Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Обзор литературы 13
1.1 Общие представления о взаимодействии ускоренных ионов с веществом 13
1.2 Процессы вторичного дефектообразования в кремнии 15
1.3 Влияние условий облучения на накопление дефектов в кремнии 18
1.3.1 Облучение кремния легкими ионами 18
1.3.2 Облучение кремния тяжелыми ионами 22
1.3.3 Облучение кремния ионами низких энергий 24
1.4 Молекулярный эффект в кремнии 25
1.4.1 Молекулярный эффект в кремнии при облучении тяжелыми ионами 26
1.4.2 Молекулярный эффект в кремнии при облучении легкими ионами 29
1.5 Основы экспериментальных методов анализа уровня повреждения
кристаллической решетки 32
1.5.1 Метод спектроскопии резерфордовского обратного рассеяния. 32
1.5.2 Метод анизотропии неупругого обратного рассеяния электронов 35
1.6 Основные выводы 39
Глава 2 Особенности накопления разрушений при облучении кремния легкими ионами низких энергий 40
2.1 Методика и условия эксперимента 40
2.2 Экспериментальные результаты и их обсуждение 41
2.3 Модель роста поверхностных аморфных слоев при облучении Si низкоэнергетическими легкими ионами 43
2.3.1 Кинетика роста поверхностных аморфных слоев 43
2.3.2 Природа возникновения пороговой дозы и модель с учетом насыщаемых стоков 45
2.4 Особенности образования дефектов в GaAs, бомбардируемом медленными ионами 50
2.5 Основные результаты и выводы 52
Глава 3 Молекулярный зффеїсг в Si на легких ионах: эксперимент и модель 53
3.1 Методика эксперимента 53
3.1.1 Установка для ионной имплантации и резерфордовской спектроскопии , 54
3.1.2 Калибровка масштаба по глубине 58
3.1.3 Измерения методом анизотропии неупругого обратного рассеяния электронов 60
3.2 Экспериментальные результаты 61
3.3 Модель молекулярного эффекта в Si на легких ионах 63
3.4 Основные результаты и выводы 71
Глава 4 Дефектообразование в Si под воздействием низкотемпературного облучения быстрыми тяжелыми ионами 72
4.1 Методика и условия эксперимента 72
4.2 Экспериментальные результаты 73
4.3 Параметры среднего индивидуального каскада атомных смещений ... 77
4.4 Модель накопления разрушения и механизм молекулярного эффекта 80
4.5 Особенности накопления дефектов в приповерхностной области 83
4.6 Основные результаты и выводы 86
Заключение 88
Литература
- Влияние условий облучения на накопление дефектов в кремнии
- Модель роста поверхностных аморфных слоев при облучении Si низкоэнергетическими легкими ионами
- Установка для ионной имплантации и резерфордовской спектроскопии
- Параметры среднего индивидуального каскада атомных смещений
Введение к работе
Актуальность исследований
В последние несколько десятилетий ионная имплантация является одним из основных технологически к процессов при производстве полупроводниковых приборов Следует ожидать, что в и обозримом будущем использование ионной имплантации будет расширяться [1]. Основными достоинствами этого метода по сравнению с другими способами введения легирующих примесей являются:
широкий выбор имплантируемых ионов (практически вся таблица Менделеева) независимо от материала подложки;
возможность получения сверхмалых и сверхбольших концентрации легирующей примеси независимо от ограничений, налагаемых пределом растворимости легирующей примеси в матрице;
варьирование энергии имплантируемых ионов, а, следовательно, глубины залегания и профиля распределения внедряемой примеси, в широких пределах;
возможность легирования через пассивирующие пленки (например, S1O2 и S13N4);
возможность легирования при комнатных и низких температурах, а также высокая чистота процесса;
Благодаря этим свойствам, список которых далеко не полон, ионная имплантация позволяет модифицировать свойства полупроводникового материала, контролируя глубину залегания, профиль распределения и концентрацию легирующей примеси. Ионная бомбардировка всегда приводит к образованию радиационных повреждений, влияющих практически на все свойства полупроводникового материала. Этот факт, в большинстве практических приложений ионной имплантации являющийся существенным недостатком, открывает возможность модифицировать свойства твердого тела посредством контролируемого введения радиационных дефектов.
На сегодняшний день кремний является основным материалом в полупроводниковой промьшілеіпюсти. Несмотря на то, что процессы дефектообразования в Si интенсивно изучаются в течении многих лет [2-4], до сих пор нет полного понимания процессов, происходящих в кремниевой матрице под воздействием ионного облучения. Необходимо отметить, что наиболее полно изучены процессы, происходящие в Si под воздействием ионов средних энергий (десятки-сотни кэВ), т.е. в энергетическом диапазоне, до недавнего времени наиболее востребованном в полупроводниковой технологии. Это, в первую очередь, относится к случаям внедрения тяжелых ионов, когда каскады смещений, создавае-
мые бомбардирующими ионами являются достаточно плотными и процессы вторичного дефектообразования не ш-рают существенной роли. Механизмы формирования устойчивых нарушений при имплантации легких ионов в этом диапазоне энергий разработаны существенно менее детально и целый ряд эффектов еще требует адекватной интерпретации. Это же молшо сказать и о процессах, происходящих в Si при имплантации леїких ионов низких энергий (до 10 кэВ), а также ионов высоких энергий (~ 1 МэВ), когда плотность каскадов смещений не очень велика и вторичное дефектообразование играет большую роль в формировании устойчивых нарушений. Однако, в последнее время, наблюдается стабильный рост интереса к ионной имплантации в этих энергетических диапазонах.
Подобный интерес связан с тем обстоятельством, 'по имплантация ионами столь низких энергий позволяет получать устройства, в которых толщина легированного слоя не превышает двух-трех десятков нанометров [5,6]. Потребность в таких устройствах назревает в связи с уменьшением геометрических размеров элементов современной микроэлектроники и переходу к нанометровым технологиям. В то время как имплантация ионами высоких энергий позволяет не только получать сверхглубокие р-п переходы, но и изменять свойства полупроводниковой матрицы на значительную глубину контролируемым введением радиационных дефектов [7,8].
В полупроводниковой технологии для создания определенных структур или получения определенных свойств материала зачастую целесообразно использование молекулярных ионов. Имплантация молекулярными ионами и кластерами является одним из способов увеличения интенсивности ионного пучка, а также снижения энергии имплантируемых атомов [5,6]. Кроме того, имплантация такими ионами позволяет путем подбора химического состава молекулы совмещать, получение слоев заданного типа проводимости с процессами пассивирования и геттерирования дефектов [9]. Хотя процессы, сопровождающие имплантацию молекулярных ионов в полупроводники, исследуются, по крайней мере, более трех десятилетий, достаточно реалистичные механизмы дефектообразования существуют только для бомбардировки молекулярными ионами тяжелых элементов низких энергий [10].
Цель настоящей работы направлена на изучение и объяснение закономерностей накопления нарушений устойчивых при низких и комнатных температурах при радиационном повреждении Si в условиях, когда генерируемые внедряемыми ионами каскады атомных смещений имеют пониженную плотность. Если рассматривать цель более подробно, то она распадается на ряд конкретных задач, а именно:
развитие физической модели накопления структурных нарушений в Si в окрестности межфазной границы c-Si / S1O2, в частности, при облучении его медленными лёгкими ионами, а также рассмотрение возможности приложения этой модели к другим полупроводникам;
исследование накопления разупорядочения при имплантации в Si быстрых тяжелых атомарных и молекулярных ионов при температуре жидкого азота;
исследование молекулярного эффекта в Si на легких ионах при комнатной температуре; выявление роли плотности потока ионов.
Научная новизна диссертационной работы
Предложена физическая модель накопления структурных нарушений в Si при облучении его медленными легкими ионами при комнатной температуре. Данная модель базируется на представлении о миграции генерируемых ионами мобильных точечных дефектов к поверхности и последующих процессах их сегрегации на межфазной границе, а также учитывает тот факт, что переход из кристаллического в аморфное состояние происходит спонтанно при достижении критического уровня дефектов.
Создана математическая модель этого процесса. Компьютерное моделирование дало хорошее соответствие расчётов экспериментальным данным, полученными различными исследовательскими группами.
Приложение этой модели к случаю бомбардировки GaAs подобными ионами показало, что она может быть применена и для других типов полупроводниковых материалов.
Получены данные о радиационном повреждении Si при имплантации в него атомарных и молекулярных ионов висмута с энергией 0.5 МэВ/атом при температуре жидкого азота. Результаты показывают, что при данных условиях облучения распределение устойчивых нарушений по глубине в Si имеет ярко выраженный бимодальный характер.
Показано, что в данных условиях облучения повреждение в St происходящее в объеме может быть описано в рамках модели перекрытия частично разуйорядоченных областей. Установлено, что данная модель должна быть модифицирована по сравнению с более ранними ее приложениями, введением критического уровня дефектов, при достижении которого происходит спонтанный переход из кристаллического в аморфное состояние.
Объяснена и промоделирована кинетика повреждения в поверхностном максимуме дефектов на распределениях структурных нарушений по глубине на основе разработанной модели для кинетики роста поверхностного аморфного слоя при облучении Si медленными легкими ионами.
2.4 Обнаружен молекулярный эффект в образовании устойчивых дефектов и предложено физическое объяснение его природы.
Двумя независимыми экспериментальными методами обнаружена зависимость эффективности молекулярного эффекта от плотности потока ионов при внедрении в кремнии лёгких ионов.
Показано, что традиционный механизм, привлекаемый для объяснения молекулярного эффекта на легких ионах и основанный на концепции нелинейных энергетических пиков, возникающих при перекрытии отдельных субкаскадов, в действительности, в случае облучения Si легкими ионами не дает существенного вклада.
Предложен новый физический механизм молекулярного эффекта, основанный на нелинейности процессов вторичного дефектообразоваиия в кремнии, и на его базе проведено численное моделирование экспериментальных данных. Результаты расчетов показали, что данный механизм может играть определяющую роль в процессах накопления устойчивых нарушений при облучении Si легкими молекулярными ионами.
Практическая значимость работы
В работе предложены и разработаны физические модели, которые позволяют предсказывать результаты использования ионных пучков для модификации и анализа свойств подложек из кремния, а так же и ряда других полупроводниковых материалов. К основным из таких моделей можно отнести:
модель роста поверхностного аморфного слоя при имплантации медленных легких ионов в кремний, базирующаяся на миграции генерируемых ионами мобильных точечных дефектов к поверхности и последующих процессах их сегрегации на межфазной границе;
модифицированная модель накопления структурных нарушений, основанная на перекрытии частично разуиорядоченных областей, когда при достижении критического уровня дефектов происходит спонтанный переход из кристаллического в аморфное состояние, примененная для описания дефектонакопления при низкотемпературном облучении кремния быстрыми тяжелыми ионами;
Предложена оригинальная методика для расчета толщины тонкого поверхностною аморфного слоя по спектрам распределения дефектов по глубине, полученными методом резерфордовской спектроскопии.
Положения, выносимые на защиту:
1. Накопление устойчивых нарушений в кремнии при имплантации медленных легких ионов, а также в поверхностном пике иа распределении дефектов при внедрении быстрых ионов может быть описано в рачках модели, основанной на диффузии генерируе-
мых ионами мобильных точечных дефектов к поверхности и последующих процессах их
" сегрегации на межфазной границе аморфный слой / кристалл.
Повреждение в объеме кремния при низкотемпературной имплантации быстрых тяжелых ионов может быть описано в рамках модифицированной модели перекрытия мастично разутгорядоченных областей, когда при достижении критического уровня дефектов происходит спонтанный переход из кристаллического в аморфное состояние.
При низкотемпературном облучении кремния быстрыми тяжелыми ионами, в эквивалентных условиях молекулярные ионы производят в приповерхностной области больше устойчивых дефектов в расчете на одну упавшую частицу, чем атомарные ионы, т.е. имеет место молекулярный эффект.
Эффективность молекулярного эффекта зависит от плотности потока ионов в случае имплантации легких ионов в кремний при комнатной температуре.
Традиционный механизм, привлекаемый для объяснения молекулярного эффекта на легких ионах и основанный на концепции нелинейных энергегических пиков, возникающих при перекрытии отдельных субкаскадов, не дает существенного вклада в случае облучения Si легкими ионами. Молекулярный эффект в этом случае может быть объяснен в рамках нового физического механизма, основанного на нелинейности процессов вто-
1 ричного дефектов бразования в кремнии.
* Публикации и апробация работы
Содержание диссертации раскрыто в следующих 19 работах, опубликованных по теме диссертации, 3 из которых опубликованы в ведущих российских и зарубежных журналах:
Титов А.И., Азаров А.КХ, Беляков B.C. Кинетика роста поверхностных аморфных слоев при облучении кремния легкими ионами низких энергий. // ФТП, т. 37 (2003), с. 358-364.
Titov A.I., Belyakov V.S., Azarov A.Yu. Formation of surface amorphous layers in semiconductors under low-energy light-ion irradiation: Experiment and theory. // Nucl. Instrum. Methods Phys. Res. В 212 (2003), p. 169-178.
Titov A.T., Kucheyev S.O , Belyakov V.S., Azarov A.Yu. Damage buildup in Si under bombardment with MeV heavy atomic and molecular ions. // J, Appl. Phys., v. 90 (2001), p. 3867-3872
4> Азаров АЛО,, Никулина Л.М., Титов AM. Молекулярный эффект в Si для легких ионов: эксперимент и модель. // VII Всероссийский семинар "Физические и физнко-
химические основы ионной имплантации", Нижний Новгород 26-29 октября 2004 г., Тез. докл., Н. Новгород: ННГУ, 2004, с. 70-72.
Беляков В С, Азаров А.Ю. Особенности образования дефектов в GaAs, бомбардируемом медленными ионами. // VII Всероссийский семинар "Физические и физико-химические основы ионной имплантации", Нижний Новгород 26-29 октября 2004 г., Тез. докл., И. Новгород: ННГУ, 2004, с. 65-66.
Titov A.I., Azarov A.Yu., Belyakov V.S. Damage accumulation m semiconductors bombarded by light keV ions. II Abstracts of the 10th International Conference "Desorption", 2004, August 29 - September 2, Saint Petersburg, Russia, p.83.
Titov A .1., Belyakov V.S., Azarov A.Yu. Damage Accumulation in GaAs bombarded by keV ions. II Abstracts of the 21th International Conference on Atomic Collisions in Solids, July 4-9 2004, Genova, Italy, p. 146.
Азаров А.Ю. Кинетика роста поверхностного аморфного слоя при низкотемпературном облучении кремния быстрыми тяжелыми ионами. // XXXIV Международная конференция по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами, 31 мая — 2 июня 2004 г., Тез. докл., М„ изд. МГУ, 2004, с. 74.
Азаров А.Ю., Беляков B.C. Накопление дефектов в арсениде галлия при облучении медленными ионами. // XXXIV Международная конференция по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами, 31 мая - 2 июня 2004 г., Тез. докл., М., изд. МГУ, 2004, с. 75.
Titov A.I., Azarov A.Yu., Belyakov V.S. Damage buildup in Si under low energy light ion irradiation. II Abstracts of the 20th International Conference on Atomic Collisions m Solids, January 19-24 2003, Toshali Sands, Puri, India, p. 100.
П. Титов А.И., Никулина Л.М., Азаров А.Ю. Молекулярный эффект в кремнии, облученном ионами азота: роль плотности потока ионов. // Материалы XVI Международной конференции "Взаимодействие ионов с поверхностью" 25-29 августа 2003 г., Звенигород, Россия, Москва 2003, т. 2, с. 41-44.
Никулина Л.М., Хуторщиков М,В„ Титов А.И., Азаров А.Ю. Влияние плотности ионного тока на эффективность молекулярного эффекта при накоплении нарушений в кремнии, облучаемом ионами азота. // VI Всероссийский семинар "Физические и физико-химические основы ионной имплантации", Нижний Новгород 15-17 октября 2002 г., Тез. докл., Н. Новгород: ННГУ, 2002, с. 19-20.
Титов А.И., Азаров АЛО., Беляков B.C. Рост приповерхностных аморфных слоев при облучении кремния медленными легкими ионами. // VT Всероссийский семинар "Физические и физико-химические основы ионной имплантации", Нижний Новгород 15-17 октября 2002 г., Тез. докл., Н. Новгород: ННГУ, 2002, с. 15-16.
Titov АЛ., Belyakov V.S., Azarov A.Yu. Formation of amorphous layers in semiconductors under low energy light ion irradiation. II Proceedings of the S' Japan-Russia International
Symposium on Fast Charged Particles with Solids, Kyoto, Japan, 24-30 Noveint>cr 2O02, p. 177-181.
Титов А.И., Азаров A JO., Беляков B.C. Образование аморфных слоев в іср>сгміши при имплантации медленных иоиов. // XXXII Международная конференция по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами. Москва, 27-29 мая 2002 г., Тез. докл., М., изд. МГУ, с. 121.
Titov А.Ї., Kucheyev S.O., Belyakov V.S., Azarov A.Yu. The accumulation of diimage in Si bombarded with MeV heavy atomic and molecular ion. // Abstracts of XV Intern i*ti о паї conference "Ion Beam Analysis", July 15-20, 2001, Cairns, Australia.
Титов A.M., Кучеев CO., Беляков B.C., Азаров А.Ю. Образовании дефектов в кремнии при низкотемпературном облучении атомарными и молекулярными ионами висмута. // XXXI Международная конференция по физике взаимодействия заряжеки**г^с частиц с кристаллами. Москва, 28-30 мая 2001 г., Тез. докл., М., изд. МГУ, с. 75.
Titov A,L, Kucheyev S.O., Belyakov V.S., Azarov A.Yu. Molecular effect in Si bombarded by 0.5 MeV/atom Bi ions. // Материалы XV международной конференции ''"ЭЗзаимодей-ствие ионов с поверхностью" 27-31 августа 2001 г., Звенигород, Россия, Москва 2001, т. 2, с. 46-49.
Titov АЛ., Kucheyev S О., Belyakov V.S., Azarov A.Yu. Damage accumulation in Si bombarded by fast Bi atomic and molecular tons. II Материалы XV международною й конференции "Взаимодействие ионов с поверхностью" 27-31 августа 2001 г., Звенигород, Россия, Москва 2001, т. 2, с. 50-53.
Основные результаты работы докладывались и обсуждались на 2 Всероссийских семинарах, а также 10 Международных конференциях и симпозиумах:
XV International conference "Ion Beam Analysis" (Cairns, Australia 2001); VX и Vll Всероссийские семинары "Физические и физико-химические основы ионной имлехлантации" (Нижний Новгород 2002, 2004); 20th and 21th International Conferences on Atomic Collisions in Solids (Toshah Sands, Pun, India 2003, Genova, Italy 2004); XXXI, ХХХП и У^Х^КАЧ Международные конференции по физике взаимодействия заряженных частиц с кристаллами (Москва 2001, 2002, 2004), XV и XVI Международные конференции "Взаимодействие ионов с поверхностью" (Звенигород 2001, 2003), 8th Japan-Russia International Symposium on Interaction of Fast Charged Particles with Solids (2002), 10th international Conference "Desorp-tion" (Saint Petersburg 2004).
Личный вклад автора.
Основные результаты работы получены автором лично. Эксперименталь»! гі>іе данные получены как лично сачим автором, так и его коллегами. Теоретические исследования и
разработка физических моделей выполнены совместно с научным руководителем. Построение алгоритмов и программ, а также проведение вычислений выполнено автором самостоятельно.
Структура и объем диссертационной работы.
Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка литературы и двух приложений. В 1-й главе дается краткий обзор литературных данных по современному состоянию затронутых в диссертации проблем. В начале 2-й, 3-й кратко, а в 4-й главе достаточно подробно излагаются методики экспериментов. 2-я глава посвящена разработке модели, способной как количественно, так и качественно описывать накопление ра-зупорядочения в кремнии и арсениде галлия при имплантации легких ионов низких энергий. 3-я глава посвящена изучению молекулярного эффекта на легких ионах в кремнии при комнатной температуре и выяснению влияния плотности потока ионов на его эффективность. 4-я глава посвящена изучению накопления дефектов в объеме, а также непосредственно вблизи поверхности при имплантации в кремний быстрых тяжелых ионов при температуре жидкого азота. В заключении каждой из глав приводится сводка основных результатов и выводов. Диссертация содержит 101 страницу, в том числе 37 рисунков. Список литературы включает 127 наименований.
Влияние условий облучения на накопление дефектов в кремнии
При облучении вещества ионами возможны два крайних случая: образующееся в результате атомных столкновений каскады смещений являются неплотными и в предельном случае вдоль траектории первичного иона создаются отдельные точечные дефекты (подобное образование первичных дефектов характерно, в частности, для облучения легкими ионами); вокруг трека первичной частицы образуется трехмерная область, содержащая дефекты с очень большой концентрацией, так называемая "разупорядоченная область" (РО) (случай плотных каскадов атомных столкновений, что характерно для облучения тяжелыми ионами).
Облучение кремния легкими ионами
При облучении кремния легкими ионами из-за малости упругих потерь, средняя энергия, передаваемая первично смещенному атому, близка к Е поэтому налетающик ион будет генерировать в основном отдельные точечные дефекты. Эти первичные точечные дефекты, в соответствии со сказанным выше, не являются устойчивыми.
Хорошо известно, что в случае облучении легкими ионами, распределение по глубине стабильных дефектов является бимодальным т.е. наряду с объемным максимумом де (a)
Температурная стабильность некоторых вакансионных структур в кремнии [29]. фектов (ОМД), присутствует и поверхностный максимум дефектов (ПМД). Сущсствова-ние ОМД связано с тем, что основная масса генерируемых ионом дефектов формирует область стабильного разупорядочения в районе максимума упругих потерь тормозящегося иона.
Существование ПМД было экспериментально установлено методом дифракции быстрых электронов [36,37], к далее подтверждено такими методами, как метод неупругого обратного рассеяния электронов [38,39] и спектроскопии резерфордовского обратного рассеяния ионов (RBS) [40,41]. Обычно, предполагается (см., наггример, [38,42,43]), что формирование ПМД происходит в результате миграции мобильных точечных дефектов к поверхности и последующих процессов сегрегации на межфазлой границе между естественным слоем S1O2 и кристаллическим Si. Следует отметить, что образование АС на межфазной границе SiO / c-Si при имплантации ионов интенсивно изучается по настоящее время [44-46].
Кинетика накопления устойчивых дефектов различна для ОМД и ПМД. Влияние дозы имплантированных ионов на концентрацию устойчивых дефектов в ОМД иллюстрируется рис. 1-5, на котором представлена зависимость относительной концентрации устойчивых при комнатной температуре (Tt) дефектов rid от дозы Ф для случая бомбардировки Si ионами N+ с энергией Е - 40 кэВ и плотностью ионного потока F- 5-Ю11 - 4.4-1013 см"2 с [44]. Видно, что зависимость п/Ф) в ОМД имеет характерный 5-образный вид и на ней можно выделить четыре участка со сменяющими друг друга механизмами накопления повреждений. Экстраполяция соответствующей кривой рис. 1.5 в область малых доз дает Щ Ф _»о 0, что указывает на большую эффективность связывания простейших точечных дефектов в комплексы при малых дозах облучения (участок 1: л 5 %). Следует отметить, что на этом участке отсутствует влияние плотности ионного тока. В [44] было предполагалось, что перед облучением в материале мишени существуют дефекты, выполняющие роль насыщаемых стоков для подвижных точечных дефектов. На втором участке (5 % nd 20 %) п Ф) растет слабо, причем увеличение плотности потока ионов способствует более эффективному накоплению дефектов. Предполагают [11,42], что на этом участке происходит постепенное накопление комплексов дефектов, например, дивакансий; постепенно их число растет, увеличивается число центров, способных захватить свободные вакансии с образованием более крупных комплексов. Третий участок (20 % rid 100 %) соответствует резкому возрастанию числа устойчивых дефектов, соответствующему случаю, когда достигается критическая концентрация дефектов [44,47-49], решетка становится нестабильной и происходит фазовый переход: поврежденный кристалл - аморфное со стояние (подробнее см. в 1.4.1). На этом участке зависимость накопления повреждении от плотности ионного тока отсутствует. Наконец аморфному состоянию отвечает четвертый участок - плато нарис. 1.5.
На сегодняшний день объяснение хода зависимости пДФ) не является установившимся. Существует целый других ряд других подходов к описанию накопления дефектов при облучении Si легкими ионами. Например, существуют теории, основанные на кинетике накопления 1-У пар [50]. Предполагается, что пороговая энергия рекомбинации I-V пары составляет 0.43 эВ и эта энергия возрастает по мере увеличения концентрации I-V пар в ближайшем окружении. Таким образом, I-V пары становятся все более стабильны с увеличением дефектности кристалла и результаты расчетов, основанные на молекулярной динамике показали, что при достижении концентрации этого типа дефектов около 25 % происходит фазовый переход вещества из кристаллического состояния в аморфное.
Еще один подход к описанию кинетики накопления нарушений был предложен Гиб-бонсом еще в 1970-х [22], и впоследствии развит в [51,52] для количественного описания хода дозовых зависимостей разупорядочения в ОМД для случая облучения легкими ионами. Эта модель базируется на предположении, что для полной аморфизащш необходимо m-кратное перекрытие генерируемых ионом разупорядоченных областей с не полностью нарушенной кристаллической структурой. Если падающий ион создает цилиндрический кластер нарушений с площадью основания а, то площадь аморфдаованного слоя Sa меняется с ростом дозы Ф следующим образом: где So - площадь, подвергнутая бомбардировке.
Зависимость и (Ф) в ПМД другая. Накопление разупорядочения в ПМД происходит путем постепенного расширения АС, начинающегося от самой поверхности (см., например, [53]). Кроме того, как было показано для случая облучения Ge и GaAs ионами Ne небольших (2-10 кэВ) энергий [53], при больших дозах облучения происходит замедление роста толщины АС. Такое замедление наблюдается, когда внутренняя граница нарастающего аморфного слоя заходит за глубину, соответствующую максимуму профиля генерации дефектов Rpd. Следует отметить, что в [53] плотность первичного тока не оказывала заметного влияния на ПМД, в то время как в [59] авторы наблюдали зависимость числа дефектов в ПМД от плотности потока ионов для случая облучения Si ионами Li+. Возможно, подобное противоречие связано с тем, что условия облучения в [59] были таковы. что сильное комплексообразовапие в объеме кремния определяло квазистационарную концентрацию мобильных точечных дефектов в приповерхностной области, что и могло приводить к вышеуказанной зависимости.
Как указывалось ранее, при облучении тяжелыми ионами образуются разупорядо-ченные области (РО), содержащие большое количество дефектов. Считают [21,54], что РО состоит из насыщенного вакансиями ядра, которые, взаимодействуя, способны образовывать вакансионньш комплексы, и примесно-дефектной оболочки, определяемой междо-узельными атомами, разлетающимися в момент образования РО. Очевидно, что количество стабильных, комплексов внутри РО зависит от концентрации производимых ионом смещений и температуры образца. Экспериментально известно, что в случае облучения кремния тяжелыми ионами, когда можно пренебрегать процессами динамического отжига, плотность ионного тока не влияет па скорость введения устойчивых дефектов [55]. Характерно также отсутствие ПМД в распределении дефектов при облучении полупроводников тяжелыми ионами, что может быть объяснено сильным комплексообразованием внутри ядра РО и, соответственно, в отличие от имплантации легких ионов, почти полным отсутствием подвижных точечных дефектов.
Модель роста поверхностных аморфных слоев при облучении Si низкоэнергетическими легкими ионами
Высказанные в предыдущем параграфе предположения о механизме формирования АС под воздействием облучения легкими ионами низких энергий при комнатной температуре дают возможность разработать модель, позволяюпгую провести количественные оценки зависимости толщины аморфного слоя от дозы облучения. Данная модель исходила из того, что рост аморфного слоя на границе SiC 21 c-Si является результатом диффузии какого-либо типа мобильных точечных дефектов к поверхности и последующем процессе их сегрегации. Для определенности в дальнейшем нами предполагалось, что таким типом дефектов являются вакансии.
Для упрощения расчетов предполагалось, что выполняется условие квазистационарности по точечным дефектам, то есть считалось, что концентрация точечных дефектов п изменяется достаточно медленно, так что в каждый момент времени t можно полагать dn/di — 0. Очевидно, это предположение справедливо для всего времени облучения за исключением очень короткого начального периода. Функция генерации мобильных точечных дефектов g(x), где х - глубина, была рассчитана с помощью стандартной программы TRIM 95 [15] и аппроксимирована гауссианой. Эффективная пороговая энергия смещения атомов была выбрана равной Ed = 13 эВ [20]. Учитывая рекомбинацию мобильных дефектов на ненасыщаемых стоках со средним временем жизни т, можно записать уравнение:
OH+ WF = 0, (2.2) где D - коэффициент диффузии мобильных точечных дефектов, a F - ионный поток. Если предположить, что все дефекты, пришедшие на межфазную границу, па ней захватываются, то граничные условия в такой постановке задачи, становятся очевидны: п — О при х— « и х = h, где h — h{t) — координата внутренней границы аморфного слоя.
Наконец, считалось, что для перехода в аморфную фазу кристалла единичного объема требуется накопление в нем относительной концентрации дефектов пс где пс — критическая концентрации дефектов, при достижении которой структура спонтанно переходит из кристаллического состояния в аморфное. Исходя из теоретических и экспериментальных оценок [44,47-49] {подробнее см. 1.4.1) относительная критическая концентрация дефектов для Si необходимая для спонтанного перехода из кристаллического в аморфное состояние должна лежать в пределах от 0.02 до 0.4. В настоящих расчетах значение пс было выбрано равным пс = 0.2. В этом случае скорость роста аморфного слоя dh/сІФ, может быть записана, аналогично [24]
Дискретно задавая координату границы аморфного слоя и решая уравнения (2.4), можно получить зависимость dkfd( от А и, следовательно, зависимость Н(Ф). Легко видеть, что единственным подгоночным параметром в этом уравнении является диффузионная длина Lj
Как было сказано ранее, из экспериментальных результатов [45,65], а также данных представленных на рис. 2.2, следует, что существует пороговая доза, необходимая для образования и последующего планарного нарастания аморфного слоя. Эта пороговая доза Фй бралась из экспериментальных результатов и включалась в модель как дополнительный параметр. В этом случае к дозе, которая использовалась при расчете й(Ф), надо доба (2.5) вить пороговую дозу Фг/,. Результаты модельных расчетов представлены на рис. 2.2 сплошной линией. Значение диффузионной длины в данном случае оказалось равным Ld = 20 нм.
Аналогичные расчеты были проведены для описания результатов, полученных другими авторами [45,65]. На рис. 2.3 (а) сплошной линией показаны результаты моделирования для случая имплантации ионов Si+ с энергией 5 кэВ в Si [45], а на рис. 2.3 (Ъ) — ионов В+ с энергией 10 юВ в Si [65]. Подгоночный параметр L для этих двух случаев составил 10 и 9.5 нм соответственно. Видно, как и для случая облучения Si нонами Ne+, хорошее согласие с экспериментальными данными.
Полученные значения La = 10-20 нм представляются вполне разумными. Действительно, хорошо известно, что для случая облучения легкими ионами с энергией 50 кэВ и малой дозе при комнатной температуре ширина распределения стабильных дефектов, предсказанная программой TRIM и полученная экспериментально, отличаются друг от друга как раз на величину близкую к полученной Ld (см., например, [44]).
Различие в диффузионных длинах, использовавшихся при моделировании результатов разных исследовательских групп, не должно вызывать удивление, ввиду того, что кремниевые образцы в этих случаях могут иметь не только различные концентрации основных примесей, но и различное происхождение и, следовательно, спектры ненасыщае-мых стоков у них могут отличаться. Таким образом, вполне может иметь место различие в величине т для образцов, облучавшихся в настоящей работе и в работах [45,65].
Рассмотрим природу возникновения пороговой ДОЗЫ Фй.
Известно, что как механические, так и электрические свойства полупроводника вблизи поверхности или границы раздела двух фаз (например, c-Si IS1O2) могут достаточно сильно отличаться от свойств в объеме материала.
Обрыв периодического потенциала кристалла на поверхности, наличие слоя естест-венного окисла, а также адсорбированные атомы и собственные поверхностные дефекты приводят к появлению поверхностных электронных уровней энергии и как следствие к заряду поверхности, созданного уровнями всех типов [118].
Установка для ионной имплантации и резерфордовской спектроскопии
Несмотря на то, что МЭ в полупроводниках для легких ионов известен уже 3 десятка лет, до сих пор нет более-менее реалистичной теории для описания механизма МЭ для таких ионов. Как было показано ранее в 1.4.2, данных по МЭ для легких ионов немного и в целом они достаточно противоречивы. Более того, применение традиционных подходов для описания МЭ на легких ионах и основанных на концепции нелинейных энергетических пиков, возникающих при перекрытии отдельных субкаскадов, на которые разбиваются каждый индивидуальный каскад, представляется спорным.
Хорошо известно, что эффективность введения устойчивых дефектов при облучении Si легкими ионами при комнатной температуре зависит от плотности потока ионов [44]. Однако никто до последнего времени не пробовал исследовать зависимость эффективности МЭ от этого параметра. В определенной степени это связано с тем, что согласно существующим представлениям, такая зависимость должна отсутствовать.
Данная глава посвящена изучению МЭ в Si для легких ионов, а также выяснению влияния плотности потока ионов на эффективность МЭ.
Методика эксперимента
В настоящих экспериментах анализ величины нарушения кристаллической структуры образцов Si, облученных легкими ионами, выполнялся двумя независимыми методами: анизотропии неупругого обратного рассеяния электронов (АНОРЭ) и спектроскопии ре-зерфордовского обратного рассеяния в сочетании с каналированием (RBS/C).
Облучение образцов, а также измерения методом RBS осуществлялось автором в ГУП ШЇЇ1 "Электрон-Оптроник", на ускорителе ионов фирмы "High Voltage Engineering Europe", позволяющего ускорять положительно заряженные ионы в энергетическом диапазоне от 10 до 500 кэВ. Следует отметить, что оборудование для резерфордовской спектроскопии в ГУП НПП "Электрон-Оптроник", начиная с начала 90-х годов до настоящего времени никак не использовалось. Автором, в сотрудничестве с коллегами с кафедры физической электроники СПбГПУ, была проделана работа но ремонту и налаживанию методики RBS на базе имеющегося оборудования. Исходя из этого, далее довольно подробно описывается установка для ионнои имплантации и RBS (см. 1,5.1), а также калибровка масштаба по глубине.
Измерения методом АЫОРЭ, основная идея которого была описана в 1.5.2, проводились на кафедре физической электроники СПбГПУ.
Установка для ионной имплантации и резерфорд овскон спектр оскопи и
На рис. 3.1 представлена схема ускорителя, а также каналов для имплантации и RBS. Из ионного источника 1, предварительно ускоренные до 10-30 кэВ, ионы поступают в 90 магнит масс-сепаратора 2, позволяющий отделять ионы массового диапазона М\ = 1-250 а.е.м. с разрешением 500/Мі мм. Отсепарированпые ионы приобретают заданную энергию в ускорительной трубе 5, питаемой от источника высокого напряжения 4, создающего разность потенциалов 0-470 кВ. Далее ускоренные ионы поступают в магнит 6, с помощью которого пучок ионов направляется в один из каналов (ионного легирования или RBS), где через системы развертки и фокусировки луча 7 направляется в имшшітациоин-ную камеру 8 или камеру для RBS 9. За счет определенного положения имплантационной камеры относительно направления пучка, облучение мишени осуществляется под углом = 7 к нормали образца.
Развертка луча осуществляется при помощи двух пар отклоняющих пластин, на которые подается высокостабильное пилообразное напряжение близких друг к другу частот порядка 1 кГц. Подобная система развертки луча позволяет добиться однородности легирования по мишени 1 % при времени легирования 10 с.
Имеется возможность постоянно контролировать плотность потока ионов в процессе имплантации с помощью цилиндров Фарадея, что вкупе с электроникой, контролирующей набор заданной дозы, позволяет получать воспроизводимость дозы от образца к образцу не хуже чем 2 %. На следующем рис. 3,2 представлена схема камеры для RBS измерений. Камера укомплектована трехосевым гониометром 1, который позволяет изменять положение исследуемого образца, расположенного па держателе 3, относительно зондируемого пучка по трем осям X, Y, Z (см рисунок). Кроме того, сам гониометр с помощью микрометрического винта 2, может двигаться в вертикальной плоскости. Для подавления вторичной электронной эмиссии перед образцом бьш поставлен П-образиый электрод, на который в процессе проведення измерений подавалось напряжение - 330 В. Обратно рассеянные от образца ионы попадают либо в детектор 5, расположенный под углом 170 к направлению зондирующего пучка, либо через диафрагму 7 в малоугловой детектор 6, расположенный под углом 13 к плоскости образца. Малоугловои детектор жестко закреплен иа гониометре, так что заданный угол сохранялся при вращении гониометра.
На вставке рис. 3.2 показаны вид и геометрические размеры диафрагмы, стоящей перед малоугловым детектором. Вид и размеры щели диафрагмы были выбраны таким образом, чтобы уменьшить телесный угол захвата малоуглового детектора (особенно угол в плоскости перпендикулярной плоскостям образца и детектора), и таким образом уменьшить, по возможности погрешности при интерпретации спектров, связанные с большой величиной телесного угла захвата детектора.
Угол к плоскости образца 13, под которым располагается малоугловой детектор, был выбран, исходя из тех соображений, чтобы, с одной стороны, увеличить разрешение системы по глубине, а, с другой, чтобы, глубина анализа системы была достаточна для получения профилей распределения дефектов, создаваемых используемыми в эксперименте ионами.
Параметры среднего индивидуального каскада атомных смещений
Накопление разуиорядочения в Si под воздействием тяжелых ионов высоких энергий должно существенно отличаться от хорошо изученных случаев облучения Si такими ионами средних энергий при комнатных и повышенных температурах. Это связано во-первых с тем обстоятельством, что при низких температурах процессы динамического отжига должны быть существенно подавлены, а во-вторых при использовании высоких энергий плотность каскадов смещений не очень велика и вторичное дефєктообразоваїше должно играть большую роль в формировании устойчивых нарушений.
В данной главе решалось сразу несколько задач, а именно изучение накопления устойчивых нарушений, как в объеме образца, так и непосредственно вблизи поверхности при облучении Si быстрыми тяжелыми ионами при температуре жидкого азота. Кроме того, изучался МЭ в Si при облучении в данных условиях атомарными и молекулярными ионами.
Методика и условия эксперимента
В настоящей работе исследовались образцы кремния, вырезанные из пластины Si (100), легированного фосфором с р = 5-10 Ом см. Облучение образцов, а также анализ степени нарушения кристаллической структуры по глубине методом RBS/C производились на 1.7 MB тандемном ускорителе NEC, 5SDN-4.
Образцы при температуре жидкого азота (-196 С) подвергались бомбардировке ионами 20 ,Ві1 и :09Bi2 с энергией Е 0.5 МэВ/атом в диапазоне доз от 1-10,г ат/см2 до 1.8-10 3 ат/см" при плотности ионного потока F 6-10 ат/(см с) в направлении, составляющем 7 с направлением (100) для подавления эффекта каналирования.
Анализ степени нарушения кристаллической структуры производился при помощи пучка ионов 4Не+ с энергией 2 МэВ, падающего вдоль направления (100). Обратно рассеянные ионы Не регистрировались детектором ядерных частиц под утлом в скольжения к поверхности образца в 8. Подобная геометрия рассеяния на малый угол позволяла существенно увеличиїь разрешение системы по глубине, что представляется крайне иеобходп мым для корректного анализа уровня разупорядочения в приповерхностной области. Ток анализирующего пучка Не+ составлял 40-50 нА при геометрических размерах пучка -2x2 мм. Все спектры снимались при одинаковой дозе ионов Не+ экпивалентнои накопленному на образце заряду 20 мкКл.
Масштаб энергии составлял 4.5 кэВ/канал, а масштаб глубин рассчитанный, для данной геометрии эксперимента, составлял = 18.83 А/канал.
Все экспериментальные работы но облучению и снятию спектров обратного рассеяния осуществлялись СО. Кучеевым в Австралийском национальном университете, г. Канберра, Австралия.
Переход от спектров обратного рассеяния к распределениям относительной концентрации дефектов по глубине осуществлялся автором по методике, предложенной в [106].
На рис. 4.1 представлены некоторые из измеренных спектров RBS/C для образцов Si облученных при температуре -196 С ионами Вії (закрытые символы) и Ві2 (открытые символы) с энергией 0.5 МэВ/атом. Хорошо видно, что спектры имеют достаточно ярко выраженный бимодальный характер, т.е. наряду с максимумом на спектре, положение которого соответствует области максимальных потерь энергии в упругих взаимодействиях, достаточно хорошо проявляется и максимум разупорядочения у поверхности. Подробно о кинетике накопления дефектов в ОМД и ПМД описано далее в 4.4 и 4.5, соответственно.
Кроме того, из рис. 4.1 хорошо видно, что в обпасти, расположенной между поверхностным и объемным максимумом дефектов, имплантация молекулярных ионов ВІ2 приводит к более сильному повреждению полупроводниковой матрицы в расчете на одну упавшую атомную частицу, чем внедрение атомарных ионов Вії. Таким образом, в приповерхностной области Si наблюдается МЭ в накоплении устойчивых нарушений с у I. Необходимо отметить, что МЭ наблюдается для всех доз облучения (от 1-Ю12 ат/см2 до 1.8-Ш13 ат/см2), однако далее мы остановимся на данных по МЭ только для малых доз (Ф 8-Ю12 ат/см2), когда уровень разупорядочения в области между ПМД и ОМД относительно низок ( 15 %). Действительно, как было показано ранее [75] МЭ корректно изучать только в случае относительно малого уровня повреждения кристаллической решетки, когда взаимодействием дефектов, генерируемых внедряющимся ионом, с дефектами, созданными ранее упавшими ионами, можно пренебречь.
Наличие МЭ лучше иллюстрируется рис. 4.2, на котором представлены профили распределения относительного разурорядочения nj но глубине для случая облучения Si при температуре -196 С ионами Bit и Bi2 с энерпш 0.5 МэВ/атом и дозе 8-Ю12 ат/см2. Из рис. 4.2 видно, что эффективность МЭ уменьшается по мере увеличения глубины проникновения ионов в кристалл. Сплошной линией на рис. 4.2 также показан профиль генерируемых 0.5 МэВ ионами Ві вакансий по глубине, рассчитанный с помощью стандартной программы TRIM 95 [15] при пороговой энергии смещения атома Ed = 13 эВ [20]. Хорошо видно, что формы профиля генерационной функции вакансий и экспериментальных распределений дефектов по глубине близки друг к другу. Это указывает на то, что диффузия генерируемых ионами мобильных точечных дефектов на значительные дистанции при данных условиях облучения подавлена.
Уменьшение эффективности МЭ по мере увеличения глубины проникновения ионов в кристалл хорошо иллюстрируется следующим рис. 4.3, на котором представлена зависимость эффективности МЭ у от глубины проникновения ионов х, полученная усреднением профилей распределения дефектов по глубине для случаев облучения атомарными и молекулярными ионами с различными дозами (1, 2, 3 ,4, 5, б и 8 1012 ат/см ). Подобное поведение зависимости у(х) представляется вполне естественным (см. рис. 4.3), поскольку МЭ обусловлен пространственным перекрытием каскадов атомных смещений, производимых компонентами молекулярного иона и одновременно внедряющимися в мишень на расстоянии 1 А. Такое перекрытие каскадов атомных смещений происходит только в приповерхностной области, т.е. в начале пути иона в мишени до того пока атомы, составляющие молекулярный ион, не рассеются на значительное расстояние по сравнению поперечными размерами каскадов. Подобное поведение внедряющегося в мишень иона иллюстрируется рис. 4.4, на котором показаны две проекции каскада атомных смещений, генерируемого в Si случайно выбранным 0.5 МэВ ионом Ві (результаты расчетов по программе TRIM 95 [15]). Леї ко заметить, что в рассматриваемом случае глубины, с которых согласно рис. 4,4 отклонение иона от начального направления движения становятся заметными, близки к глубинам, при которых у становится близким к единице (см. рис. 4,3).
