Ідеальна МДН структура

а- напівпровідник n–типу; б- напівпровідник p–типу.

1. Роботи виходу електронів із метала і напівпровідника одинакові, або різниця робіт виходу ϕms рівна нулю:

для n-типу,

для p-типу.

Eg- ширина забороненої зони, ψB - різниця між рівнем Фермі EF і положенням рівня Фермі у власному напівпровіднику Ei. Умова (1) означає, що у відсутність зовнішньої напруги V=0 енергетичні зони напівпровідника не вигнуті (стан плоских зон).

2. При будь-яких зміщеннях в структурі може існувати тільки заряд в її напівпровідниковій частині і рівний йому заряд протилежного знаку на металічному електроді, який відділений від напівпровідника шаром діелектрика.

3. При постійній напрузі зміщення відсутній переніс заряду через діелектрик, тобто опір діелектрика допускається нескінченним.

Коли до ідеальної МДН структури прикладена напруга того чи іншого знаку, на напівпровідниковій поверхні можуть виникнути три основні ситуації. Розглянемо їх спочатку для МДН структури з напівпровідником p - типу.

режим інверсії.

1) Якщо до металевого електроду структури прикладена від’ємна напруга (V<0), край валентної зони на границі з діелектриком вигнеться вгору і наблизиться до рівня Фермі. Оскільки в ідеальній МДН структури наскрізний струм дорівнює нулю, рівень Фермі в напівпровіднику залишається постійним. Так як концентрація дірок експоненційно залежить від різниці енергій (EF-EV), такий вигин зон приведе до збільшення кількості основних носіїв (дірок) біля поверхні напівпровідника. Цей режим називається режимом збагачення (акумуляції).

(V>0), зони вигинаються в оберненому напрямі і при поверхнева область напівпровідника збіднюється основними носіями. Цей режим називається режимом збіднення або виснаження поверхні.

3) При великих позитивних напругах зони вигинаються вниз настільки сильно, що поблизу поверхні відбувається перетин рівня Фермі EF з власним рівнем Ei. В цьому випадку концентрація неосновних носіїв (електронів) біля поверхні переважає концентрацію основних носіїв (дірок). Ця ситуація називається режимом інверсії.

Аналогічний розгляд можна провести і для МДН структури з напівпровідником n - типу. Вказані режими реалізуються при напрузі протилежної полярності.

визначений по відношенню до об’єму підкладки (ψ=0 в її електронейтральній частині) і відраховується від власного рівня Ei. Вигин зон на рисунку відповідає позитивному знаку потенціалу ψs. В режимі акумуляції ψs<0, в режимі збіднення ψB>ψs>0 і при інверсії ψs>ψB.

де np0 і pp0 - рівноважні густини електронів і дірок в об’ємі напівпровідника, β≡q/kT. Потенціал ψ позитивний, якщо зоні вигнуті вниз.

вверх);
ψs=0 – стан плоских зон;
ψB>ψs>0 – режим збіднення (зони вигнуті вниз);
ψs=ψB – ns=ps=ni (ni- власна концентрація);
ψs>ψB - режим інверсії (накоплення біля поверхні неосновних носіїв заряду
(електронів), зони вигнуті вниз).

Залежність потенціалу ψ від відстані до границі розділу x можна отримати за допомогою одномірного рівняння Пуасона

де εs - діелектрична проникність напівпровідника, а ρ(x)– густина повного об’ємного заряду.

В об’ємі напівпровідника вдалині від поверхні виконується умова електронейтральності, тобто ρ(x)=0 при ψ=0 , а

В загальному випадку для всіх значень маємо

поле (E≡-dψ/dx) і потенціал ψ :

Для скорочення запису наступних формул позначимо

І введемо так звану дебаєвську довжину дірок

, а знак – при ψ<0 . Величину поверхневого електричного поля отримаємо, підставивши у вираз ψ=ψs :

За законом Гауса об’ємний заряд віднесений до одиниці площі границі розділу, який індукував це поле, є:

Для визначення надлишкових поверхневих густин електронів Δn і дірок Δp при даному значенні поверхневого потенціалу ψs необхідно вирахувати наступні інтеграли:

потенціалу ψs для кремнію p - типу з NA=4×1015 см-3 при кімнатній температурі; потенціал ψB відповідає різниці рівня Фермі і власного рівня Ei в об’ємі напівпровідника.

(1a)

При від’ємних значеннях ψs заряд Qs додатній, що відповідає акумуляції дірок на поверхні. В цьому випадку у виразі (1a) домінує перша складова, так що .

В стані плоских зон ψs=0 і Qs=0. В режимі збіднення ψB>ψs>0 , а заряд Qs від’ємний. При цьому у виразі (1а) домінує друга складова, так що

При сильній інверсії ψs>>ψB головною у виразі (1а) є четверта складова, і в цьому випадку

Сильна інверсія наступає при поверхневому потенціалі

розклавши в ряд відповідні експоненти.

Повна диференційна ємність напівпровідника:

зарядів (в умовах інверсії) (б), електричного поля (в) і потенціалу (г).

Для забезпечення електронейтральності структури заряд на її металевому електроді QM має бути рівним сумі електронного заряду в інверсійному шарі Qn і заряду іонізованих акцепторів в області збіднення напівпровідника.

Всі заряди віднесені до одиниці площі границі розділу. W – товщина збідненого шару, Qs - повна поверхнева густина заряду в напівпровіднику.

При ϕms=0

діелектрика Ci=εi/d. Остання визначається товщиною діелектрика і є максимально можливою ємністю структури. Ємність напівпровідника змінюється при зміні напруги на структурі.

Особливий інтерес являє значення повної ємності структури в стані плоских зон, тобто при ψs=0

де εi і εs - діелектричні проникності діелектрика і напівпровідника відповідно, а LD - дебаєвська довжина дірок.

відповідає акумуляції дірок біля границі розділу. В цьому режимі диференційна ємність напівпровідника (2а) суттєво більша ємності діелектрика, тому повна ємність структури близька до величини Сі. Коли напруга, яка прикладена до МДН структури, стає більшою 0, в приповерхневому шарі напівпровідника утворюється збіднена область, яка діє як додатковий шар діелектрика. Це приводить до зменшення повної ємності МДН структури. Потім проходячи через мінімум Cmin і Vmin, повна диференційна ємність структури різко зростає і знову наближається до величини Ci. Останнє обумовлено тим, що в даній області напруг біля границі розділу з діелектриком утворюється електронний інверсійний шар, диференційна ємність якого також значно перевищує ємність діелектрика.

Вольт-фарадні криві ідеальної МДН-структури. (а) – в області низьких частот; (б) – в області високих частот; (в) – в режимі глибокого збіднення.

умовах глибокого збіднення (імпульсна напруга зміщення).

Наростання ємності в області додатній зміщень залежить від того, чи встигає концентрація інверсійних електронів слідувати за змінами пркладеної до структури змінної напруги, за допомогою якої здійснюється зміна ємності. Даний режим реалізується лише при порівняно малих частотах, коли швидкість генераційно-рекомбінаційних процесів, що відповідають за зміну концентрації неосновних носіїв ( в даному випадку електронів), достатня, щоб електронна густина змінювалась у фазі з напругою вимірювального сигналу.
Експериментально встановлено, що для структур метал-SiO2-Si відповідна частотна границя лежить в діапазоні 5-100 Гц. При більш високих частотах збільшення диференційної ємності структури при додатних напругах не спостерігається (крива (б)).

реалізується при нульовому зміщенні (V=0). Режиму збіднення відповідають поверхневі потенціали від ψs=0 до ψs=ψB. Величина ψB виявляється дещо меншою значення Vmin. При поверхневому потенціалі ψs=2ψB починається сильна інверсія. Режиму слабкої інверсії відповідають потенціали ψB<ψ<2ψB.

Високочастотна вольт-фарадна залежність МДН – структуриі її апроксимація (штрихові лінії). На вставці наведені C-V криві при різних частотах тестуючої напруги.

Високочастотну вольт-фарадну характеристику ідеальної МДН структури при 0VT - постійними значеннями Ci і C’min відповідно.

якій починається сильна інверсія.

де Qs=qNAWm

Значення диференційної ємності ідеальної МДН структури, що відповідає VT:

– високочастотні.

В структурах з більш тонким шаром SiO2 спостерігається сильніша залежність ємності від напруги.

С-V характеристики МДН структур на n-підкладці аналогічні. Для аналізу необхідно лише поміняти знак на осі напруг.

Дані C-V криві можна використати і для аналізу характеристик МДН структур з іншими діелектриками (а не лише з діелектриком SiO2), при цьому варто користуватися виразом

де di - дійсна товщина діелектричного шару, а dc - ефективна товщина ( εi- діелектрична проникність даного діелектрика а εi(SiO2)=3,5×10-13 Ф/см).

кремнії.

Qi
Ni=Qi/q

1.Заряд захоплений поверхневими пастками Qit.
2. Фіксований заряд окисла Qf.
3. Заряд захоплений в окислі Qot.
4. Заряд рухливих іонів Qm.

напівпровідника полягає в тому, що сама границя розділу є порушенням просторової періодичності кристалічної гратки.

Виміри на чистих поверхнях отриманих сколом у надвисокому вакуумі показують, що Qit надзвичайно велика: порядку кількості атомів на вільній поверхні кристалу ( 1015 атом/см2). В сучасних МОН структурах, які отримані термічним окисленням кремнію, значна кількість поверхневого заряду Qit нейтралізується в процесі низькотемпературного (450 С) відпалу в атмосфері водню. В кращих зразках величина Nit не перевищує 1010 см-2.

Поверхневі стани вважаються донорними, якщо віддаючи електрон вони стають нейтральними або позитивно зарядженими.
Акцепторними називаються поверхневі стани, які стають нейтральними або від’ємно зарядженими, якщо захоплюють електрон.

поверхневих пасток і

для акцепторних поверхневих пасток.

Тут Et- енергія поверхневого стану , а g– фактор виродження, рівний 2 для донорних і 4 для акцепторних поверхневих станів.

При зміні прикладеного до МДН структури напруги положення енергетичних рівнів поверхневих пасток змінюється і слідує за зміщенням країв дозволених зон напівпровідника на границі розділу, в той час як положення рівня Фермі залишається незмінним. В результаті відбувається зміна зарядового стану цих пасток (в першому наближенні можна вважати, що воно відбувається, коли енергетичний рівень пастки перетинає рівень Фермі. Зміна поверхневого зв’язаного заряду дає додатковий вклад в диференційну ємність МОН структури, в результаті чого вольт-фарадна характеристика останньої відрізняється від C-V залежності ідеальної МДН структури.

на поверхневих станах не втигає слідувати за змінами змінної тестуючої напруги. Високочастотна C-V залежність МОН структури, в яку не входить ємність поверхневих станів зображена штриховою лінією. Однак і в цьому випадку поверхневі стани впливають на форму вольт-фарадної характеристики, зсуваючи і розтягуючи її вздовж осі напруг. Справа в тому, що для наявності зв’язаного поверхневого заряду потрібне відповідне збільшення (в порівнянні з ситуацією для ідеальної МДН структури) заряда на металевому електроді, щоб досягнути того ж значення поверхневого потенціалу.

змінюється відносно слабо, але потім різко наростає по мірі наближення до країв дозволених зон. Відмітимо суттєву залежність густини поверхневих станів від орієнтації напівпровідникової підкладки МОН структури. В структурах з орієнтацією підкладки <100> густина поверхневих станів виявляється приблизно на порядок меншою, ніж в структурах з орієнтацією <111>. Цей факт корелює з кількістю вільних зв’язків на відповідних атомних площинах кремнію.

фіксованим зарядом окисла. a- для напівпровідника p -типу; б- для напівпровідника n - типу.

Фіксований заряд Qf має наступні властивості: 1) величина залишається незмінною в широкому діапазоні змін поверхневого потенціалу ψs ; 2) локалізований в шарі товщиною порядку 3 нм поблизу границі розділу Si-SiO2; 3) величина слабо залежить від товщини шару оксиду, типу провідності і концентрації легуючої домішки в підкладці; 4) в більшості випадків позитивний, а величина залежить від орієнтації підкладки і технологічних режимів окислення і відпалу структур. Вважається, що фіксований заряд Qf обумовлений або надлишковим (трьохвалентним) кремнієм, або надлишковим (незв’язаним, що втратив один електрон) киснем в приповерхневому шарі SiO2.

Незалежно від типу провідності підкладки позитивний заряд Qf зсуває C-V характеристику в сторону від’ємних напруг зміщення, а від’ємний заряд Qf - в сторону позитивних напруг зміщення.

щоб кожен від’ємний заряд на її металічному електроді компенсувався рівним за величиною і протилежним за знаком зарядом в діелектрику або напівпровіднику. В ідеальній МДН структурі Qf=0, і ця компенсація здійснюється тільки за рахунок заряду іонізованих донорів в збідненому шарі напівпровідника. Реальній МОН структурі з позитивним Qf частина зарядів на металічному електроді компенсується фіксованим зарядом окисла, що природно приводить до відповідного зменшення глибини області збіднення в порівнянні з ідеальною МДН структурою при тій же напрузі зміщення. Частина силових ліній електричного поля замикається на фіксованому заряді Qf. Так як глибина області збіднення зменшується, ємність МОН структури збільшується, і, відповідно, вся C-V крива зсувається по відношенню до ідеальної в сторону від’ємних напруг. При від’ємному Qf C-V крива зсувається по відношенню до ідеальної в протилежному напрямку.

і нітриду кремнію при різних розмірах кристалітів.

Присутність іонів лужних металів, таких як натрій в термічно вирощеній SiO2 є основною причиною нестабільності характеристик напівпровідникових приладів, які пасивуються за допомогою окислення.

По закону Гаусса зсув напруги плоских зон, обумовлений зарядом рухомих іонів:

де Qm - ефективний заряд рухливих іонів, що відповідає одиниці площі границі розділу, а ρm(x) - об’ємна густина заряду рухливих іонів [Кл/см3].

Найбільш стійким до проникнення іонів натрію виявляється аморфний Si3N4.

циклу приладів, можна використовувати непроникні для рухливих іонів захисні плівки, такі як, наприклад, аморфний нітрид кремнію. Окисел Al2O3 і фосфорносилікатні стекла також можуть виконувати роль бар’єрних шарів для іонів натрію. Однак МДН структури зі складеним ізолятором метал – (Al2O3-SiO2) – Si характеризуються достатньо великим зсувом C-V кривих в область від’ємних напруг. Це значить, що в структурі на p– підкладці поверхня вже інвертована при нульовому і навіть при не надто великих від’ємних напругах зміщення. Фосфорнjсилікатні стекла, являють собою окисел SiO2 , збагачений P2O5, і утворюються поблизу зовнішньої поверхні шару окисла в процесі дифузії фосфору. Вони суттєво зменшують нестабільність робочих характеристик МОН структур за рахунок захоплення іонів натрію, оскільки розчинність натрію в цих стеклах набагато більша, ніж в SiO2.

б- розподіл заряду; в- електричне поле; г- потенціал.

Заряд захоплений в окислі

Заряд захоплений в окислі Qot, також приводить до зсуву C-V характеристик МОН структур. Цей заряд обумовлений структурними дефектами в шарі окисла. Пастки в окислі зазвичай нейтральні, але можуть заряджатися, коли захоплюють електрони і дірки.

Зсув напруги, обумовлений зарядом захопленим в окислі записується у вигляді:

де Qot- ефективна поверхнева густина цього заряду, що приведена до одиниці площі границі розділу Si-SiO2, а ρot - істина об’ємна густина заряду, що захоплений в окислі.

окислі, є

cума відповідних ефективних зарядів на одиницю площі границі розділу Si-SiO2

металу і напівпровідника рівна нулю.

Якщо ця різниця відмінна від нуля, а крім того, в діелектрику МДН структури присутній заляж Qo, вольт-фарадні характеристики реальної МДН структури будуть зсунуті вздовж осі напруг відносно ідеальної C-V кривої на величину

яка називається зсувом напруги плоских зон

Якщо з яких-небудь причин можна знехтувати величиною заряду рухливих іонів і зарядом, що захоплений на об’ємних пастках діелектрика, вираз спрощується і приймає вигляд

NA=1016 см-3 і залежність (б) різниці робіт виходу від ступеню легування в МОН структурах з електродами з виродженого полі кремнію, Al і Au .

Енергетична зонна діаграма границі розділу Si-SiO2 була визначена за результатами вимірів фотоемісії електронів. Встановлено, що ширина забороненої зони SiO2 приблизно рівна 9 еВ, а спорідненість до електрону qχi =0,9 еВ.

На вставці наведені відповідні C-V криві.

Робота виходу з металу в МОН структурах зазвичай визначається за результатами вимірів фотовідгуку або вольт-фарадних характеристик. На рис наведені експериментальні залежності фотовідгуку МОН структур з електродами з різних металів від енергії збуджуючих фотонів. По осі ординат тут відкладений корінь кубічний від фотовідгуку в довільних одиницях. Перетин цих прямих з віссю абсцис визначає величину енергетичного бар’єру qϕB між металом і SiO2. Відповідно, робота виходу з металу qϕm рівна qϕB+qχi, де qχi - спорідненість електрону в окислі.

Подібні результати також отримуються і із аналізу вольт-фарадних характеристик серії експериментальних МОН структур з однаковими параметрами окисного шару, які відрізняються лише матеріалом польового електроду. C-V характеристики таких МОН структур повинні бути зсунуті відносно одна одної на величину, рівну різниці робіт виходу із відповідних металів: qϕm1-qϕm2= qϕB1-qϕB2 .

Тому, якщо робота виходу електрона для одного із металів відома, то по зсуву C-V кривих можна визначити абсолютні значення qϕm для всіх решти металів

спостерігається помітна відмінність цих значень від роботи виходу електрона в вакуум.

За допомогою розглянутих експериментальних методів було встановлено, що висота енергетичного бар’єра на границі кремній-двоокис кремнію практично не залежить від кристалічної орієнтації підкладки (в межах похибки 0,1 еВ).

З наведених вище результатів слідує, що різниця робіт виходу ϕms може становити помітну частину зсуву напруги плоских зон МОН структури, який спостерігається, і, таким чином, її необхідно враховувати при оцінках величини фіксованого заряду окисла по зсуву C-V характеристик.

Для полі кремнієвих n+- типу, де рівень Фермі практично співпадає з положенням дна зони провідності, ефективна робота виходу qϕm рівна величині спорідненості до електрону в кремнії (qχSi =4.15 еВ). В полі кремнієвих затворах типу, де рівень Фермі лежить біля стелі валентної зони , ефективна робота виходу qϕm= qχSi+Eg = 5.25 еВ.

В залежності від матеріалу затвору при нульовій напрузі зміщення при поверхнева область напівпровідника МОН структури може виявитися практично в будь-якому стані (від акумуляції до інверсії).

МОН структурах зв’язаний з об’ємом напівпровідникової підкладки лише через генераційно-рекомбінаційні процеси, тобто останні забезпечують встановлення стаціонарного значення густини заряду інверсійного шару, що відповідає заданій напрузі на структурі. Характерний час встановлення такої рівноваги визначається інтенсивністю генераційно-рекомбінаційних процесів, які сильно (експоненційно) залежать від температури. Зазвичай відповідна гранична частота для Si-SiO2 систем при кімнатній температурі не перевищує 100 Гц, в окремих випадках вона нижча 1 Гц. При зниженні температури швидкість накоплення і розсасування заряду інверсійного шару суттєво зменшується. При цьому відбувається значна деформація C-V характеристик структури в області інверсії (гістерезис), і для їх правильного визначення необхідно в процесі вимірів досить довго витримувати МОН структуру при даній напрузі (в кожній експериментальній «точці»). В області підвищених температур швидкість генерації суттєво збільшується, що значно полегшує вивчення температури на властивості МДН- структур. В першу чергу це відноситься до вивчення механізмів генерацій них явищ.

Рис.1. Температурні залежності повної провідності G=Rgs-1+RgD-1+Rd-1 експериментальної МОН структури на n- підкладці наведені на Рис.2. Швидкість рекомбінаційного процесу в області просторового заряду пропорційна величині ni, тобто характеризується енергією активації, що рівна Eg/2, в той час як швидкість дифузійного процесу накоплення пропорційна ni2 з енергією активації, рівній Eg. Дані наведені на Рис.2. показують, що генераційно-рекомбінаційний процес в області просторового заряду Rgd-1 ~ ni є домінуючим механізмом встановлення термодинамічної рівноваги при температурі нижче 140 °С.

з очікуваною величиною Eg/2. При температурах вище 140°С нахил експериментальної кривої збільшується. Це свідчить про те, що в даній області домінує інший генераційно-рекомбінаційний механізм. Виявилось, що характерний нахил лінії (с), яка отримана відніманням від повної провідності G (крива (b)) провідності області просторового заряду RgD-1 (крива (а))дорівнює 1,17 еВ ≈ Eg, що відповідає очікуваному результату для дифузійного механізму Rd-1 ~ ni2 .

ділянці C-V кривої, що відповідає режиму сильної інверсії. Причому з ростом інтенсивності опромінення високочастотна ємність на цій ділянці все більше наближується до свого низькочастотного значення Ci. Така поведінка обумовлена, по-перше зменшенням під дією опромінення характерного часу генерації неосновних носіїв. По-друге, світлова генерація електронно-діркових пар в приповерхневій області напівпровідника МОН структури приводить до зменшення поверхневого потенціалу ψs при постійній повній напрузі, що прикладена до структури (Рис.а).

Зонні діаграми МДН структури при освітленні (а), радіаційних впливах (б) і лавинній інжекції (в).

Зменшення ψs приводить до відповідного зменшення товщини області просторового заряду, а відповідно, до збільшення високочастотної ємності. Останній механізм домінує при достатньо високих частотах вимірювального сигналу.

дією іонізуючих випромінювань таких як рентгенівське і γ–випромінення зображено на (Рис.б). Проникаюче в шар окислу іонізуюче випромінювання розриває зв'язок Si-O, і генерує електронно-діркові пари, які потім розділяються електричним полем в окислі, якщо в процесі експозиції МОН структура знаходиться під напругою. Більш рухливі електрони при цьому досить швидко покидають окисел і виходять на затвор або підкладку, і більш повільні дірки частково захоплюються пастками в окислі. При додатній напрузі на затворі ці дірки захоплюються поблизу границі з напівпровідником і, відповідно, сильно впливають на характеристики МОН структури. При цьому спостерігається значний радіаційний зсув напруги плоских зон в бік від’ємних напруг (утворення позитивного фіксованого заряду). Можливо, що ці захоплені дірки відповідають також і за збільшення густини поверхневих станів, яке зазвичай спостерігається після радіаційних впливів на МОН структуру. При протилежній полярності напруги (мінус на затворі) дірки будуть захоплюватись поблизу металічного електроду, який сильно екранує їх вплив на напівпровідник. В цьому випадку величина ефективного додатного заряду, що індукується радіацією, виявляється значно меншою, і вольт-фарадні характеристики відносно мало зсуваються вдовж осі напруг. Відмітимо, що експериментальні результати добре відповідають викладеній моделі діркового захоплення в окислі.

при їх роботі в режимі глибокого збіднення. При швидкій зміні напруги на електроді структури майже вся напруга виявляється прикладена до нестаціонарного збідненого шару в напівпровіднику, де при досить високій величині цієї напруги розвивається лавинний процес ударної іонізації. В результаті лавинного процесу біля границі з окислом виникає досить велика кількість електронів і дірок з енергіями достатніми для подолання відповідних енергетичних бар’єрів. Так як величина електронного енергетичного бар’єру на границі Si-SiO2, рівна qχSi - qχi=4.1 – 0.9=3.2 еВ, менша ніж висота енергетичного бар’єру доля дірок Eg(SiO2) – Eg(Si) - qχSi - qχi =4.7 еВ, електронна інжекція в окисел суттєво перевищує діркову.

Зонні діаграми МДН структури при освітленні (а), радіаційних впливах (б) і лавинній інжекції (в).

в підкладці. На вставці показано розподіл електричного поля вздовж границі з окислом.

Електричне поле біля границі розділу напівпровідник – діелектрик неоднакове і досягає максимального значення Em поблизу краю затворного електроду. Напруга пробою структури визначається як напруга на затворі, при якій іонізаційний інтеграл вдовж оптимальної силової лінії електричного поля досягає значення, рівного 1. Як видно з Рис. при кожному визначеному значенні товщини окисла існує концентрація легуючої домішки, при якій напруга лавинного пробою виявляється мінімальною Було встановлено, що зліва від цих мінімумів лавинний пробій дійсно відбувається біля краю електроду (Em>E1), а правій частині графіків відповідає пробій, однорідний по площі структури (Em=E1). В умовах однорідного пробою величина електричного поля на границі розділу E1 тим більша, чим більша концентрація легуючої домішки.

інжекції електронів в окисел.

Відмітимо, що лавинний пробій відбувається однорідно по площі електроду, коли відношення d/Wmax (де Wmax - максимальна товщина збідненого шару при напрузі пробою) перевищує 0.3.

На залежностях ємності і поперечної провідності кремнієвої МОН-структури з окислом, який вирощений у вологій атмосфері, спостерігаються зміни до і після лавинної інжекції електронів (Рис.). Інжекція гарячих електронів в окисел приводить до зсуву напруги плоских зон в бік більш позитивних напруг (це свідчить про збільшення від’ємного заряду в окислі). При цьому збільшується амплітуда піка поперечної провідності, що свідчить про ріст густини поверхневих станів (від 1.2×1011 до 7.9×1011 см-2еВ-1).

відношення до вибору робочих режимів напівпровідникових приладів зі структурою метал-діелектрик-напівпровідник. Так, наприклад в МОН-транзисторі носії в каналі можуть прискорюватись в повздовжньому електричному полі від витоку до стоку до енергій, достатніх для подолання енергетичного бар’єра на границі Si-SiO2. Захоплення цих носіїв в окислі приводить до виникнення додаткового фіксованого заряду і до збільшення густини поверхневих станів. Все це небажано, оскільки приводить до зміни робочих параметрів приладу (дрейфу характеристик).
З іншого боку, за допомогою лавинної інжекції при пробої стокового переходу МОН-транзистора можна, наприклад, заряджати крізь окисел полі кремнієвий затвор. Цей метод використовується в напівпровідникових елементах пам’яті деяких типів.