by MOCVD // Integrated Ferroelectrics. - 2003. - V. 59. - pp. 1465-1473.

13. Asano G., Oikawa T., Funakubo H. Highly-reproducible preparation of Pb(Zr, Ti)O3 films at low deposition temperature by metal organic chemical vapor deposition // Jpn. J. Appl. Phys. - 2003. - V. 42. - pp. 2801-2804.

14. Funakubo H. Recent development in the preparation of ferroelectric thin films by MOCVD. // Appl. Phys. - 2004. - V. 93. - pp. 95-99.

15. Воротилов К.А., Жигалина О.М., Хмеленин Д.Н., Сигов А.С. Структурные особенности пленок ЦТС, сформированных методом химического осаждения их растворов с различным содержанием свинца // Материалы VII международной научно-технической конференции, - 2012. - С.30-34.

16. Piekarski B., Dubey M., Zakar E., et al. Sol-Gel PZT for MEMS applications // Integrated Ferroelectrics. - 2002. - V. 42. - pp. 25-37.

17. Ren T-L., Zhang L-T., Liu L-H., et al. Studies of a PT/PZT/PT sandwich structure for FeRAM applications using sol-gel processing // Integrated Ferroelectrics.

- 2001. - V. 39. - pp. 215-222.

18. Yang W. Ultrathin ferroelectric films: growth, characterization, physics and applications // Materials. - 2014. - V. 7. - pp. 6377-6485.

19. Smith G.L. PZT-based piezoelectric MEMS technology // J. Am. Ceram. Soc. - 2012. - V. 95. - N. 6. - pp. 1777-1792.

20. Сигов А.С. Сегнетоэлектрические пленки в микроэлектронике // Соросовский образовательный журнал. - 1996. - №10. - С. 83-91.

21. Shiwara H. Ferroelectric random access memories // Journal of Nanoscience and Nanotechnology. - 2012. - V. 12. - pp. 7619-7627.

22. Kim K., Lee S. Integration of lead zirconium titanate thin films for high-density ferroelectric random access memory // J. Appl. Phys. - 2006. - V. 100.

- pp. 51604(1-11).

23. Rabe K.M., Scott J.F., Dawber M. Physics of thin-film ferroelectric oxides // Rev. Mod. Phys. - 2005. - V. 77. - pp. 1083-1130.

24. Ranjan R., Kumar R., Behera B. Effects of electrodes on the properties of sol-gel PZT based capacitors in FeRAM // Solid-State Electron. - 2009. - V. 53(5).

- pp. 473-477.

25. Eshita T., Tamura T., Arimoto Y. Advances in non- volatile memory and storage technology. Ferroelectric random access memory (FRAM) devices // Elsevier Ltd. - 2014. - pp. 434-454.

26. Воротилов К.А., Сигов А.С. Сегнетоэлектрические запоминающие устройства // Физика твердого тела. - 2012. - Т. 54. - №. 5. - С.843-848.

27. Park J.H. Integrating epitaxial-like Pb(Zr,Ti)O3 thin-film into silicon for next-generation ferroelectric field-effect transistor // Scientific Reports. - 2016.

- V. 6. - pp. 1-10.

28. Robertson J., Warren W. L., Tuttle B.A. Band states and shallow hole traps in Pb(Zr,Ti)O3 ferroelectrics // J. Appl. Phys. - 1995. - V. 77. - pp. 3975-3980.

29. Robertson J., Waren W.L., Tuttle B.A. Shallow Pb3+ hole trapsin lead zirconate titanate ferroelectrics // Appl. Phys. Lett. - 1993. - V. 63. - pp. 1519-1521.

30. Chiu F.C. A Review on conduction mechanisms in dielectric films // Advances in Materials Science and Engineering. - 2014. - V.4. - pp. 1-18.

31. Scott J. F., Dawber M. New interface effects in ferroelectric thin films // Le Journal de Physique IV. - 2001. - V. 11. - N.11. - pp. 9-19.

32. Chen H., Tsaur S., Lee J.Y. Leakage current characteristics of lead-zirconate-titanate thin film capacitors for memory device applications // Jpn. J. Appl. Phys.

- 1998. - V. 37. - N. 7. - pp. 4056-4060.

33. Chen H.-M., Lan J.-M., Chen J.-L., et al. Time-dependent and trap-related current conduction mechanism in ferroelectric Pb (ZrxTi1-x)O3 films // Appl. Phys. Lett.

- 1996. - V. 69. - pp. 1713-1713.

34. Bhatt H.D., Desu S.B., Vijay D.P., et al. Novel high temperature multilayer electrode-barrier structure for high-density ferroelectric memories // Appl. Phys. Lett.

- 1997. - V. 71. - pp. 719-721.

35. Naturwissenschaften / W. Schottky // Springer. - Berlin: - The Science of Nature. - 1938. - V. 26. - I. 52. - p. 843.

36. Scott J.F. There is no place like Ohm: conduction in oxide thin films // J. Phys.: Condens. Matter. - 2014. - V. 26. - pp. 142202(1-4).

37. Physics of semiconductor devices. / S.M. Sze, K.K. Ng // Wiley & Sons. - New York: - 2007. - V. 3. - pp. 145-148.

38. Kundu T. K., Lee Y-M. Temperature dependence of electrical conduction in Pb (Zr,Ti)O3 thin films // Ferroelectrics. - 2005. - V. 328. - I. 1. - pp. 53-58.

39. Fowler R. H. Nordheim L. Electron emission in intense electric fields. // Proc. Roy Soc. A. - 1928. - V. 119. - pp. 173-181.

40. Frenkel J. On pre-breakdown phenomena in insulators and electronic semiconductors // Phys. Rev. - 1938. - V. 54. - pp. 647-648.

41. Kundu T.K., Lee Y-M. Thickness dependence of the time dependent dielectric breakdown characteristics of Pb(Zr,Ti)O3 thin film capacitors for memory device applications // Jap. J. Appl. Phys. - 2000. - V. 39 (6A). - pp. 3488-3491.

42. Подгорный Ю.В., Воротилов К.А., Сигов А.С. Токи утечки в тонких сегнетоэлектрических пленках // Физика твердого тела. — 2012. - Т. 54. - № 5.

- С. 859-862.

43. Rose A. Space-charge-limited currents in solids // Phys. Rev. - 1955.

- V. 97. - pp. 1538-1542.

44. Lampert M.A. Simplified theory of space-charge-limited currents in an insulator with traps // Phys. Rev. - 1956. - V.103. - N. 6. - pp. 1648-1656.

45. Melnick B.M., Scott J.F., Araujo C.A., McMillan L.D. Thickness dependence of DC leakage current in lead zirconate-titanate (PZT) memories // Ferroelectrics.

- 1992. - V. 135. - pp. 163-168.

46. Lampert M.A., Many A., Mark P. Space-charge-limited currents injected from a point contact // Phys. Rev. A. - 1964. - V. 135. - pp. 1444-1453.

47. Baiatu T., Waser R., Hardtl K.-H. DC electrical degradation of perovskite-type titanates: III, A model for the degradation // J. Am. Ceram. Soc.. - 1990. - V. 73.

- N. 6. - pp.1663-1673.

48. Yu D., Wang C., Wehrenberg B.L., et al. Variable range hopping conduction in semiconductor nanocrystal solids // Phys Rev. Lett.- 2004. - V. 92. - N. 21.

- pp. 216802(1-4).

49. Morelli A., Venkatesan S., Palasantzas G., et al. Polarization retention loss in PbTiÜ3 ferroelectric films due to leakage currents // J. Appl. Phys. - 2007. - V. 102.

- pp.84103(1-6).

50. Delimova L.A., Yuferev V.S., Grekhov I.V. High retention of the polarization in polycrystalline M/PZT/M capacitors in the presence of the depolarization field near grain boundaries // IEEE Transactions on Ultrasonics, Ferroelectrics and Frequency Control. - 2011. - V. 58. - pp. 2252-2258.

51. Nagaraj B. Leakage current mechanisms in lead-based thin-film ferroelectric capacitors // Phys. Rev. B. - 1999. - V.59. - N.24. - pp. 160(22-27).

52. Zubko P., Jung D.J., Scott J.F. Electrical characterization of PbZr0.4Ti0.6 O3 capacitors // J. Appl. Phys. - 2006. - V. 100. - pp. 114113(1-7).

53. Pintilie L., Vrejoiu I., Hesse D., et al. Ferroelectric polarization-leakage current relation in high quality epitaxial Pb(Zr,Ti)O3 films // Phys. Rev. - 2007.

- V. 75. - pp. 104103(1-14).

54. Chen X., Kingon A.I., Al-Shreef H., et al. Electrical transport and dielectric breakdown in Pb(Zr,Ti)O3 thin films // Ferroelectrics. - 1994. - V.151.

- pp. 133-138.

55. Handbook of thin films / H.S. Nalwa // Academic Press. - San Diego: - 2002.

- V. 5. -633 p.

56. Chentir M.-T., Bouyssou E., Ventura L.et al. Leakage current evolution versus dielectric thickness in lead zirconate titanate thin film capacitors // J. Appl. Phys.

- 2009. - V. 105. - pp. 1605(1-7).

57. Bouyssou E. Wafer level reliability and leakage current modeling of PZT capacitors // Mat. Sci. Eng., R. - 2005. - pp. 28-33.

58. Hu H., Krupanidhi S.B. Current-voltage characteristics of ultrafine-grained ferroelectric Pb(Zr,Ti)O3 thin films // J. Mater. Res.-1994. - V.9. - N.6.-pp. 1484-1498.

59. Mihara T., Watanabe H. Electronic conduction characteristics of sol-gel ferroelectric Pb(Zr0.4Ti0.6)O3 thin-film capacitors: Part I // Jpn. J. Appl. Phys.

- 1995. - V.34. - N. 10. - pp. 5664-5673.

60. Delimova L.A., Yuferev V.S. Transient carrier transport and rearrangement of Schottky barrier layers under the action of a bias applied to the M/PZT/M structure // J. Appl. Phys. - 2018. - V. 124. - pp. 184102(1-7).

61. Pintilie L., Alexe M. Metal-ferroelectric-metal heterostructures with Schottky contacts. I. Influence of the ferroelectric properties // J. Appl. Phys.

- 2005. - V. 98. - pp. 124103(1-8).

62. Waser R.W. Electrochemical boundary conditions for resistance degradation of doped alkaline-earth titanates // J. Am. Ceram. Soc. - 1989. - V.72. - pp. 2234-2240.

63. Waser R., Baiatu T., Hardtl K.-H. DC electrical degradation of perovskite-type titanates: II, single crystals // J. Am. Ceram. Soc. - 1990. - V. 73. - pp. 1645-1654.

64. Cao Y., Shen J., Randall C.A., et al.. Phase-field modeling of switchable diode-like current-voltage characteristics in ferroelectric BaTiO3 // App. Phys. Lett.

- 2014. - V. 104. - pp. 182905(1-5).

65. Stolichnov I., Tagantsev A.J. Space-charge influenced-injection model for conduction in Pb(ZrxTi1-x)O3 thin films // J. Appl. Phys.- 1998. - V.84. - pp.3216-3225.

66. Schroeder H., Schmitz S., Meuffels P. Leakage currents in high-permittivity thin films // Appl. Phys. Lett. - 2003. - V.82. - pp. 781-783.

67. Nowotny J., Rekas M. Defect structure, electrical properties and transport in barium titanate // Ceram. Int. - 1994. - V.20. - pp. 265-275.

68. Robertson, J., Chen C.W. Shottky barrier heights of tantalum oxide, barium strontium titanate, lead titanate, and strontium bismuth tantalite // Appl. Phys. Lett.

- 1999. - V. 74. - pp. 1168-1170.

69. Zur Halbleitertheorie der sperrschicht / W. Schottky // Die Naturwissenschaften. - 1939. - V.113. - I.5. - pp. 367-414.

70. Physics of semiconductor devices / S.M. Sze, K.K. Ng // John Wiley and Sons, Hoboken. - NJ.: - 2007. - V. 3. -145 p.

71. Klein A. Interface properties of dielectric oxides // J. Am. Ceram. Soc.

- 2016. - V. 99. - pp. 369-387.

72. Raymond T. The physics and chemistry of the Schottky barrier height // J. Appl. Phys. - 2014. - V. 1. - pp. 41-54.

73. Bardeen J. Surface states and rectification at a metal semiconductor contact // Phys. Rev. - 1947. - V. 71. - pp. 717-727.

74. Monch W. Role of virtual-gap states and defects in metal-semiconductor contacts // Phys. Rev. Lett. - 1987. - V. 58. - pp. 1260(1-3).

75. Cowley A.M., Sze S.M. Surface states and barrier height of metal-semiconductor systems // J. Appl. Phys. - 1965. - V. 36. - pp. 3212-3220.

76. Perez de la Cruz J., Joanni E., Vilarinho P. M., et al. Thickness effect on the dielectric, ferroelectric, and piezoelectric properties of ferroelectric lead zirconate-titanate thin films // J. Appl. Phys. - 2010. - V. 108. - pp. 1-8.

77. Chang L-W., Alexe M., Scott J.F., et al. Settling the «dead layer» debate in nanoscale capacitors // Adv. Mater. - 2009. - V. 21. - pp. 4911-4914.

78. Reinle-Schmitt M.L. Tunable conductivity threshold at polar oxide interfaces // Nat. Commun. - 2012. - V. 3. - pp. 932-938.

79. Angadi M. The role of electrode material and polarization fatigue on electron emission from ferroelectric Pb(Zrx Ti1-x)O3 cathodes // Appl. Phys. Lett.

- 2000. - V. 77. - pp. 2659-2661.

80. Nagaraj B., Aggarwal S., Ramesh R. Influence of contact electrodes on leakage characteristics in ferroelectric thin films // J. Appl. Phys. - 2001. - V. 90.

- N. 1. - pp. 375-382.

81. Sim J.S. Characteristics of polycrystalline SrRuO3 thin-film bottom electrodes for metallorganic chemical-vapor-deposited PbZr0.2Ti08O3 // Thin Films Journal of the Electrochemical Society. - 2006. - V. 153. - N. 11. - pp. 777-786.

82. Lee J.J., Alluri P., Dey S.K. Effect of interfaces on the electrical behavior of (Pb0.72La0.28)TiO3 thin films // Appl. Phys. lett. - 1994. - V. 65. - N. 16.

- pp. 2027-2029.

83. Willems G.J., Wouters D.J., Maes H.E. Influence of the Pt electrode on the properties of sol-gel PZT-films // Microelectr. Eng. - 1995. - V. 29. - pp. 217-220.

84. Abe N. Influence of a TiO2 adhesion layer on the structure and the orientation of a Pt layer in Pt/TiO2/SiO2/Si structures // Jpn. J. Appl. Phys. - 2003. - V. 42.

- pp. 2791-2795.

85. Lim J.-E. Dependence of ferroelectric performance of sol-gel-derived Pb(Zr,Ti)O3 thin films on bottom-Pt-electrode thickness // Appl. Phys. Lett. - 2002.

- V. 81. - pp. 3224-3226.

86. Hwang C.S. Depletion layer thickness and Schottky type carrier injection at the interface between Pt electrodes and BaSrTiO3 thin films // J. Appl. Phys. - 1999.

- V. 85. - N. 1. - pp. 287-295.

87. Pintilie L. The effect of the top electrode interface on the hysteretic behavior of epitaxial ferroelectric Pb(Zr,Ti)O3 thin films with bottom SrRuO3 electrode // J. Appl. Phys. - 2012. - V. 112. - pp. 1-7.

88. Luo Y.R., Wu J.M. BaPbO3 perovskite electrode for lead zirconate titanate ferroelectric thin films // Appl. Phys. Lett. - 2001. - V.79. - pp. 3669-3671.

89. Chen. F. Reduction-induced Fermi level pinning at the interfaces between Pb(Zr,Ti)O3 and Pt, Cu and Ag metal electrodes // J. Appl. Phys. - 2011. - V.44.

- pp. 255301(1-7).

90. Boni A.G. Study of the leakage current in epitaxial ferroelectric PbZr0,52Ti0,48O3 layer with SrRuO3 bottom electrode and different metals as top contacts // Digest Journal of Nanomaterial's and Biostructures. -2015. - V. 10. - N. 4.

- pp. 1257-1265.

91. Vorotilov K.A., Sigov A.S., Seregin D.S., et al. Crystallization behaviour of PZT in multilayer heterostructures // Phase Transitions: Multinatl. - 2013. - V. 86.

- N.11. - pp. 1152-1165.

92. Котова Н.М., Подгорный Ю.В., Серегин Д.С. и др. Влияние методики приготовления пленкообразующих растворов на электрофизические свойства сегнетоэлектрических пленок ЦТС // Нано- и микросистемная техника.

- 2010. - № 10. - C. 11-16.

93. Kotova N.M. Role of precursors in the formation of lead zirconate-titanate thin films // Inorganic Materials. - 2011. - V. 50. - I. 6. - pp. 612-616.

94. Zhigalina O.M., Burmistrova P.V., Vasiliev A.L., et al. Microstructure of PZT Capacitor Structures // Ferroelectrics. - 2003. - V.286. - pp. 311-320.

95. Воротилов К.А., Жигалина О.М., Сигов А.С. Особенности формирования кристаллической структуры ЦТС в системах Si-SiO2-Ti(TiO2)-Pt-ЦТС // ФТТ. - M.: - 2009. - Т. 51. - В. 7. - С. 1268-1271.

96. Masuda Y., Nozaka T. The influence of various upper electrodes on fatigue properties of perovskite Pb(Zr,Ti)O3 thin films // Jpn. J. Appl. Phys. - 2003. - V. 42.

- pp. 5941-5946.

97. Scanning electron microscopy physics of image formation and microanalysis / L. Reimer // Springer-Verlag. - Berlin: Heidelberg. - 1985. - 538 p.

98. Vergeles P.S., Yakimov E.B. EBIC investigation of InGaN/GaN multiple quantum well structures irradiated with low energy electrons // J. Physics: Conference Series. - 2011. - V. 281. - pp. 012013(1-6).

99. Park J.K. Electron beam induced current measurements on single-walled carbon nanotube devices // Nanotechnology. - 2010. - V. 21. - pp. 115706(1-5).

100. Jin Y., Dunham S.T. The impact of charged grain boundaries on cdte solar cell: ebic measurements not predictive of device performance // Journal of Photovoltaics. - 2017. - V. 7. - pp. 329-334.

101. Практическая растровая электронная микроскопия / Д. Голдстейн // Мир - М.: - 1978 г. - 656 c.

102. Wu C.J., Wittry D.B. Investigation of minority-carrier diffusion lengths by electron bombardment of Schottky bariers // J. Appl. Phys.-1978.-V.49.-pp.2827-2834.

103. Якимов Е.Б. Наведенный электронным пучком ток и его использование для характеризации полупроводниковых структур // Изв. АН СССР, Сер. физ.

- 1992. - Т. 56. - № 3. - С. 31-44.

104. Leamy H.J. Charge collection scanning electron microscopy // J. Appl. Phys.

- 1982. - V. 53. - N. 6. - pp. 51-86.

105. Якимов Е.Б. Определение локальных электрических параметров полупроводниковых материалов методами растровой электронной микроскопии // Зав. лаб. - 2002. - Т. 68. - С. 63-70.

106. Kittler M., Larz J. Evaluation of p-n junction position and channel length in Si devices with resolution of a few nanometers by low-energy EBIC // Solid State Phenomena. - 1998. - V. 63-64. - pp. 77-88.

107. Norman C.E. Challenging the spatial resolution limits of cl and EBIC // Solid State Phenomena. - 2001. - V. 78-79. - pp. 19-28.

108. Pintilie I. Polarization-control of the potential barrier at the electrode interfaces in epitaxial ferroelectric thin films // ACS Appl. Mater. Int. - 2016. - V. 6. -pp. 2929-2939.

109. Boerasu I., Vasilevskiy M.I., Pereira M., et al. Optical properties of PZT 65/35 thin films deposited by sol-gel // Ferroelectrics. - 2002. - V. 268. - pp. 187-192.

110. Dietz G.W. Leakage currents in thin films for ultrahigh-density dynamic random access memories // J. Appl. Phys. - 1997. - V. 82. - pp. 2359-2364.

111. Lin C.H. Effects of thickness on the electrical properties of metalorganic chemical vapor deposited Pb(Zr,Ti)O3 (25-100 nm) thin films on LaNiO3 buffered Si // J. Appl. Phys. - 2001. - V. 90. - N. 3. - pp. 47-54.

112. Ferroelectric Memories / J.F. Scott // Advanced microelectronics series, Springer-Verlag. - Berlin: Germany. - 2000. - pp. 255.

113. Alig R., Bloom S. Electron-hole-pair creation energies in semiconductors // Phys. Rev. Lett. - 1975. - V. 35. - pp. 1522-1525.

114. Scott J.F. Device models for PZT/Pt, BST/Pt, SBT/Pt, and SBT/Bi ferroelectric memories // Ferroelectrics. - 1999. - V. 225. - pp. 83-90.

115. CRC handbook of chemistry and physics / R.L. David // CRC Press. Boca Raton. - FL. - 2005. - pp. 2208-2661.

116. Chen F. Energy band alignment at ferroelectric/electrode int. determined by photoelectron spectroscopy //Chin. Phys. B. - 2014. - V. 23. - pp. 017702(1-16).

117. Du X.F., Chen I.W. Fatigue of Pb(Zr0.53Ti0.47)O3 ferroelectric thin films // J. Appl. Phys. - 1998. - V. 83. - pp.7789-7798.

118. Rault J.E. Interface electronic structure in a metal/ferroelectric heterostructure under applied bias // Phys. Rev., B. - 2013. - V. 87. - pp. 155146(1-8).

119. Zhang M-M. Effects of electrodes on the properties of sol-gel PZT based capacitors in FeRAM // Solid-State Electronics. - 2009. - V. 53. - pp. 473-477.

120. Pintilie L., Boerasu I. Metal-ferroelectric-metal structures with Schottky contacts. II. Analysis of the experimental current-voltage and capacitance-voltage characteristics of PbZr,TiO3 thin films // J. Appl. Phys. -2005. -V.98. -pp.124104(1-9).

121. Pintilie L. Ferroelectric Schottky diode behavior from a SrRuO3-Pb(Zr0.2Ti0.8)O3-Ta structure // Phys. Rev. B. - 2010. - V.82. - pp.085319(1-8).

122. Scott J.F. Device physics of ferroelectric thin-film memories // Jpn. J.Appl. Phys. - 1999. - V. 38. - pp. 2272-2274.

123. Jo W. Structural and electrical properties of Bao.5Sr0 5TiO3 thin films on Pt/Ti and Pt/RuO2 // J. Korean Phys. Soc. - 1999. - V. 34. - pp. 61-68.

124. Dey S.K. Sol-gel processing of PbO3, PbZrO3, PZT and PLZT thin films / S.K. Dey // Abstracts of 11th International Symposium on Integrated Ferroelectrics, Colorado Springs. - CO, USA: - 1999. - pp. 155-161.

125. Copel M. Metallization induced band bending of SrTiO3(100) and Bac.7Sr0.3TiO3 // Appl. Phys. Lett. - 1997. - V. 70. - pp. 3227-3229.

126. Scott J.F. Quantitative measurement of space-charge effects in lead zirconate-titanate memories // J. Appl. Phys. - 1991. - V. 70. - pp. 382-388.

127. Weisberg L.R. Anomalous mobility effects in some semiconductors and insulators // J. Appl. Phys. - 1962. - V. 33. - pp. 1817-1820.

128. Nelson D.F. Direct transition and exciton effects in the photoconductivity of gallium phosphide // Phys. Rev. - 1964. - V. 135. - pp. A1399-A1406.

129. Abou-Ras D. Electron-beam-induced current measurements with applied bias provide insight to locally resolved acceptor concentrations at p-n junctions // AIP Advances. - 2015. - V. 5. - pp. 077191(1-7).

130. Kurniawan O., Ong K. S. Choice of generation volume models for electron beam induced current computation // IEEE Transactions on Electron Devices. - 2009. - V. 56(5). - pp. 1094-1099.

131. Haney P.M. Electron beam induced current in the high injection regime. // Nanotechnology. -2015. - V. 26. - pp. 295401(1-10).

132. Wu D., Ong V.K.S. Determination of material parameters from regions close to the collector using electron beam-induced current // IEEE Transactions on Electron Devices. - 2002. - V. 49. - pp. 1455-1461.

133. Donolato C. A reciprocity theorem for charge collection // Appl. Phys. Lett.

- 1985. - V. 46. - pp. 270-272.

134. Shin J.C., Park J., Hwang C.S. Leakage current of sol-gel derived Pb(Zr,Ti)O3Pb(Zr,Ti)O3 thin films having Pt electrodes // J. Appl. Phys. - 1999.

- V. 75. - pp. 3411-3413.

135. Baniecki J.D. Investigation of the importance of interface and bulk limited transport mechanisms on the leakage current of high dielectric constant thin film capacitors // J. Appl. Phys. - 2003. - V.94. - pp. 6741-6748.

136. Sudhama C., Campbell A.C., Maniar P.D., et al. A model for electrical conduction in metal-ferroelectric-metal thin-film capacitors // J. Appl. Phys. - 1994.

- V. 75. - pp. 1014-1022.

137. Yang Y.S. Schottky barrier effects in the electronic conduction of sol-gel derived lead zirconate titanate thin film capacitors // J. Appl. Phys. - 1998. - V. 84.

- pp. 5005-5011.

138. Kumar C. Surface science tools for nanomaterial's characterization // Springer. - 2015. - pp. 421-468.

139. Yamina B. Modeling of signal generation function and electron penetration effects on the EBIC signal of Schottky diodes of Ge // American Journal of Applied Sciences. - 2008. - V. 5. - pp. 678-682.

140. Kurniawan O., Ong V.K.S. Investigation of Range-energy Relationships for Low-energy Electron Beams in Silicon and Gallium Nitride // Scanning. - 2007.

- V. 29. - pp. 280-286.

141. Подгорный Ю.В. Токи деполяризации в тонких сегнетоэлектрических пленках // Фундаментальные проблемы радиоэлектронного приборостроения.

- 2011. - Т. 11. - № 2. - С. 40-42.

142. Podgorny Y., Vorotilov K., Sigov A. Estimation of steady-state leakage current in polycrystalline PZT thin films // AIP Advances. - 2016. - V. 6.

- pp. 095025(1-5).

143. Podgorny Y.V., Seregin D.S., Sigov A.S., Vorotilov K.A. Depolarization currents in thin ferroelectric films // Ferroelectrics. - 2012. - V. 439. - pp. 56-61.

144. Pintilie L. The influence of the top-contact metal on the ferroelectric properties of epitaxial ferroelectric Pb(Zr02Ti08)O3 thin films // J. Appl. Phys.

- 2008. - V. 104. - pp. 114101(1-6).

145. Tauster S.J., Fung S.C., Garten R.L. Strong metal-support interactions. Group 8 noble metals supported on titanium dioxide // Chem. Soc. - 1978. - V. 100.

- pp.170-175.

146. Zhang M-M., Ze J., Ren T-L. Effects of electrodes on the properties of sol-gel PZT based capacitors in FeRAM // Solid-State Electronics. - 2009. - V. 53.

- pp.473-477.

147. Naganuma H., Inoue Y., Okamura S. Leakage current mechanism of polycrystalline BiFeO3 Films with Pt electrode // Integrated Ferroelectric. -2007.

- V. 95. - pp. 242-247.

148. Yang C.H. Electric modulation of conduction in multiferroic Ca-doped BiFeO3 films // Nature Mater. - 2009. - V. 8. - pp. 485-493.

149. Yin X.-B., Tan Z.-H., Guo X. The role of Schottky barrier in the resistive switching of SrTiO3: direct experimental evidence // Chem. Phys. - 2015. - V.17.

- pp. 134-137.

ПУБЛИКАЦИИ ПО ТЕМЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Антонович А.Н., Петрушин А. А., Подгорный Ю.В. Исследование механизмов электрической проводимости слоистых наноструктур на основе PbZr0,52Ti0,48O3 методом наведенного тока // Наноматериалы и наноструктуры-XXI век. - 2017 г. - Т. 8. - № 4. - С. 19-22.

2. Антонович А.Н., Лапин Д.Г., Петрушин А.А., Подгорный Ю.В. Исследование контактных явлений на границе раздела PZT-Pt методом наведенного тока // Известия РАН. Серия физическая. - 2018г. - Т.82. - №3.

- С.387-389.

3. Антонович А.Н., Петрушин А.А., Подгорный Ю.В. Исследование контактных явлений в сегнетоэлектрических конденсаторных наноструктурах Ir/PZT/Pt// Наноматериалы и наноструктуры-XXI век. - 2018 г. - Т.9. - № 4.

- С. 28-35.

4. Podgorny Yu.V., Antonovich A.N., Vorotilov K., Sigov A.S. // Discharge currents in dense and porous PZT films// Ferroelectrics. - 2019. Принята к публикации 25.06.2018. doi: 10.1080/00150193.2019.1598192.

5. Антонович А.Н., Пахомов C.B., Петрушин А.А., Подгорный Ю.В. Влияние границ раздела пленка/электрод на токи утечки в сегнетоэлектрических конденсаторных наноструктурах Au/PZT/Pt // «Наноматериалы и наноструктуры-XXI век». - 2019 г. - Т. 10. - № 2. - С. 13-19.

6. Антонович А.Н., Лапин Д.Г., Петрушин А.А., Подгорный Ю.В. Исследование контактных явлений на границе раздела PZT-Pt методом наведенного тока // Сборник трудов XXI Всероссийской конференции по физике сегнетоэлектриков г. Казань, 25-30 июня - 2017 г. - С.194.

7. A. Antonovich, A. Petrushin, Y. Podgorniy. Electron beam induced current method for investigation of conductivity mechanisms in the ferroelectric thin films // Book of abstracts European Conference on Applications of Polar Dielectrics (ECAPD-2018) Moscow, June 25-28. - 2018. - P. 96.

8. Антонович А.Н., Петрушин А.А. Исследование механизмов проводимости наноструктур на основе PbZr0,52Ti0,48O3 методом наведенного тока // Сборник тезисов XXV Международной конференции студентов, аспирантов и молодых ученых по фундаментальным наукам «Ломоносов-2018». Секция «Физика». - М.: - 2018. - С. 357-358.

9. Антонович А.Н. Вопросы формирования контраста изображений в методе наведенного тока // Материалы Международной научно-технической конференции Москва, 21-25 ноября 2016 г. INTERMATIC-2016. - 2016. - Часть 3.

- С. 10-12.

10. Антонович А.Н., Петрушин А.А. Исследование эффективности сбора электронно-дырочных пар на границе раздела PZT-Pt // Тезисы докладов 2-го Международного форума «ТЕХНОЮНИТИ - Электронно-лучевые технологии для микроэлектроники» г. Зеленоград, 9-12 октября 2017г. - 2017. - С. 90.

11. Антонович А.Н. Исследование контактных явлений на границе PZT-Pt на основе регистрации изменения амплитуды сигнала наведенного тока, при различном внешнем напряжении смещения // Материалы Международной научно-технической конференции, INTERMATIC-2017. - 2017. - Часть 2.

- С. 280-282.

12. Антонович А.Н., Петрушин А.А. Исследование локальных свойств приборных структур микроэлектроники методом наведенного тока // Материалы Международной научно-технической конференции, INTERMATIC-2016. - 2016. -Часть 3. С. 184-186.