[11] Методы Выращивания Кристаллов В Электронной Технике (987513), страница 21

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 21)

где U(r} — потенциал взаимодействия частиц; = т₂/( т₁ + т₂) -приведенная масса; r = r₁ + r₂ — расстояние между частицами в системе центра масс.

Потенциал взаимодействия частиц обычно принимается близким к кулоновскому

(11.5.5)

где z₁ и z₂ — кратность зарядов ионов луча и мишени; q — заряд; а—параметр экранирования; f(r/a}—функция, учи­тывающая экранирование ядер электронными оболочками.

В
ажной характеристикой процесса рассеяния является дифференциальное эффективное поперечное сечение рассея­ния. Для пучка падающих ионов эта величина определяется как отношение числа ионов, рассеянных в телесный угол d за единицу

Рис. 11.5.3. Зависимости электронной S_e и ядерной S_n тормозных способностей от энергии внедряемых ионов

времени, к числу ионов, пролегающих за единицу времени через единичную площадку поперечного сечения пуч­ки до рассеяния. Быстрые ионы имеют меньшее поперечное сечение. При средних значениях энергии ионов потери энер­гии за счет ядерного торможения увеличиваются, а для низ­ких значений энергии ионов эти потери за счет эффекта экра­нирования электронными оболочками кулоновского заряда мишени вновь уменьшаются (рис. 11.5.3).

Электронная тормозная способность

З

амедление ионов в мишени, согласно теории электронного торможения, пропорционально скорости или, что равнознач­но, корню квадратному из их энергии

(11.5.6)

г
де К — коэффициент пропорциональности. Для некоторых используемых при ионной имплантации ионов на рис. 11.5.4 представлены расчетные зависимости потерь энергии, обус­ловленные ядерным и электронным торможением.

Рис. 11.5.4. Расчетные зависимости тормозной спо­собности (dE/dx) от энергии для As, P и В

11.5.2 Распределение пробегов ионов

В

первом приближении распределение внедренных ионов по глубине мишени подчиняется гауссовой функции

(11.5.7)

где R_p — длина проекции общей траектории движения иона (рис. 11.5.5); R_p—среднеквадратичное отклонение или рассея­ние распределения. Максимальная концентрация n(R_p) на глубине R_p непосредственно связана с дозой имплантации D и может быть представлена в следующем виде:

(11.5.8)

Рис. 11.5.5. Распределение внедренных ионов по глубине мишени: а—«дерево» радиационных дефектов, создаваемых в результате ионной имплантации; б—схе­матическое изображение полной длины пробега иона R и проекции длины пробега R_p проецированного расстояния  R_p и бокового рассеяния  R_

Н
а практике, однако, распределению Гаусса концентра­ционные профили легирующей примеси подчиняются в большинстве случаев только вблизи максимума этого распределе­ния (рис. 11.5.6).

Рис. 11.5.6. Экспериментальные и расчетные (с ис­пользованием модели Пирсона, учитывающей не­симметричность реальных примесных слоев) рас­пределения профилей имплантированных атомов бора

В ряде случаев экспериментальные кривые профиля распределения примеси при ионной имплантации описываются законом распределения, состоящим из двух на­ложенных гауссовых распределений, каждое из которых имеет свое собственное значение рассеяния  R_p1 и  R_p2. Более точнoe описание закона распределения требует использования большего числа эмпирических параметров и представляет основной интерес для определения профиля концентрации в технологии ионной имплантации.

Р
ис. 11.5.7. Распределение пробегов ионов бо­ра различной энергии в кремнии: 1—Е= 50кэВ; 2—E=100кэВ; 3—E==200кэВ; 4—E=400кэВ

Значения средних пробегов R и их среднеквадратичных отклонений  R для ряда используемых в технологии ионной имплантации ионов представлены на рис. 11.5.7. Как следует из рис. 11.5.7, с увеличением глубины проникновения ионов про­исходит уменьшение максимальной концентрации ионов леги­рованного слоя и рассредоточение внедренных ионов в ми­шени.

Влияние радиационных дефектов

Внедрение ионов в мишень приводит к образованию ра­диационных дефектов. Природа радиационных дефектов крис­таллической решетки сложна и зависит от многих факторов таких, как кристаллографическая ориентация, температура мишени, размер и масса внедренных ионов. Легкие и тяжелые ионы производят качественно различные изменения в мате­риале подложки. Легкие ионы в большей степени испыты­вают электронное торможение. После их замедления ядерное торможение начинает превалировать над электронным. В от­личие от легких ионов тяжелые ионы начинают рассеиваться на первых атомных слоях мишени. В этом случае рассеянию подвергаются в значительной степенями атомы мишени. Плотность радиационных дефектов в обоих случаях повторяет распределение длин пробегов выбитых «из узлов кристалличес­кой решетки атомов кремния (рис. 11.5.8).

Р
ис. 11.5.8. Расчетные профили распределения плотности введенных ионной имплантацией дефектов а—бора; б—мышьяка

Следует отметить, что при некоторой энергии бомбарди­рующих ионов, называемой критической, происходит переход монокристаллической пластины в аморфное состояние, что и определяет основную сложность получения легированных слоев глубиной более 1мкм. Увеличить глубину легирования при необходимости можно методом высокотемпературной диф­фузии. Диффузия имплантированных примесей протекает в условиях наличия помимо обычных дефектов комплексов ва­кансий и линейных дефектов, которые действуют в качестве стоков примесных частиц.

Ионное каналированние

В результате взаимодействия ионного пучка с атомами твердого тела происходят отклонение ионных траекторий от первоначального падения за счет упругого рассеяния на боль­шие углы и потери энергии за счет неупругого рассеяния.

Р
ис. 11.5.9. Модель эффекта каналирования ионов: а—сильное взаимодействие ионов у поверхности; б — ионы проникают в кристалл, проходя между рядами атомов вдоль каналов

В кристаллическом твердом теле периодичность структуры может оказать влияние на то, как происходит взаимодействие ионов с атомами кристаллической решетки. В частности, рас­смотрим эффект каналирования ионов, который упрощенно показан на рис. 11.5.9. Эффект каналирования ионов возникает из-за различия в плотности упаковки атомов вдоль различных кристаллографических направлений. Так, если ионный пучок падает таким образом, как это показано на рис. 11.5.9, а, то в этом направлении плотность упаковки атомов велика и взаимодействие ионов преимущественно происходит вблизи поверхности мишени.

Р
ис. 11.5.10. Профили распределения концентрации свободных носителей заряда для различной разориентации пластины от кристаллографического направления (111) (для ионов фосфора с энер­гией 300 кэВ и дозе облучения Д=10¹² ион см^-2}

Если пучок падает под несколько от­личным от этого направления углом по отношению к кристал­лу (рис. 11.5.9,6), то ионы проникают более глубоко в крис­талл, проходя между рядами атомов вдоль «каналов», пре­терпевая с ними слабые скользящие столкновения.

Ориентация кремниевой пластины в наиболее плотно упа­кованных направлениях позволяет свести к минимуму эффект ионного каналирования, но не исключает его полностью. В тоже время использование эффекта каналирования позво­ляет проводить ионное легирование на большие глубины (рис. 11.5.10). Однако даже небольшие отклонения от требуемой ориентации ионного пучка относительно выбранного кристал­лографического направления приводят к плохой воспроизводимости результатов и к получению нескольких типов про­филей распределения примеси. В результате соударения ионов с атомами кристаллической решетки мишени образуется аморфный слой с распределением 1 внедренных в кристалл .ионов, падающих в острофокусированном пучке и падающих на кристалл ионов под произвольным углом 1 (рис. 11.5.11).

Р
ис. 11.5.11. Разновидности профилей распределения при­месей: 1— аморфный материал, входящий ионный пучок проникает в мишень под произвольными углами; 2— слабо ориентированный кристалл, деканалированный ионный пучок; 3—каналированнын ионный пучок, хо­рошо ориентированный кристалл; 4 — профиль, полу­ченный при диффузии ионов примеси при отжиге; 5—эффект каналирования при незначительном откло­нении ионного пучка относительно кристаллографичес­кой оси

11.5.3. Отжиг дефектов ионно-имплантированных слоев

Высокотемпературный отжиг пластин

Отжиг ионно-имплантированных слоев приводит к устра­нению дефектов в полупроводниковой пластине, его продол­жительность и температура проведения сильно зависят от дозы легирующих ионов. Отжиг необходим также для пере­вода примесных ионов в электрически активное состояние, в котором непосредственно после проведения процесса ионной имплантации находится около 10% внедренных ионов. Отрицательным воздействием высокотемпературной обработки при этом является диффундирование атомов примеси, которое искажает первоначально сформированный профиль распре­деления внедренных атомов. Выбор температуры отжига, Обеспечивающей полную активацию доноров и акцепторов и устранение остаточных дефектов, с одной стороны, и мини­мальное протекание диффузии введенных атомов, с другой стороны, является одной из основных проблем технологии ионной имплантации.

Р
ис. 11.5.12. Зависимость отношения кон­центрации атомов бора в узлах крис­таллической решетки к дозе имплан­тации бора от температуры изохорного (30 мин) отжига при энергии ионов бора 150 кэВ и различных дозах Д: 1 — Д=2*10¹⁵; 2 — Д=2,5*10¹⁴; 3 — Д=8-10¹² ион*см^-2

По-разному во время отжига ведут себя легкие и тяжелые примесные ионы. Так легким ионам бора легче передвигаться по кристаллу, и соответственно для них вероятность занять. места в узлах кристаллической решетки больше, чем для тяжелых атомов галлия, индия или таллия. По этой причине перечисленные выше три элемента редко применяются для создания легированных областей методом ионной имплан­тации.

Характеристики

Список файлов учебной работы