К.В. Фролов - Технологии, оборудование и системы (1062200), страница 43
Текст из файла (страница 43)
Длина пути, пРойденная ионом до полной останов- кн, называется пробегом Л иона. Для получения реального Распределения внедренных ионов нужно знать не полный пробег, а ето проекцию на направление х перво начально то движения Я, называемую проецироваиным пробегом. Длина пробста иона определяется по теории Лвндхарда, Шарфа и Шиопа (ЛШШ), согласно которой движущийся в твердом теле ион теряет энерппо при столкновении с атомами Решетки (улрутяе столкиовення), а также при взаимодействии с электронными оболочками атомов.
Потеря энертии за счет электронното торможения иона подобна торможению в вязкой среде (неупрутие столкновешш). Предполшвется, что механизмы потери энергии ионом независимы друг от друза и адлитивны. Общие потери энергии на елиннлу длины х пробеш в мишени ~ 4(Е / 4ах ~ Ж~ ~ЫЕ~ ~~Е~ ( ) где индексы и и е относятся соответспюнно к торможению на юрах и элекщонах; оз и оетормозная способность соотютственно ядер н электронов; Г40 - плотность атомов мишени. Тормозная способность ядер Ев = ~ Ер.2хрф, О где Е - энергия, теряемая падающим ионом; р - параметр столкновения (щлщельное Расстояние). Величина Ер зависит от начальной энергии иона ЕО, масс иона М1 н атома решатки Мь а также от угла отклонения иона от лервоначальното направления после соударения с атомом решетки.
Потенциальная энерпш взаимодействия двух частиц выражается в теории ЛШШ с использованием потенциала Томаса-Ферми. Тогда расчет потерь энергии ФИЗИЧЕСКАЯ СУЩНОСТЬ может быль упрощен введением безразмерных величин пробега иона р вместо Я и энерпги а вместо Е: Р лр1 н а = гВЬ где р1 н а1 - нормированные множители соответственно пробега и энергии, зависшцие от маса и атомных номеров взаимодействующих частиц. Введение безразмерных величин р и а приводит к тому, по ядерная тормозная способность становится функцией лишь приведенной энергии н ее зависимость от а может быль изображена непрерывной кривой (сплошная кривая на рис. 2.4.1).
Электронная тормозная способность в теории ЛШШ рассматриваетая на основе молели движеши электронов как свободного электронного газа, способного тормозить ионы. Тормозная способность электронов пропорциональна скорости внедряемых ионов (нли корню квадратному из их энергии): Е, =)а У2 где К - сомножйтель, зависящий от типов иона и атома мишени, т.е, их массы и атомных номеров Е Поэтому для каждой пары ион - атом кривые электронного торможения будут имеп разный назлон. Двг тяжелых ионов Е1 > 22, где индексы 1, 2 относятся соотвежтвенно к иону и атому мишени) (ге < 1 (практический интерес представляют значения йе от 0,1 до 0,25), если же Е1 < Е2, то яе > 1.
Эффекгивные потери энергии падающими ионами происходят при столкновении с ядрами атомов мишени при низкой энергии внещшемых ионов, а при высоких энерпих - при столкновении а электронами. Если известны значения Еа и Я„то длина траектории двшкения иона Л, т.е, полная средняя длина пробега, может быть вычислена, а определить ее экспериментально невозмож- дЕ а,р, О 2 3 ЕУа Рве. 2.4.1. Петера эаергэв аа ааервее (аювваээ крввэа) в заеатревве (втрваеаме) тармакаве Рве.
2.4.2. Кааазм а ревегае зива алмаза е арваяга- ввея аеаерзвеств (116) но. Экспериментально определшат среднюю проекцию пробеи йр . Линдхардом выведены формулы, определяющие Ер и среднее нормальное отклонение проекции пробега АЙ, . Распределение проекций пробега считается гауссовым, что хорошо согласуатая с экспериментом.
Поскольку при этом рассматриваютая проекции пробегов ионов на их первоначальное направление двакения до их столкновения и остановки в мишени, то это распределение совпадает с распределением внедренных ионов по глубине мишени. Таким образом, распределение внедренных конов в единице обьема где х - фиксированная глубина проникновения иона В теории ЛШШ предпояагаетая, что ноны внедряются в твердое тело с неупорядоченной атрукгурой (аморфное, полиаристаллнческое с малым размером кристаллов). Однако распределение примесей, имплантированиых в монокристаллнческие и крупнозернистые поликристалличаские мишени, отличается от распределения в аморфных подлоззшх из-за каналирования ионов.
Вдоль определенного крисиллографичеакого направления атомы образуют полностью упорядоченные ряды, в результате чего в кристалле нмеютая окна. Например, в решетке алмаза в направюнии (110) видны гексагональные окна (каналы) (рнг. 2.4.2). Если проводить имплантацию ионов в таком направинии, то ионы могут довольно птубоко внедряться в мишень, не сталкиваясь с атомами подложки. Такое явление называетая какалированием. Как только ион попадает в это пространство, на него начинают действовать потенциальные силы атомных рядов и направюпъ его в центр канала. В результате ион продвигаетал вдоль канала на значительные расстояния.
Расстояние, проходимое ионом в канале, может в несколько раз превышать данну пробега иона в аморфной мишени (риа. 2.4.3). Глава 2.4. ИОННАЯ ИМПЛАНТАНИЯ Рве. 2.4.3. Раеаредеаевве авезреввых велев ве гзубвве: А - сснашюе распределенае (как в аморфной мишени);  — область декававврсвавля; С - распределение ханалнрсванннх напев; х - расстеанве ст леаерхнесга Поскольку при каналировании ионы не слишком блюко подходят к атомам мишени, вх энергия теряется в основном за счет взаимодействия с злекгронамн.
Если направление падения иона несколько отклоюпь от оси канала, то ион может нли вылететь из кшшлв (деканалнрованный ион), нли двигаться по тшгой хге траектории, как и в аморфной мишени, или оказаться в другом канале, ориентированном по другому кристаллографическому направлению.
Поэтому попытки устраненюг эффекта каналнрования путем ориентации подложки вдоль наиболее ллотноупаковаиного налраююння значительно снижают его, но не устраняют полностью. Профили распределения, полученные нмплантацией ионов в монокристаллнческую подложку, характеризуются при этом наличием "хвостов" концентрации ионов. Угол между направлением внедрения ионов н кристаллографическим направлением, при котором эффект каналирования в этом направлении будет отсутствовать, называеюя критическим утлом каналнрованзи ц~с, где г( - расстояние между соседними атомами в ряду (рис.
2.4Д). Как видно нз этой формулы, критический угол каналнрования по мере уменьшении энергии и увеличения атомного номера иона растет, следовательно, каналнрование облегчается. Однако прн имплантации тяжелых ионов (МГ » М2) и не очень высоких энергиях каналирование, как правило, отсутствует из-за преобшшаюшего механизма упругого рассеяния на ядрах атомов мишени. Зффект каналирования затрудняет аналитический расчет распределения ионов. Эффект каналирования можно существекно снизить с помощью некоторых технологическях приемов: Рве.
2.4.4. Схема аалевзи шаше юд ршвынв угаазш Р к ееа шишам О - атем мишени; Ю - иан увеличения температуры мишени при имплантации, что приводит к росту амплитуды колебаний атомов твердого тела и рассеянию внедряемых ионов на этих колебаниях; увеличения дозы внедряемых ионов (если зто возможно) при 20 'С, это порождает значительную ионную бомбардирошгу мишени и рост дефектов вследствие разрушения струхтуры ее кристаллической решетки; импланпщии какой-либо другой примеси, не меюпошей свойства подло:кки, но создающей аморфную область на пути имплантнруемых основных ионов, которые в этом случае движутся в аморфной среде; разорие итиро вки поверхности мишени путем нанесения на нее тонкого слоя аморфного материала, например, осаждения диэлектрической пленки.
Процесс ионной нмюэцпацни сопровождается возникновением в материале юпиени большого количества структурных дефектов, называемых радиационными. Внедренные ионы, сталкиваясь с атомами твердого тела, передают последним кинетическую энергию. Если эта энергия выше некоторого порогового значения .Еа р, то атом мишени может быль выбит из узла решетки и начнет двиппъся в мишень. Если переданная атому энергия велика, он может, в свою очередь, сместить другие атомы мюпенн. Таким образом, первичный ион вызывает при определенной энергии каскад атомных столкновений, в результате которых пояюшхпся разнообразные дефекты. Зтя дефекты шшяются неравновесными и отличат г ются от тех, которые возникают в любом твер-' дом теле под действием тепловой энерпги. Концентрация неравновесных дефектов определяется условиями теплового равновесия.
Прн ионной нмпланшцни в кристеленческую мишень наиболее характерно образование деректов по Френксшо, представлшощнх собой совок)чшость выбитого из ули решепси в междоузлие атома и образовавшегося в результате этого пустого узла решетки- вакансии. Вакансия и междоузельные атомьк яюшющиеся точечными дефекшми, мюрнруя в кристалле, могут объедиюпъся, например, под действием механических напряжений, образуя линейные и плоскостные дефекты- НАЗНАЧЕНИЕ И ОЕЛАСТИ ПРИМЕНЕНИЯ дислокации, дефекты упаковки. Характер возникающих дефектов зависит от массы иона, дозы внедряемых монов и температуры мишени.
При внедрении пеппи ионов (Мг < М~ при 20 С возникают в основном точечные дефекты. При внедрении тяжелых ионов в твердом теле возникюат совокупности дефектов, предстахтиющвх собой отдельную разупорядоченную область, называемую кластером. При больших дозах кластеры перекрываютая, происходит ам арфнзация христюив. Число смещенных в твердом теле атомов Ео Дгп = —, ЕО»Еп~ 2Еп где Е,г - наименьшая энергия, требующаяся дпя смещения атома из узла решепгн. При этом столкновение иона с атомом рассматривается как столкновение твердых шаров, т.е. как упругое взаимодействие.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
