Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Радиационный отжиг арсенида галлия (обзор литературных данных) 12
1.1. Импульсный отжиг GaAs в адиабатическом режиме 14
1.2. Импульсный отжиг GaAs в изотермическом режиме 23
1.3. Постановка задачи исследований 29
Глава 2 Методика эксперимента 32
2.1 Исходный материал 32
2.2 Имплантация ионов 32
2.3 Диэлектрические плёнки и отжиг 38
2.4 Измерения на тестовых кристаллах 43
2.5 Измерение удельного сопротивления, слоевой концентрации и холловской подвижности электронов (метод Ван дер Пау)
Глава 3 Роль атермических факторов в процессах перераспределения примесей в GaAs при радиационном отжиге 51
3.1 Электронный отжигЄаАв, имплантированного Si 52
3.1.1 Расчёт распределения поглощённой энергии при облучении электронами и температуры нагрева GaAs 53
3.1.2 Электрофизические свойства ИЛС n-GaAs, имплантированного кремнием, после электронного отжига 61
3.2 Фотонный отжиг GaAs, имплантированного кремнием и серой 74
3.2.1 Расчёт температуры нагрева при фотонном отжиге 75
3.2.2 Электрофизические свойства ИЛС GaAs : Si после фотонного отжига 76
3.2.3 Электрофизические свойства ИЛС GaAs: S после ФО 79
Выводы к Главе 3 87
Глава 4 Исследование влияния различных факторов на поведение примеси и дефектов в GaAs при радиационном отжиге 89
4.1 Определение параметров концентрационного профиля примеси после отжига 89
4.2 Влияние температуры при фотонном и плотности мощности при электронном отжигах на поведение кремния в ар-сениде галлия 92
4.3 Влияние диэлектрических плёнок на поведение Si в GaAs 101
4.3.1 Механические напряжения в структуре диэлектрик-полупроводник 102
4.3.2 Концентрационные профили 103
4.4 Влияние исходного материала на поведение кремния в арсениде галлия 107
4.5 К вопросу о механизме наблюдаемых явлений 116
4.5.1 Диффузия примеси, стимулированная ионизационно-термическим процессом 119
4.5.2 Электроактивация примеси, стимулированная ионизационно-термическим процессом 122
Выводы к Главе 4 125
Глава 5 Применение ионизационно-термической технологии в производстве структур полупроводниковых приборов
5.1 Полевые транзисторы с барьером Шоттки 127
5.2 Варикапы 132
Выводы к Главе 5 136
Заключение 138
Список публикаций автора 140
Литература 142
Приложение ' 151
- Импульсный отжиг GaAs в изотермическом режиме
- Измерение удельного сопротивления, слоевой концентрации и холловской подвижности электронов (метод Ван дер Пау)
- Электрофизические свойства ИЛС n-GaAs, имплантированного кремнием, после электронного отжига
- Влияние температуры при фотонном и плотности мощности при электронном отжигах на поведение кремния в ар-сениде галлия
Введение к работе
Актуальность работы.
Метод ионного легирования широко используется в производстве структур полупроводниковых приборов. Современные ионно-лучевые установки позволяют внедрять ионы практически всех групп периодической таблицы в широком диапазоне энергий и доз. Послеимплантационный отжиг восстанавливает нарушенную бомбардировкой ионов кристаллическую структуру полупроводника и активирует внедрённую примесь. В зависимости от вида излучения выделяют термический отжиг в печах накаливания (ИК-излучение) и радиационный отжиг (поток квантов света высокой энергии, поток электронов). Последний, в свою очередь, осуществляют с помощью некогерентных источников света (фотонный или быстрый термический отжиг), лазерного излучения (лазерный отжиг) и электронных пучков (электронный отжиг).
Традиционный термический отжиг GaAs проводят при температурах выше 800С в течение времени 10-40 мин. При этом наблюдается преимущественно испарение атомов мышьяка с поверхности GaAs. Поэтому в качестве меры по предохранению поверхности GaAs от деградации применяют защитные диэлектрические покрытия (Si3N4, Si02, A1N и др.) [1, 2]. Однако, как показывают исследования, свойства покрытий оказывают существенное влияние на качество ионно-легированного слоя и часто приводят к деградации оптических и электрических свойств объёмного материала [2].
Эти недостатки термического отжига стимулировали поиск альтернативных видов отжига. Исследуемые в последние годы радиационные виды отжига характеризуются принципиально иным механизмом нагрева полупроводника. Источник радиации взаимодействует с электронной подсистемой кристалла. При этом в полупроводнике генерируется электронно-дырочная плазма достаточно высокой
1 О
плотности. Затем за время порядка 10" с «горячие» носители передают свою энергию решётке, и образец нагревается. В зависимости от продолжительности радиационного отжига различают адиабатический (наносекунды) и изотер-
мический (секунды) режимы реализации. Как показывает анализ литературных данных, радиационный отжиг GaAs в адиабатическом режиме характеризуется низким качеством ионно-легированных слоев и по этой причине не нашёл практического применения. В то же время радиационный отжиг в изотермическом режиме позволяет получать ионно-легированные слои с параметрами, необходимыми для производства полупроводниковых приборов.
Большинство исследователей результаты изотермического радиационного отжига интерпретируют в терминах тепловой модели. При этом роль электронно-дырочной плазмы в процессах формирования ионно-легированных слоев GaAs считается пренебрежимо малой. Тем не менее, ряд экспериментальных результатов, имеющих принципиальное значение, трудно объяснить в рамках тепловой модели. Например, при изотермическом радиационном отжиге GaAs, им-плантированного Si, наблюдается повышенная степень электроактивации примеси и «уширение» её концентрационного профиля. Оценки показывают, что коэффициент диффузии в этом случае оказывается аномально большим для данной температуры отжига. Кроме этого, практически отсутствуют результаты исследований послеотжиговых дефектов в ионно-легированных слоях GaAs.
Учитывая научную и практическую значимость этих вопросов, важно установить природу этих явлений, определить закономерности их протекания, выяснить роль ионизации и других внешних (например, вид и условия проведения радиационного отжига), а также внутренних (в частности, роль параметров исходного материала) факторов.
В этой связи целью данной работы является исследование активационных процессов и факторов, влияющих на их протекание, при изотермическом радиационном отжиге GaAs, имплантированного донорными примесями, и возможности реализации выявленных закономерностей в изготовлении структур арсе-нидогаллиевых приборов.
Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:
Исследование особенностей формирования ионно-легированных слоев п-GaAs при отжиге с помощью источников некогерентного излучения оптического диапазона (фотонный отжиг) и с помощью электронных пучков с энергией частиц ниже порога дефектообразования (электронный отжиг).
Выявление доминирующих факторов, определяющих протекание актива-ционных процессов в имплантированных слоях при изотермическом радиационном отжиге.
Исследование радиационно-термических технологий создания полупроводниковых структур арсенида галлия для решения практических задач микроэлектроники.
Для решения поставленных задач использовались следующие методы исследований: измерения концентрационных профилей методом вольт-фарадных характеристик, температурной зависимости подвижности и концентрации электронов методом Ван дер Пау, а также рентгеновский метод для определения напряжений в структуре диэлектрик-полупроводник.
Научная новизна результатов работы.
Показана роль ионизации в диффузионном перераспределении и электроактивации примесей, имплантированных в GaAs, при радиационном отжиге. Уточнён механизм ускорения этих процессов.
Выявлено влияние интенсивности воздействующей радиации, уровня дефектности исходного материала, а также механических напряжений в структуре диэлектрик-GaAs на диффузионные характеристики ионно-легированных слоев n-GaAs.
Обнаружено уменьшение концентрации центров рассеяния электронов в ионно-легированных слоях GaAs после фотонного отжига по сравнению с термическим отжигом.
Научно-практическая значимость работы.
Выявленные закономерности образования ионно-легированных слоев п-GaAs при радиационном отжиге использованы при изготовлении структур поле-
вых транзисторов с барьером Шоттки и структур варикапов с обратным градиентом концентрации примеси.
Основные положения, выносимые на защиту.
Увеличение коэффициента диффузии и степени электроактивации кремния и серы, имплантированных в арсенид галлия, связано с понижением потенциальных барьеров для этих процессов, которое обусловлено высокой концентрацией ионизованных атомов и сильным электрон-фононным взаимодействием.
Механические напряжения в структуре диэлектрик-GaAs при электронном отжиге приводят к уменьшению диффузионной длины и степени электроактивации атомов имплантированной примеси в полупроводнике вблизи границы раздела материалов. Причём указанные характеристики примесных атомов зависят от типа, примесного состава и метода нанесения диэлектрика.
Фотонный отжиг GaAs, имплантированного кремнием, по сравнению с термическим отжигом, приводит к снижению концентрации центров рассеяния электронов типа заряженных точечных дефектов и неоднородностей Вайсберга. Концентрация этих центров зависит от уровня дефектности исходного материала, температуры проведения фотонного отжига. При дополнительном фотонном отжиге ионно-легированных слоев, сформированных термическим отжигом, происходит уменьшение концентрации неоднородностей Вайсберга, а концентрация заряженных точечных дефектов не изменяется.
Апробация работы.
Основные результаты работы докладывались и обсуждались на 9 Международной конференции «Радиационная физика и химия неорганических материалов» РФХ-9 (г. Томск, 1996); на Всероссийской конференции по твёрдотельным датчикам ионизирующих излучений ТТД-97 (г. Екатеринбург, 1997); на Международной конференции «Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах» (г. Томск, 1998); на Международном симпозиуме «Принципы и процессы создания неорганических материалов (Первые Самсоновские Чтения)» (г. Хабаровск, 1998); на 4 Международной научно-технической конфе-
ренции «Актуальные проблемы электронного приборостроения» АПЭП-98 (г. Новосибирск, 1998); на Седьмой Российской конференции «Арсенид галлия» «GaAs-99» (Томск, 1999).
Публикации.
Основные результаты работы изложены в 14 публикациях. В коллективных работах автору принадлежат результаты, отражённые в защищаемых положениях и выводах диссертации.
Личное участие автора.
Представленные в диссертации результаты получены автором в сотрудничестве с работниками СФТИ им. В.Д.Кузнецова (г.Томск) и ГНПП «НИИ1Ш» (г.Томск). Личный вклад автора включает: подготовку образцов и проведение измерений, обработку экспериментальных данных, обсуждение полученных результатов и подготовку их к печати, обобщение представленного в диссертации материала.
Структура и объём диссертации.
Диссертация состоит из введения, 5 глав и заключения. Изложена на 120 страницах машинописного текста, содержит 30 рисунков, 18 таблиц и библиографию, включающую 90 наименований литературных источников.
Во введении обосновываются выбор темы диссертации, её актуальность, цель и задачи исследований, научная новизна полученных результатов, их практическая ценность, приводятся защищаемые положения, описана структура диссертации.
В Главе 1 приведён обзор литературных данных по свойствам ионно-леги-рованных слоев арсенида галлия после радиационного отжига в адиабатическом и изотермическом режимах реализации, поведение примеси и дефектов в слоях. На основании анализа литературных данных сформулированы цель и задачи исследований диссертационной работы.
В Главе 2 приведены характеристики объектов исследований, установок для имплантации ионов, для изотермического радиационного и термического отжи-
и гов, а также описаны методы исследований свойств ионно-легированных слоев GaAs.
В Главе 3 изложены результаты расчётов распределения поглощённой энергии при электронном отжиге, температуры нагрева GaAs при электронном и фотонном отжигах и плотности электронных возбуждений при воздействии радиации. Экспериментально обоснована роль электронных возбуждений в активаци-онных процессах при формировании ионно-легированных слоев GaAs.
В Главе 4 приведены результаты исследования влияния температуры при фотонном отжиге и поглощённой мощности при электронном отжиге на свойства ИЛС n-GaAs, а также влияния исходного материала и диэлектрических покрытий на активацию, распределение примеси и дефектность слоев. Уточнён механизм наблюдаемых явлений.
В Главе 5 приведены результаты практической реализации радиационно-термической технологии в производстве структур полупроводниковых приборов.
В заключении обобщены основные результаты, полученные в работе.
Импульсный отжиг GaAs в изотермическом режиме
Арсенид галлия, как наиболее востребованный представитель полупроводниковых соединений А3В5, имеет гораздо более высокие, по сравнению с кремнием и германием, оптические и электро-физические параметры, что позволяет использовать его для создания уникальных по чувствительности и быстродействию датчиков, полупроводниковых приборов и интегральных микросхем [1, 3]. Однако расширению областей применения этого материала препятствует большая, чем у элементарных полупроводников, нестабильность свойств в условиях высокотемпературных воздействий, применяемых при формировании легированных слоев приборных структур. Деградация параметров GaAs, вызываемая неконгруэнтным испарением его компонентов при повышенных температурах, накладывает жёсткие ограничения на режимы и условия проведения термообработки.
Решить эти проблемы можно, сократив длительность теплового воздействия за счёт проведения импульсного нагрева материала тепловым излучением. Исторически сложилось так, что исследования по импульсному радиационному отжигу полупроводников (и GaAs, в частности) шли в двух направлениях.
После изобретения первого оптического квантового генератора (ОКГ) и промышленных установок, позволяющих генерировать высокоэнергетичные электронные пучки, интерес привлекла возможность использовать на стадии отжига для создания ионно-легированных слоев приборных структур когерентное излучение лазеров и мощные потоки электронов [4, 5]. При длительности импульса радиации в единицы - сотни наносекунд вся энергия фотонов/электронов локализуется в тонком приповерхностном слое полупроводника, практически не успевая проникнуть в объём, потери энергии на рассеяние в окружающую среду также пренебрежимо малы. Температура такого «горячего» слоя превышает температуру плавления полупроводника, и процесс отжига идёт через образование расплава с последующей жидкофазной рекристаллизацией. Отсутствие теплообмена между «горячим» слоем и «холодным» объёмом полупроводника, с одной стороны, и с окружающей средой, с другой, в течение времени воздействия радиации характерно для адиабатического процесса. Поэтому к данному режиму импульсного радиационного отжига был применён термин «адиабатический» режим [6]. Хотя дальнейшие исследования показали бесперспективность использования мощных ОКГ и электронных пучков для восстановления нарушенной имплантацией ионов кристаллической структуры и активации внедрённой примеси в соединениях А3В5 [7, 8, 9], в первом параграфе данной главы будет дан краткий обзор ключевых работ, посвященных данному виду отжига.
Примерно к этому же времени (конец 60-х - начало 70-х годов) относятся первые работы по отжигу полупроводников с помощью галогенных ламп, по-лосковых нагревателей, а также электронных пучков с энергией ниже порога дефектообразования (-350 кэВ для GaAs). Однако, в отличие от предыдущего случая, дальнейшие исследования данных источников радиации для отжига показали очень хорошие результаты по качеству ионно-легированных слоев, электрической активации примеси и остаточной дефектности материала.
Некогерентный свет и «подпороговые» электроны воздействуют на полупроводник в течение единиц - десятков секунд. При этом температура образца не достигает порога плавления, и процессы востановления кристаллической структуры и встраивания примесных атомов в узлы решётки протекают в твёрдой фазе. В течение нескольких секунд образец прогревается на всю глубину, температура достигает насыщения и всё оставшееся до конца отжига время остаётся неизменной (порядка 800-1000С). Механизм протекания диффузионных процессов считается аналогичным тому, что имеет место при обычном термическом отжиге [5]. Однако сравнительно короткое время высокотемпературного воздействия позволяет снизить неконгруэнтное разложение материала и испарение его компонентов (в случае А3В5), а отжиг в насыщенной атмосфере испаряющегося компонента позволяет проводить его без защитного покрытия [10]. Данный режим отжига получил название «изотермический» (или «диффузионный») [6] (температура образца по всему объёму одинакова в течение всего времени отжига). Результаты исследований различных авторов по этому вопросу будут подробно рассмотрены во втором параграфе настоящей главы.
Хайбулин с коллегами, впервые осуществившие в 1974 году лазерный отжиг ионно-легированных слоев, в своей работе [11] на основе анализа физики взаимодействия лазерного излучения с полупроводниками выделяют четыре механизма поглощения света: 1. Диэлектрический: hv « АЕ (hv - энергия фотона, h - постоянная Планка, v - частота, АЕ - ширина запрещённой зоны полупроводника). По этому механизму многофотонные процессы и поглощение на примесях несущественны, свободные носители в зоне проводимости и в валентной зоне отсутствуют, возможно лишь взаимодействие света с решёткой. 2. Металлический: hv АЕ. В этом случае многофотонные процессы и поглощение на примесях также несущественны. Поглощение квантов возможно за счёт взаимодействия излучения со свободными носителями. 3. Индуцированный металлический: hv АЕ, время безызлучательных переходов велико, поглощение на неравновесных носителях заряда превышает собственное поглощение. 4. Полупроводниковый: hv АЕ, время безызлучательных переходов мало. В этом случае собственное поглощение света является доминирующим, причём неравновесная концентрация носителей превышает равновесную. В работе [12] выполнены исследования отжига GaAs, имплантированного ионами Si (энергия 300 кэВ / доза имплантации 1015 см"2), с помощью рубинового лазера (А, = 0.694 мкм) с длительностью 15 не в диапазоне плотностей энер-гии 1.0-1.2 Дж см" . Контрольные образцы отжигали термически при 800, 850 и 900С в атмосфере Нг под плёнкой Si3N4 толщиной 0.2 мкм, осаждённой на поверхность пиролитическим методом. Из результатов холловских измерений отожжённых образцов видно, что активация Si после лазерного отжига (ЛО) существенно выше, чем после термического (ТО) в диапазоне температур 800-850С и соизмерима для температуры 900С. Однако подвижность электронов в ионно-легированном слое (ИЛС) после ЛО значительно ниже в сравнении с ТО. Из измерений профиля легирования следует, что максимум концентрации носителей заряда в ИЛС после ЛО в 2-3 раза превышает концентрацию после ТО.
Измерение удельного сопротивления, слоевой концентрации и холловской подвижности электронов (метод Ван дер Пау)
В более поздних исследованиях Окигавы [22, 23] обнаружено лишь весьма незначительное увеличение выхода POP для кристаллов GaAs, облученных импульсами длительностью 15нссА, = 0.53 мкм и энергиями в интервале от Wnjl до 2000 мДж см" . Весьма неожиданным оказалось, что увеличение длительности лазерного импульса до 600 не приводило к существенному повышению эффективности дефектообразования. Хотя и в последнем случае заметное изменение спектров POP фиксировалось при импульсном ЛО с W \УПЛ, авторы работ [23, 24] объясняли отмеченное выше различие тем, что возникновение жидкой фазы для импульса длительностью 600 не предшествует достаточно длительное (400 - 500 не) состояние с высокой концентрацией неравновесных носителей заряда (ННЗ). Считается, что наличие ННЗ облегчает образование дефектов, однако неясно, почему возникшие центры сохраняются в расплаве.
Перейдём к рассмотрению работ, посвященных исследованиям импульсного электронного отжига (ЭО) GaAs.
Инадой с соавторами [24] выполнены расчёты зависимости температуры на различных глубинах, а также динамики движения фронта плавления и кристаллизации от плотности энергии W при импульсном ЭО GaAs, аморфизиро-ванного имплантацией ионов на глубину -0.1 мкм. Температура плавления кристаллического GaAs полагалась равной 1511 К, а скрытая теплота плавления 12.59 ККал моль" . Для аморфизированного GaAs скрытую теплоту плавления принимали равной нулю, а температуру перехода аморфное состояние - жидкость - равной 1511 К. Расчёты свидетельствуют о том, что на глубине, соответствующей толщине аморфного слоя хАС, температура достигает температуры плавления Тпл при W = 0.2 Дж см"2 и с дальнейшим ростом плотности энергии также увеличивается, достигая, в частности, температуры 1975 К при W = 0.4 Дж см" . На глубинах х хАс5 ТО есть в слоях, сохранивших после имплантации кристаллическую структуру, температура достигает Тпл при больших W (W = 0.35 Дж см"2 на глубине 0.4 мкм) и с дальнейшим ростом W не изменяется. Последнее обстоятельство связано с процессом фазового перехода кристалл — жидкость при Т = Тпл, требующего дополнительных затрат энергии на разрушение кристалличес-кой решётки. Из расчёта фазовых состояний следует, что при W 0.2 Дж см" в материале образуются три характерные фазы: жидкая фаза, толщина которой увеличивается с W по закону XL = 0.1 + 0.7(W - 0.2); фаза кристаллического состояния материала, глубина залегания которой с ростом W увеличивается по закону хс = 0.1 + 1.0(W - 0.2); между ними находится фаза переходного состояния. Авторы полагают, что в области значений W 0.2 Дж см"2 возможна реализация механизма отжига, связанного с эпитаксиальной рекристаллизацией из жидкой фазы. Со стороны высоких значений плотности энергии электронов режимы отжига будут ограничены значениями W = 0.4 - 0.5 Дж см"2, так как при этих значениях плотности энергии температура имплантированного слоя достигает значений 2000 К, что должно приводить к декомпозиции GaAs, а также к значительному «уширению» (далее без «») профиля внедрённой примеси.
В работе [25] выполнены сравнительные исследования импульсного ЭО и ТО. В качестве подложек использовали полуизолирующий GaAs: Сг, в который проводили имплантацию Se (100 кэВ /5 1014 см"2) при комнатной температуре и при 400С. Часть образцов подвергали импульсному ЭО в режиме: энергия электронов 20-40 кэВ, плотность энергии 1.2 Дж см"2, длительность импульса 50 не. Другую часть образцов отжигали термически при температуре 950С в течение 60 мин под плёнкой Si3N4 в потоке азота. Основные выводы авторов сводятся к следующему: 1 о О
После ТО максимальная концентрация электронов nmax = 9.5 10 см" , эффективность легирования г 21%. В то же время после импульсного ЭО получено: nmax = 2 1019 см"3, ц 50%. Причём при импульсном ЭО температура подложек при имплантации слабо влияет на величину пшах и профиль легирования.
При импульсном ЭО наблюдается уширение профиля легирования, которое зависит от наличия на поверхности образца плёнки диэлектрика. Авторы считают, что большее уширение профиля у образцов без диэлектрика связано с нагревом более глубоких слоев GaAs до Тпл. Это обусловлено введением всей энергии электронного пучка непосредственно в полупроводник и диффузионным перераспределением примеси в эти слои.
Слоевая подвижность в образцах, подвергнутых импульсному ЭО, составляет величину порядка 300-500 CM B V1, ЧТО существенно меньше значения подвижности в образцах после ТО. Низкие значения подвижности электронов авторы связывают со структурными дефектами в ИЛС, образующимися в результате быстрого охлаждения. Аналогичные результаты по импульсному ЭО GaAs, имплантированного ионами Se, получены в работах [26, 27].
В работе [28] выполнены исследования воздействия импульсного элект і 1/ 9 ронного пучка на GaAs, имплантированный Те (75 кэВ / 1.4 10 см" ) и неим-плантированный ионами. Пластины подвергались импульсному ЭО в режиме: энергия электронов 50 кэВ, плотность энергии 0.3 - 0.6 Дж см" , длительность импульса 85 не. Защита поверхности какими-либо плёнками не производилась. Контроль качества структуры осуществлялся POP ионов гелия с энергией 1.8 МэВ. По спектрам POP расчитывалась величина Xmim характеризующая степень ухудшения структуры GaAs в зависимости от плотности энергии импульсного ЭО. Было установлено, что для имплантированных Те+ образцов GaAs значение Xmin минимально при W = 0.35 Дж см"2 и составляет 0.12. С ростом W значение Xmin увеличивается, что свидетельствует об ухудшении структуры поверхностного слоя. При этом выход ионов Не+, рассеянных на атомах Те, находящихся в канале [100], с ростом W также увеличивается, что говорит о возрастающей за 21
груженности атомами Те рассматриваемого канала. Для неимплантированных образцов GaAs была обнаружена обратная зависимость совершенства струк-туры от плотности энергии электронного пучка: при W = 0.3 - 0.4 Дж см" выход обратнорассеянньгх ионов Не и min максимальны, а при увеличении W до 0.6 Дж см" Xmin падает, приближаясь к Xmin исходного монокристалла, то есть степень ухудшения структуры кристалла уменьшается.
Электрофизические свойства ИЛС n-GaAs, имплантированного кремнием, после электронного отжига
Данные табл.4 позволяют сделать следующие выводы: 1. С увеличением мощности (температуры) ЭО наблюдается увеличение слоевой концентрации Ns, что свидетельствует об активации внедрённого кремния и отжиге компенсирующих радиационных дефектов. 2. Рост подвижности \х, и уменьшение концентрации центров рассеяния Nijp и параметра X говорят об отжиге радиационных дефектов, если предположить, что в качестве дополнительных рассеивающих центров выступают именно они. 3. Динамика изменения значений p., N4P и параметра X позволяет предположить, что если плотности мощности 6.8 Вт см"2 ещё недостаточно для полного отжига радиационных дефектов, то начиная с Р0 = 7.6 Вт см"2, вероятно, образуются вторичные дефекты, или дефектно-примесные комплексы, в которых примесь не проявляет своих электрических свойств. Они, видимо, возникают в результате обеднения поверхностных слоев GaAs собственными атомами, так как ЭО проводился без защитного покрытия. 4. Увеличение толщины ИЛС 1Илс с ростом Р0 иллюстрирует перераспределение примеси в глубь материала в процессе отжига. Причём более глубокое проникновение примеси, относительно расчётной величины, имеет место уже начиная с Р0 = 6.8 Вт см"2. Действительно, толщина слоя локализации имплан-тированной примеси определяется выражением: d„Mn = Rp + 2(2/я) ARp. В нашем случае (для энергии имплантации 75 кэВ) Rp = 66.5 нм, ARP = 38.9 нм и dHMn = 128.6 нм. Если принять, что уширение определяется разностью сіилс о) - dIIMn, то при Ро = 6.8 Вт см" оно составляет почти 50 нм, а при Р0 = 8.8 Вт см" -более 100 нм. Уширение концентрационных профилей примеси В подтверждение наличия уширения концентрационного профиля примеси после электронного отжига был проведён следующий эксперимент. Образцы GaAs того же типа, что и в предыдущем эксперименте, после им 11 О плантации Si (100 кэВ /5.6 10 см" ) были подвергнуты комбинированному от-жигу: часть образцов - электронному (ЭО, Ро = 7.6 Вт см" , t = 10 с), часть -термическому в печи (ТО, Т = 800С, t = 30 мин), а часть - термическому и последующему электронному (ТО + ЭО) в тех же режимах. В отличие от предыдущего эксперимента при всех видах отжига поверхность образцов защищалась плёнкой Si02 толщиной 0.3 (при ТО) и 0.1 мкм (при ЭО), полученной плазмо-химическим осаждением. Концентрационные профили измеряли методом ВФХ (Глава 2). На рис.11 приведён расчётный профиль внедрённого кремния (кривая 1) и профили электрически активного Si после ЭО (2), ТО (3) и ТО + ЭО (4). Рас 28с пределение внедренного bi рассчитывали с использованием центральных моментов, вычисленных в [57]. Кратко теория вопроса и методика построения расчётных профилей имплантированной примеси выглядит следующим образом. В соответствии с классической теорией Линхарда-Шарффа-Шиотта [58] профили имплантированной примеси описываются гауссовским распределением, которое характеризуется двумя центральными моментами: проективным пробегом Rp и проективным стандартным отклонением (страгглингом от англ. "straggling") ARp: где х - расстояние от поверхности в глубь образца в направлении падения пучка, F - доза имплантации. Гауссово распределение чрезвычайно полезно для быстрой оценки распределения пробегов имплантированных ионов, вычисления толщин легированных слоев или маскирующих покрытий. Последние применяются для предотвращения проникновения ионов примеси в полупроводник при селективной имплантации. Точность расчётов при этом определяется точностью определения значений Rp и ARP. К настоящему времени уже существуют доступные формулы и таблицы, с помощью которых можно установить значения Rp и ARP [55, 57, 59] для исследуемой комбинации ион-мишень. Наибольшая погрешность в их определении не превышает 20%. Эксперименты показывают, что реальные профили асимметричны не только в кристаллических полупроводниках (эффект каналирования), но и в аморфных мишенях. Для их описания уже недостаточно знать значения Rp и ARp, но требуются моменты более высоких порядков. Особенно полезным оказалось распределение Пирсон IV с четырьмя моментами: кроме Rp и ARP, асимметрия Sk и эксцесс В. Однако на практике им очень сложно пользоваться ввиду громоздкости и большого числа входящих параметров [42]. Расчётный (100 кэВ/5.6 1012см-2) профиль концентрации внедрённого кремния (1) и профили концентрации электроактивного Si после ЭО (7.6 Вт см-2, 10 с) (2), ТО (800С 30 мин) (3) и ТО + ЭО (4) очень сложно пользоваться ввиду громоздкости и большого числа входящих параметров [42].
Гиббоне [60] установил, что если профиль лишь слегка асимметричен, что определяется условием Sk 1, то для адекватного описания реального концентрационного профиля достаточно знать три центральных момента: Rp и ARP и Sk. В этом случае распределение описывается двумя гауссианами вида (26): на глубинах от 0 до Rp - гауссианой со значением ARpi, а на глубинах х Rp -ARP2- В таблице 5 приведены рассчитанные Гиббонсом значения ARpi и ARp2 относительно страгглинга ARp.
Влияние температуры при фотонном и плотности мощности при электронном отжигах на поведение кремния в ар-сениде галлия
Кажется очевидным предположить, что при ЭО лицевой стороны существует какой-то фактор, ускоряющий диффузию примеси и её встраивание в узлы галлиевой подрешётки. Причём этот фактор имеет нетермическую природу. Действительно, как видно из табл.З и рис.10, при электронном отжиге с Р0 = 7.6 Вт см"2 пластина за время 3 с прогревается до температуры 800С, неза висимо от выбора облучаемой поверхности. То есть и в случае воздействия электронов на имплантированную поверхность, и в случае их воздействия на не--имплантированную поверхность температура образца одинакова. Однако, в первом случае, в отличие от второго, налицо уширение и большие значения диффузионных параметров.
С учётом данных табл.2 можно сказать, что ускоряющим фактором в данном эксперименте, как и в предыдущих, является высокая степень ионизации полупроводника. Для исследуемого режима электронного отжига (Ее =10 кэВ), как видно из рис.9а, интенсивное поглощение энергии электронов и генерируемые электронные возбуждения лимитированы глубиной 0.5 мкм (при толщине пластины 400 мкм). То есть в случае отжига с лицевой стороны формирование ИЛС происходит в условиях сильной ионизации материала, а при отжиге с тыльной стороны это условие отсутствует, и отжиг происходит по традиционному термическому механизму. Тем не менее, в этом случае остаётся непонятным более высокие по сравнению с ТО коэффициент диффузии (5.9 10"14 против 2.0 10" см с") и степень электроактивации кремния (40.1% против 34.3%) (табл.7). Возможно причиной этого является «резкий» нагрев материала до Тнас при ЭО (табл.З).
Таким образом, анализируя представленные результаты по электронному отжигу арсенида галлия, имплантированного кремнием, можно сделать следующий вывод: нетермический фактор, в качестве которого предложена высокая степень ионизации материала, играет существенную роль в процессах диффузи онного перераспределения примеси, приводя к значительному (примерно на три порядка) увеличению коэффициента диффузии, а также к росту степени электроактивации примеси по сравнению с аналогичными характеристиками материала после термического отжига.
В свете вышеизложенного представляет интерес изучение процесса отжига ионно-легированного GaAs с помощью другого источника радиации - галогенных ламп. Будут ли иметь место обнаруженные закономерности при замене носителей радиации с электронов на фотоны?
Галогенные лампы, использованые в работе для фотонного отжига, генерируют излучение в диапазоне длин волн 0.35 - 5.00 мкм, что вызывает дисперсию коэффициента поглощения. Выбрать для расчёта какое-то одно усреднённое значение а нельзя, так как спектр а(к) имеет несколько близких по абсолютной величине пиков. Данное обстоятельство затрудняет проведение расчёта распределения поглощённой энергии.
Следует также отметить, что указанному диапазону длин волн ФО соответствует энергетический спектр энергий фотонов 0.3 - 4.0 эВ. Это значит, что в отличие от «когерентного» (если данный термин можно применить к электронам) ЭО, когда взаимодействие электрон —» фонон имело промежуточную стадию в виде генерации «горячих» носителей заряда, при фотонном отжиге будет происходить не только взаимодействие фотонов с атомами полупроводника, но и с дефектами структуры, уровни энергии которых локализованы внутри запрещённой зоны. Представляет интерес, наложит ли это обстоятельство отпечаток на поведение примеси в ИЛС, и будут ли коррелировать результаты ЭО и ФО.
Аналогично случаю воздействия электронного пучка, при фотонном отжиге расчёт температуры нагрева материала основан на решении уравнения теплопроводности (20), однако здесь следует учитывать конструктивные особенности установки «Импульс-5». Стенки полости (рис.5а) имеют коэффициент отражения SRC = 98%. Отжигаемый образец закрепляется в центре объёма. В этих условиях излучение поступает на обе поверхности пластины под всеми углами, а охлаждение происходит за счёт излучения. В установке температура образца поддерживается тирис-торной схемой управления. Полная мощность Р (Вт) источника (как и излучение от стенок полости) передаётся подложке с эффективностью: где S - площадь; SR - коэффициент отражения. Индексы «с» и «п» относятся соответственно к сфере и подложке. Так как излучение подложки, отражаясь, снова возвращается к ней, радиационные потери уменьшаются в 1 - у раз по сравнению с потерями, которые имели бы место без отражателя. Тогда уравнение, описывающее рост температуры подложки, будет иметь вид: Уравнение (36) отличается от аналогичного уравнения для электронного отжига множителем, содержащим эффективность передачи полной мощности от источника к подложке. Предполагаем, что 8=1-9 как для подложки, так и для сферы. Наибольшая (стационарная) температура при заданной мощности излучения Р равна [64] Для полости радиусом 10 см (установка «Импульс-5») с отражательной способностью сферы 98%, содержащей подложку толщиной 600 мкм, радиусом 4 см, эффективность взаимодействия у = 0.78. С использованием уравнений (38) и (36) рассчитаны зависимости T(t), приведённые на рис.13. Здесь также приведены экспериментально измеренные зависимости T(t). Эти зависимости получены с использованием хромель-алю-мелевой термопары с записью показаний на самописец ПСР-1-02. Как видно, наблюдается удовлетворительное согласие между расчётными и экспериментальными данными.
