Содержание к диссертации
Введение
I. Обзор литературы. состояние физики дефектов в иошо-легированном кремнии 7
1.1. Дефекты структуры в кремнии после ионного легирования 7
1.1.1. Возникновение радиационных дефектов при ионном внедрении 7
1.1.2. Накопление дефектов и аморфизация 8
1.1.3. Пространственные распределения ионов и нарушений в кристалле
1.2. Селективное изучение дефектов структуры в ионно-имплантиро ванном кремнии методом фотолюминесценции.. 18
1.3. Рентгенографические исследования деформации кристаллической решетки в результате имплантации и последующего отжига 25
1.3.1. Топография 26
1.3.2. Двух- и трехкристальная дифрактометрия 28
1.3.3. Получение количественных характеристик имплантированного слоя 30
1.4. Термический и лазерный отжиг ионно-имплантированных слоев 33
1.4.1. Основные характеристики термического и лазерного отжигов 33
1.4.2. Механизм лазерного отжига 35
1.4.3. Сравнение характерных результатов термического и лазерного отжигов 37
Заключение 42
2. Методика эксперимента 44
2.1. Рентгендифрактометрические измерения 44
2.2. Регистрация спектров фотолюминесценции 45
2.3. Подготовка образцов 47
2.3.1. Образцы для исследования методом рентгеновской дифрактометрии 47
2.3.2. Образцы для исследования методом фотолюминесценции І 50
2.4. Термический отжиг 51
2.5. Лазерный отжиг 51
2.6. Ионометрические измерения 51
3. Рентгеновская 5 2
3.1. Дифракция рентгеновских лучей на идеальном и реальном кристалле 52
3.2. Модели нарушения в ионно-имплантированном слое.. 53
3.2.1. Ступенчатый профиль 56
3.2.2. Гауссовский профиль 57
3.3. Расчет теоретической кривой отражения от нарушенного кристалла 59
3.4. Выбор оптимальных экспериментальных условий отражения бб
3.5. Сравнение теоретических расчетов кривой качания
с помощью кинеті атической и динамической теорий. 69
3.5.1. Ступеньчатый профиль 70
3.5.2. Гауссовский профиль 71
3.6. Влияние изменения параметров профилей на кривую качания ?2
3.7. Восстановление профилей деформаций и нарушений периодичности из экспериментальной кривой качания путем оптимизации 83
Заключение 88
4. Сравнение рентгеновских профилей нарушения с даншми других независимых методик 90
4.1. Теоретические расчеты потерь энергии имплантированных ионов . 91
4.2. Спектры обратного рассеяния по Резерфорду 9б
4.3. Применение анодного окисления
4.4. Интегральные характеристики профилей деформации кристалла, получаемые из рентгеновских данных 106
Заключение 108
5. Накопление дефектов во время ионюй имплантации и их отжиг в процессе термообработки и лазерного облучения
6.1. Влияние потока ионов 110
5.1.1. Интегральные данные слоя 112
5.1.2. Пространственное накопление дефектов по данным профилей деформаций и нарушений периодичности... 114
5.2. Термический отжиг 117
5.3. Лазерный отжиг 12^
5.3.1. Лазерный отжиг по данным профилей деформаций 1^Э
Заключение 149
6. Фотолюминесценция 151
6.1. Ионно-имплантированные слои 15
6.2. Лазерное облучение
Заключение
Основные выводы 1б7
Литература
- Пространственные распределения ионов и нарушений в кристалле
- Регистрация спектров фотолюминесценции
- Расчет теоретической кривой отражения от нарушенного кристалла
- Интегральные характеристики профилей деформации кристалла, получаемые из рентгеновских данных
Введение к работе
Облучение материала г -квантами, электронами или ионами в последние годы широко используется для модификации свойств твердого тела. Физическое изучение процессов взаимодействия заряженных высокоэнергетических частиц с твердым телом и всестороннее исследование свойств облученных материалов имеют большое значение и для решения фундаментальных физических проблем (процессы дефек-тообразования, структура реального кристалла), и в отношении к широкому практическому использованию методов облучения в технологической обработки материалов.
Ионная имплантация /I/ как метод легирования полупроводников позволяет осуществить точное и контролируемое введение примесей. С другой стороны она приводит одновременно к образованию множества дефектов структуры в результате передачи энергии проникающих частиц кристаллической решетки. Многообразие радиационных детектов и зависимость их введения от целого ряда определяющих факторов (тип и поток ионов, температура ионной имплантации и т.д.) затрудняют теоретическое описание процессов взаимодействия иона с веществом.
Конечное состояние образцов является результатом воздействия и взаимодействия множества параметров ионной имплантации и последующего отжига, влияние которых часто не полностью установлены. Поэтому только целенаправленные эксперименты и всесторонее изучение состояния слоя дадут возможность выработать ясное представление о процессах, которые происходят во время ионной имплантации и отжига.
Спектроскопические методы измерения, такие как ЭПР, спектроскопия глубоких уровней, фотолюминесценция и т.д. позволяют осуществить обширные исследования микроскопического состояния слоя (структура отдельного дефекта, положение энергетических уровней или входящих в состав дефекта примесных атомов). Но с другой стороны отсутствует подробное изучение и объяснение макроскопического состояния образца, как оно образуется в результате воздействия всех существующих дефектов и находящихся в узлах примесных атомов на структуру и упругие напряжения ионно-имплантированного слоя. Хорошо известно воздействие таких факторов на образование и преобразование дефектов структуры, на диффузию примесей и дефектов и на общее состояние образца (изгиб пластины, механическая стабильность и т.д.).
В этом отношении может быть полезным применение методов дифракции рентгеновских лучей. Они чувствуют общее нарушение кристаллической структуры (как, например, обратное рассеяние по Резерфорду) в виде макроскопической деформации и нарушения периодичности кристаллической решетки. Но, в отличие от большинства методов дифракция рентгеновских лучей со сравнительно высокой чувств витальностью позволяет получить кроме интегральной информации по всей глубине взаимодействия с кристаллом восстановление пространственных профилей деформации и нарушения периодичности без дополнительного постепенного травления слоя. Основные защищаемые положения:
1. Метод восстановления профилей деформаций и нарушений периодичности по экспериментальным кривым качания рентгеновских лучей.
2. Общие характеристики полученных рентгеновских данных ионно-имплантйрованных слоев в сравнении с результатами других независимых теоретических и экспериментальных методов.
3. Процессы накопления и отжига дефектов в ионно-имплантированных слоях кремния с точки зрения деформации кристаллической решетки.
Пространственные распределения ионов и нарушений в кристалле
Состояние образца при имплантации определяется тремя процессами: перераспределением дефектов, аннигиляцией и перестройкой исходных дефектов. Во время имплантации постоянно создаются пары Френкеля. Поэтому увеличивается плотность вакансий и междоузель - 9 -ных атомов в тонком приповерхностном слое вплоть до концентраций, которые намного больше, чем концентрации в равновесных условиях при определенной температуре в объеме кристалла. Этот локальный избыток плотности вакансий и междоузельных атомов уменьшается в результате двух процессов: а) рекомбинации пар Френкеля; б) диффузии вакансий и междоузельных атомов в объем кристалла. С другой стороны происходит взаимодействие нескольких каскадов смещений и перестройка дефектов в более стабильные конфигурации и накопление дефектов. Для описания накопления дефектов и образования аморфной фазы используются две модели, которые исходят из определенных представлений о природе взаимодействующих дефектов:
а) Модель однородной генерации дефектов /10/ описывает про цесс аморфизации как результат взаимодействия простых подвижных дефектов, причем их накопление приводит к однородному возникнове нию аморфной фазы в имплантированном слое. В результате интенсив ного взаимодействия дефектов происходит их накопление по закону: - доза облучения
б) Модель неоднородной генерации дефектов /4/ исходит из представления, что локально возникают аморфные микрозоны в резуль тате взаимодействия нескольких каскадов смещений. При этом обра зование стационарных кластеров происходит из почти замороженных дефектов, прежде чем имеет место существенная диффузия. В этом случае действует линейный закон накопления нарушений:
При достаточно высоком потоке ионов D А » который существенно зависит от Т і и гл. і , наблюдается в результате накопления и взаимодействия дефектов переход имплантированного слоя в аморфное состояние. Под названием "аморфный" здесь понимается состояние, которое характеризуется эмпирически рядом характерных для конкретного метода измерения экспериментальных фактов, например,: - количество обратно рассеянных ионов в экспериментах по канали-рованию доходит до значения при случайном падении /7/; - появляются кольца Дебая-Шеррера в картинах дифракции электронов /5/; - наблюдаются насыщение симметричной линии с о -фактором 2,006 в спектрах ЭПР /II/.
Полное описание состояния после имплантации требует не только знания интегральных параметров слоя, но и знания пространственных распределений ионов и дефектов.
Подобные теоретические расчеты и на основе теории Линдхарта-Шиотта-Шарфа /12/, и на основе метода Монте Карло /13/, и экспериментальные измерения распределения проникающих ионов показывают, что оно может быть представлено с достаточно хорошей точностью для большинства практически важных случаев как гауссовая кривая. Она характеризуется проецированным пробегом ионов Rp и стандартным отклонением Д R р . Примеры распределений ионов бора в случае различных Е показано на рис. I.I. Сопоставление теоретических и экспериментальных значений Т5, р , Д R р (таблица I.I) показывает их достаточно хорошее совпадение.
Изучение распределения дефектов оказывается более сложным. В литературе, главным образом, публикуется распределение общей степени нарушенности структуры кристалла. Как мера нарушения кристалла используются в теоретических работах или число смещенных атомов, значит число вакансий /13,14/» или атомные потери энергии ионов по глубине dE/dz /15,16/. Наиболее обширные результаты расчетов распределения атомных потерь энергии dE/dz для различных ионов при имплантации энергиями 200--1000 кэВ опубликованы Брейсом /16/. Примеры профилей показаны на рис. 1.2. Полученные данные позволяют высказать следующее: а) Максимум распределения нарушения Y всегда находит ся ближе к поверхности, чем проецированный пробег ионов R р ; б) Профили имеют асимметричную форму, наклон к поверхности является более плоским, чем в глубину кристалла. Асимметричную форму можно приблизительно описать двумя полуширинами: &Y к поверхности и bYz в глубину.
Составление теоретических и экспериментальных значений Y , дУі и дУ2 можно найти в таблице 1.2. Совпадение является более грубым, чем в случае распределения ионов и, очевидно, зависит от условий ионной имплантации. В связи с этим, необходимо помнить, что полученные теоретические данные отражают только первичное нарушение кристалла и не учитывают преобразования дефектов во время ионной имплантации. Чтобы оценить при каких условиях и в какой мере распределение атомных потерь энергии соответствует действительному распределению нарушения после ионной имплантации, необходимо измерить его. Результаты обычно зависят от использованного метода измерения.
Регистрация спектров фотолюминесценции
При измерении кривых качания от имплантированных монокристаллов необходимо учитывать следующие пункты: а) необходимость проводить измерения в большом угловом интервале ( 1000" /90/) в оптимальное время; б) требуется хорошее воспроизведение углового положения максимумов кривой качания ( — І") в угловом интервале измере ния; в) требуется точное измерение низких интенсивностей
На основе двухкристального спектрометра ДГС построено устройство, которое соответствует изложенным требованиям. Принципиально двухкристальный спектрометр позволяет осуществлять вращение второго кристалла мотором, но скорость (1и/шш) довольно мала и поэтому нами применялся шаговый электродвигатель. Рис. 2.1 показывает блок-схему прибора. В качестве источника рентгеновского излучения (I) использовался генератор типа TUR -М2 с Си -излучением микрофокусной трубки (точечный фокус 0,1x0,01 шг) при 40 кВ и 30 мА. Через систему из двух целей (2) излучение падает на первый кристалл (3) двухкристального спектрометра в ( а , -п ) геометрии. Кристалл-монохроматор находится или в (511) или в (333) положении, второй кристалл -образец (4) - всегда в положении (333). Освещенное излучением пятно в образце имеет размер . 1,5x1 т/г, чтобы обеспечивать достаточную однородность внутри пятна. Дифрагированное образцом излучение регистрируется сцинтилляционным счетчиком (5).
Изменение угловой позиции образца возможно или вручную для юстировки или с помощью шагового электродвигателя IPS во время измерения. Шаговый электродвигатель позволяет точное изменение угловой позиции образца с шагом I". Управление шаговым электродвигателем осуществляется с помощью контрольного устройства и 10 МГц - счетчика, который определяет время измерения в каждой точке кривой качания. Счетчик позволяет вариацию времени измерения в широких пределах с 0,1 100 с.
Вывод данных происходит и на самописце для качественного контроля формы кривой качания и на печатное устройство для выдачи числа импульсов, измеренных в каждой точке кривой качания.
Такая конструкция устройства позволяет быстрое измерение целой кривой качания путем шагового изменения угловой позиции. Свободный выбор времени измерения в каждой точке позволяет и при низких интенсивностях еще достаточно точно измерять число импульсов путем увеличения времени измерения в каждой точке.
Обычно использовалось время измерения 5-Ю с, так что измерение всей кривой качания (300-400") осуществлялось за 20-40 минут. Регистрация спектров фотолюминесценции
Блок-схема установки для измерений спектров фотолюминесценции показана на рис. 2.2. Важнейшими деталями являются источник света для возбуждения люминесценции, монохроматор, криостат и система регистрации спектров. Подробное описание установки можно найти в /37/.
Источником света служат или ксеноновая лампа (I) сверхвы-сокого давления ДКСШ-ЮОО мощностью 1000 Вт или аргоновый лазер типа ILA 120 мощностью 2 - 4 Вт. Если в случае применения ксеноновой лампы между лампой и образцом в криостате (5) находится оптическая система, состоящая из двух линз (2), водяного (3) и двух стеклянных фильтров (4), то излучение лазера прямо фокусируется одной линзой на образец.
Рекомбинационное излучение от образца собирается в плоскости входной щели монохроматора ИКМ-І. Использованные дифракционные решетки с 300 или 600 штр/мм обеспечивали разрешающую способность 0,1-0,2 мэВ. При регистрации спектров разрешение обычно составляет I мэВ, причем энергетическое положение полосы определяется с точностью 0,2 мэВ.
Монохроматизированное излучение фокусируется через кремниевый фильтр (6) на фотосопротивление из германия (7), легированного медью и регистрируется при температуре жидкого азота.
Сигнал с приемника усиливается предусилителем ПУ и селективным узкополосным усилителем У2-6 на частоте модуляции светового потока ( л 15 Гц), которая снимается фотодиодом (8). Через синхронный детектор СД-І сигнал подается на самописец EJ\TD1M. В режиме работы необходим вакуум ( - 10 мм рт.ст.) в криостате и в камере приемника, который создается диффузионным паромаслянным насосом типа Н0-5 с предварительной откачкой форвакуумнім насосом ВН 46ІМ. Подробное описание криостатов дано в /37/.
Расчет теоретической кривой отражения от нарушенного кристалла
В качестве интенсивности всегда понимается относительная интенсивность в отношении к интенсивности падающего излучения.
Несмотря на грубые приближения, представленная модель позволяет получить исходные (стартовые) параметры распределений в процессе оптимизации. Однако, поскольку реальные профили искажений имплантированных слоев существенно отличаются от ступень-чатого вида, необходимо искать более точные приближения.
Распределение атомных потерь энергии и собственно ионов представляются в хорошем приближении как асимметричные гауссов-ские профили (две полугауссианы, сшитые в максимуме распределения) и поэтому такие профили могут быть основой в восстановлении распределения деформации и нарушения периодичности в ионно-имп-лантированном слое. Удобством такого описания профилей является то, что они задаются в функциональном виде и параметры этих функций могут свободно варьироваться в процессе оптимизации. Профиль деформаци слоя записываются нами в следующем виде, удобном для машинных расчетов:
Параметры функций эс-i-Xe, имеют явный физический смысл: сен , X5 - глубина максимумов деформации и нарушения, соответственно: ОС 2» ЭСб - максимальные значения деформации и нарушенности, ХЗ» А» а? » С 8 "" полуширины полугауссовских профилей деформации и нарушения. Cj - коэффициент пропорциональности между нарушенностью и деформацией. Сп и Со обычно полагаются равными 2 (гауссовские профили), но программа оптимизации позво - 59 -ляет варьировать их в окрестности этого значения.
Задание деформации и нарушения в таком виде позволяет варьировать их формы в широких фактически возможных пределах (рис.3.1). С другой стороны, такое задание распределений соответствет требованиям процесса оптимизации - параметры функций являются независимыми, их число невелико.
Расчет теоретической кривой отражения от нарушенного кристалла С открытием дифракции рентгеновских лучей Лауэ построил теорию их пространственной дифракции и интерференции. В этой кинематической или геометрической теории дифракция в кристалле трактуется в приближении по Фрауенгоферу падающей плоской волны в трехмерной решетке идентичных рассеивающих центров.
При решении проблем дифракции с помощью кинематической теории необходимо обсудить границы ее применимости, действительность входящих в ее состав упрощений для конкретного случая: 1. Падающая на кристалл интенсивность считается постоянной во всем рассеивающем объеме. Поглощением и эксоинкуцией пренебре-гается. 2. Многократная дифракция не рассматривается, хотя для каждой дифракционной волны снова выполняется условие интерференции. 3. Пренебрегается взаимодействием первичного пучка с дифрагированным. 4. Все волны в кристалле имеют длину волны Д , которая соответствует А в вакууме.
Подробные изложения кинематической теории можно, найти в /137, 138/.
Параллельно с кинематической теорией создавалась динамическая теория дифракции рентгеновских лучей. Эвальд и Лауэ использовали более общий подход к решению задачи. Исходя из уравнений Максвелла, решается волновое уравнение для распределения волн в веществе с непрерывной трехмерно периодичной электронной плотностью. Динамическая теория, не предполагая ограничений кинематической теории, позволила описать дифракцию на высокосовершенных монокристаллах. Изложение содержания и применимость динамической теории рассеяния можно найти в /138, 139/.
В последние двадцать лет была построена динамическая теория дифракции в деформированном кристалле. Наиболее удобным является подход Топлена /140/. Исходя из уравнения Топена, Петрашень /142, 143/ вывел уравнение для кривой отражения I ( 0 ) от кристалла с тонким деформированном слоем на поверхности. Решение учитывает деформацию в глубине кристалла динамически, а в тонком слое кинематически. В таком подходе Спериосу /86, 87/ рассмотрел діфракцию на тонком слое с учетом деформации и нарушения периодичности кристаллической структуры. Аналогичный подход использовался нами при исследовании ионно-имплантированных слоев.
Интегральные характеристики профилей деформации кристалла, получаемые из рентгеновских данных
Сложная зависимость кривой качания от структуры профилей деформации и нарушения и их восстановление путем чисто математической оптимизации требуют сравнения полученных таким образом результатов с данными других независимых методов в качестве проверки.
Целью этого является доказать применимость качественных и количественных предложений, которые включены в модели искажения, оценить сравнимость рентгеновских результатов с данными других методов измерения и выявить отличительные особенности рентгеновского метода восстановления профилей в отличие от другие методов. В следующих параграфах сравниваются полученные путем оптимизации профили с теоретическими расчетами атомных потерь энергии, а также с данными экспериментальных спектров обратного рассеяния и результатами измерения скорости анодного окисления. Проводится также оценка полученных интегральных параметров слоя с данными истинных профилей.
Профили деформации и нарушения получаются по данным кривой качания путем оптимизации. При этом совпадение экспериментальной кривой качания и расчетной кривой отражения как критерий окончания оптимизации определяет получение истинных профилей деформации и нарушения периодичности в ионно-имплантированном слое. Значит, чем лучше совпадение обеих кривых, тем точнее соответствует заданные профили в конце оптимизации истинным профилям в нарушенном слое. Для оценки точности представленных профилей деформации и нарушения периодичности ниже представлены данные, которые характеризуют полученное совпадение экспериментальной кривой качания и теоретической кривой отражения в конце процесса оптимизации. Для иллюстрации получаемой в среднем степени совпадения служит пример на рис. 4.1. Для всех представленных профилей деформации и нарушения периодичность отклонения кривой качания и кривой отражения в конце оптимизации га, каждой точке в среднем меньше 10%, хуже всего 25%, лучше всего 3%. Точность совпадения положения максимумов и минимумов лучше илиравно величине углового шага между соседними расчетными точками ( 2-4").
Структуры в экспериментальных кривых с I . 10 не разрешимы в следствии наличия фона в таком же порядке интенсивности. Также увеличение времени измерения не приводит в таких случаях к видимому улучшению результатов.
Теоретические расчеты потерь энергии имплантированных ионов Распределение ионов и потерь энергии получается с помощью машинной программы на основе метода Монте-Карло /20/. Аналогично как при расчете кривой отражения кристалл разлагается на тонкие слои толщиной 200 нм и определяется переданная в каждом слое энергия, соответственное число образованных вакансий и распределение имплантированных ионов. Существенное влияние электронных потерь энергии на искажение кристалла не имеет места /20/, поэтому только распределение атомных потерь энергии является основой для сравнения профилей. Прямое сравнение рентгеновских профилей деформации и распределений атомных потерь энергии представлены в рисунках 4.3, 4.6, 4.14. Максимум распределения атомных потерь энергии при этом всегда нормируется на максимум деформации. Данные о положениях максимумов и ширинах распределения представлены в
Совпадение экспериментальной и теоретической (штрихованной) кривых отражения при окончании оптимизации как критерий истинности полученного профиля деформации. Соответствующий профиль деформации представлен на рис. 4.14.
Совпадение этих параметров хорошее. Положение максимумов профилей деформации и атомной потери энергии практически совпадает в случае легких ионов (например, бор - рис. 4.3). В случае ионов средних масс (фосфор, кремний) наблюдается смещение максимума профилей деформации ближе к поверхности, чем распределение атомной потери энергии (рис. 4.6, 4.14). При сравнении ширин профилей наблюдается хорошее совпадение при малых потоках. При сравнении профилей в целом можно отметить удовлетворительное совпадение их вблизи поверхности, тогда как имеющие место "хвосты" профилей деформации в глубину, отсутствуют в соответствующих распределениях потерь энергии.
Это отклонение форм является понятным, если имеется в виду, что распределение атомной потери энергии отражает только первичное искажение кристалла и пренебрегается вторичными эффектами, такими как перераспределение, анигиляция и перестройка дефектов еще во время ионной имплантации. Сравнения распределения потерь энергии и профилей нарушения по данным обратного рассеяния, например, показывают удовлетворительное совпадение только в случае низких температур имплантации (77 К) /7/ и малых потоков ионов. В случае ионной имплантации при комнатной температуре оказались явные отклонения обоих профилей вблизи поверхности - по данным обратного рассеяния наблюдается более слабое нарушение поверхности, и в общем более узкая форма экспериментального профиля в сравнении с распределением потери энергии /7/. Этот факт объясняется преимущественным отжигом дефектов на поверхности /7/.
Наблюдаемые рентгеновским путем "хвосты" деформации в глубину вероятнее всего являются результатом перераспределения дефектов еще во время ионной имплантации путем диффузии и поэтому отсутствуют в распределении атомной потери энергии.
