В этом случае сред­ний проецированный пробег представляет собой среднюю глубину проникновения иона.

Лабораторная работа№ 3

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ РЕЖИМОВ ИОННОГО ЛЕГИРОВАНИЯ И ПРОФИЛЯ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ

ВНЕДРЕННЫХ ИОНОВ

1. ЦЕЛЬ работы

Изучить методику определения основных технологических параметров и расчета профиля распределения примесей при ионном легировании кремния.

2. ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ

2.1. Общие сведения об ионном легировании

Ионное легирование – это управляемое введение атомов в поверхностный слой подложки путем бомбардировки ее ионами с энергией от нескольких ки­ло­электрон-вольт до нескольких мегаэлектрон-вольт (обычно 20 – 200 кэВ).

Метод ионного легирования в настоящее время рассматривается как наи­бо­лее перспективный в технологии полупроводников. Это обусловлено пре­имуществами ионного легирования, связанными с нетепловым характером взаимодействия легирующего вещества и твердого тела. Во-первых, этот метод универсален, так как позволяет вводить любые примеси в любое твердое тело: металл, диэлектрик, полупроводник; во-вторых, он обеспечивает изотипную чис­тоту легирования, практически исключающую попадание неконтролируе­мых примесей в легированный слой; в-третьих, проводится при низких темпе­ратурах. Отжиг легированных слоев происходит при температурах сущест­венно более низ­ких, чем например, при диффузионном легировании и простоту локализации про­цесса с помощью обычных фоторезистивных масок.

Имеется возможность управлять распределением примеси во всех измере­ниях путем изменения энергии ионов, применить сканирование ионного луча и защитные маски; возможность получать легированные слои под поверхностью, в объеме полупроводника (скрытое распределение); точно дозировать примеси за счет изменения плотности ионного тока в пучке, времени облучения; вводить их через диэлектрические и металлические покрытия (при соответствующем выборе режима); вводить примеси в количестве, превышающем равновесную концентра­цию при температуре легирования.

Ограничениями в применении метода являются малая глубина проникно­ве­ния ионов и вследствие этого малая глубина залегания p-n –переходов за­труд­няющая применение последующих технологических обработок и предъяв­ляющая высокие требования к качеству исходной поверхности полупровод­ника, а также сложность и высокая стоимость оборудования, необходимость использования труда специально обученного высококвалифицированного пер­сонала для обслу­живания этого оборудования, необходимость соблюдения спе­циальных мер по технике безопасности, связанных с применением высоких на­пряжений и возмож­ностью возникновения проникающих излучений.

2.2. Оборудование для ионного легирования

Установки ионной имплантации, применяемые в полупроводниковом про­изводстве, построены на базе масс-спектрометров секторного типа (рис.2.1).

Рис.2.1. Схема устройства для ионной имплантации с магнитной сепара­цией пучка ионов: 1 – источник ионов; 2 – система вытягивания и первичного форми­рования пучка; 3 – магнитный масс-сепаратор; 4 – высоковольтный мо­дуль; 5 – регулируемая диафрагма; 6 – система ускорения; 7 – фокусирующая линза; 8 – пластины электростатического сканирования и отклонения пучка; 9 – приемная камера с гониометром

Ионы легирующего вещества образуются в дуговом разряде, который воз­буждается в камере источника ионов. Имплантируемые ионы экстрагиру­ются из источника потенциалом 10 кВ. Пучок ионов формируется с помощью электроста­тических линз. Пучок ускоренных ионов поступает на входную щель масс-сепа­ратора, где под действием сильного магнитного поля ионы распреде­ляются по массам в соответствие с уравнением

(2.1)

где - радиус траектории иона в магнитном поле масс-сепаратора; m – масса иона; Е – его энергия; n – кратность ионизации; е – заряд электрона.

При энергии однозарядных ионов 51 кЭВ и напряженности магнитного поля в приемном устройстве могут быть сфокусированы ионы с мас­сой m 80. Полный ионный ток в пучке составляет 10 мА, плотность тока может изменятся в пределах 0,02 – 20 , что позволяет получать дозы облуче­ния в пределах при реальной длительности про­цесса облу­чения. Приемная камера снабжена гониометром, обеспечивающим установку ми­шени под нужным углом к пучку, и печью сопротивления для на­грева подложек в процессе легирования.

2.3. Физические основы легирования

Ионы, ускоренные до средних и высоких энергий, при внедрении в ре­шетку твердого тела взаимодействуют с ядрами и электронными оболочками атомов мишени, теряют свою энергию и тормозятся до скоростей тепловой диффузии при температуре решетки. Различают два механизма энергетических потерь ускорен­ного иона в твердом теле: ядерные (упругие) столкновения, ко­гда ион взаимодей­ствует с атомом мишени как с единым целым и его энергия переходит в энергию поступательного движения атомов мишени, и электрон­ные (неупругие) столкно­вения, при которых ион взаимодействует с электрон­ной оболочкой атома мишени и расходует свою энергию на ионизацию или возбуждение атома.

Ядерные столкновения сопровождаются большими потерями энергии иона и приводят к значительному изменению направления его движения. Они обуслав­ливают разупорядочение структуры мишени (рис.2.2), образуя на пути внедрения целые области (кластеры) 3 с нарушенной структурой, содержащие высокую кон­центрацию дефектов по Френкелю, или в поверхностном слое 2 – дефектов по Шоттки. В образовании кластеров принимают участие и атомы от­дачи, обладаю­щие энергией, превышающей энергию связи атома мишени в узле решетки.

Рис. 2.2. образование кластера радиацион­ных дефектов:

1 – падающий ион; 2 – поверхность кри­сталла; 3 – кластер радиационных дефек­тов

Размеры кластеров могут достигать 10 нм. Их перекрытие при большой плотности падающих ионов может привести к образованию макроскопических аморфизированных областей кристалла. Для каждого типа мишени и массы вне­дренных ионов существует предельное значение плотности ионного потока, на­зываемое дозой аморфизации.

При электронном рассеянии потери энергии в каждом акте столкновения существенно меньше, изменение первоначального направления движения не­зна­чительно, а дефекты обычно не образуются.

Преобладание того или иного механизма потерь энергии ионов зависит от энергии Е и атомного номера падающих ионов; при малых энергиях и боль­ших атомных номерах в основном наблюдается ядерное торможение, при боль­ших Е и малых - электронное.

Основные параметры режима ионного внедрения. Если ион имеет заряд q, то под действием разности потенциалов он получит энергию

E = q U (2.2)

При ионном внедрении энергию иона выражают в килоэлектронвольтах (кэВ).

Как правило, кратность ионизации ионов n = 1, 2, 3. Это значит, что ион может иметь заряд от 1е до 3е.

Дозой облучения называется поток ионов, проходящих через единичную площадку мишени в единицу времени. Она определяется плотностью ионного тока и длительностью облучения ( ):

Q = J t (2.3)

Обычно дозу выражают в или, что удобнее для практики, в , так как

(2.4)

Величины и связаны соотношением

(2.4а)

где выражено в .

2.4. Распределение пробега имплантированных ионов в твердом теле

В технологии ЭС при имплантации используются три вида материалов: аморфные, поликристаллические и монокристаллические. Аморфные и поли­кри­сталлические материалы служат в качестве масок при имплантации ионов. В мо­нокристаллических материалах (полупроводниковых) создаются струк­туры с за­данным профилем концентрации примесей.

Для нахождения профиля распределения внедренных атомов в твердом теле необходимо уметь определять их пробег. Внедренные ионы в твердом теле испы­тывают постоянное взаимодействие с атомами мишени, и вследствие этого траек­тории их движения достаточно сложны (рис.2.3).

Торможение ионов – процесс статический, поэтому расположение мест их закрепления в мишени носит случайный характер, что выражается в наличии опре­деленного разброса пробегов ионов. При определении местоположения ио­нов в мишени пользуются понятиями; полный средний пробег ионов R, про­еци­рованный пробег - проекция полного пробега на нормаль к поверхности мишени, среднеквадратичный разброс проецированных пробегов (дисперсия про­бега) .

Теория пробегов ионов в аморфной и кристаллической мишени была по­строена в 1963 г. датскими физиками Дж. Линхардом, М. Шарффом и Х.Шиоттом и получила название теории ЛШШ.

Рассмотрим приложение теории ЛШШ к аморфной мишени. Будем счи­тать, что ионный пучок падает нормально к поверхности мишени.

Рис. 2.3. К определению длины пробега и проекции пробега внедренных ионов.

В этом случае сред­ний проецированный пробег представляет собой среднюю глубину проникновения иона.

Таким образом, при известных проецированном пробеге и его дис­пер­сии можно определить профиль распределения внедренных атомов. Сред­нее значение удельных потерь энергии для одного бомбардирующего иона можно представить в виде суммы ядерной и электронной составляющих про­цесса торможения:

(2.8)

где Е – энергия иона в точке Х, расположенной на его пути; N – среднее число атомов в единице объема, ; - поперечное сечение ядерного торможе­ния (ядерная тормозная способность), ; - поперечное сечение электрон­ного торможения (электронная тормозная способность) ;

Поперечные сечения торможения зависят от масс и зарядов взаимодейст­вующих частиц:

Теоретические кривые для ядерной Sn и электронной Se тормозной способностей

(2.9)

(2.10)

где и - заряды ядер иона и атома; и - атомные веса иона и атома.

R = 2 [Se - Sn ln(l + Se/Sn)] / (N k²), (2.13)

где коэффициент k определяется природой ионов и материалом ми­шени, где коэффициент пропорциональности k для кремния может быть рассчитан по формуле:

.

При некоторой энергии называемой критической, тормоз­ные способ­ности электронов и ядер совпадают:

(2.14)

Так как , то. для кремниевой мишени

, эВ (2.15)

Расчеты по этой формуле для различных примесей дают следующее:

Если энергия ионов меньше Е_к, то преобладающий механизм торможения ядерный, если энергия ионов превышает Е_к, то преобладает электронный механизм. Радиационные дефекты в подложке создаются, главным образом, при S_n >> S_e. Поэтому при имплантации ионов, обладающих малыми энергиями, радиационные дефекты в подложке образуются вдоль всей траектории, а при высоких энергиях ионов – только в конце их пробега.

С точки зрения практического использования, наиболее важ­ное значение имеет не полный пробег R, а проекция пробега , т.е. пробег в направлении первоначальной траектории движения иона. Приближенно можно оценить по формуле

, (2.16)

где b = 0,33.

Среднеквадратичное отклонение равно

. (2.17)

Итак, при внедрении ионов в неориентированную кристалли­ческую “аморфную мишень”, профиль распределения концентрации ионов описыва­ется кривой Гаусса:

(2.16)

где - доза облучения, ион/см²; - исходная концентрация примеси в мишени; знак плюс соответствует случаю изотипного легирования; знак ми­нус - образованию р-n –перехода.

Профиль распределения внедренных ионов имеет максимум на глубине , причем концентрация ионов в максимуме распределе­ния

(2.19)

Глубина залегания р-n – перехода

(2.20)

Маскирующие покрытия при локальном ионном легировании должны обеспечивать уменьшение концентрации примеси на защи­щенной поверхности полупроводника, по крайней мере, на 1 - 2 по­рядка по сравнению с концентра­цией примеси в мишени. В качест­ве таких покрытий используют пленки , , , , и пленки фоторезистов. Чаще чем дру­гие, в техно­логии использу­ют пленки диоксида крем­ния.

Рис. 2.4. Профиль распределения кон­центрации примесей ионов, внедрен­ных в аморфную мишень

Минимальная толщина защитного покрытия

, (2.21)

где и - средний пробег и дисперсия пробега иона примеси в защит­ной пленке (табл. П.1.2); - коэффициент для каждой конкретной пары примесь - защитное покрытие, зави­сящий от требуемого ослабления пучка па­дающих ионов на поверхность полупроводника после про­хождения им защитного слоя.

Распределение пробегов в монокристаллических мишенях от­личается от их распределения в аморфных, тем, что в монокрис­таллах бомбардирующие ионы могут каналировать если падающий пучок ионов параллелен одному из кристал­лографических направ­лений с низкими индексами (рис. 2.5).

Движение ионов строго по центру канала почти невероятно, однако мо­жет существовать траектория, осциллирующая около оси канала, если имплан­тиро­ванные ионы передвигаются с помощью последовательных легких соуда­рений с атомами, образующими “стенки” канала. Такая траектория движения показана на рис. 2.5, где направление пути иона составляет угол с осью ка­нала.

Рис. 2.5. Траектория движения канали­зи­рованного иона

Здесь преобладает электронное торможение, и средний пробег движу­щихся ионов, которые удерживаются около оси канала, пре­вышает их пробег в аморфной мишени.

Максимальный угол , при котором исчезает направляющее действие атомов мишени, называется критическим углом каналирования. Критический угол каналирования может быть приближенно вычислен из соотношения

, рад, (2.22)

где - диэлектрическая проницаемость вакуума, Ф/см;

d - постоянная решетки для кремния см; е - заряд электрона, Кл; Е - энергия иона, Дж.

Нагрев при ионном легировании становится существенным при больших дозах облучения, т.е. при высоких плотностях ион­ного тока и больших време­нах обработки. Плотность мощности вы­деляемой теплоты равна

W = E J / e = e U Q / t , (2.23)

где Е - энергия иона; J - плотность ионного тока; Q - доза об­лучения; t - время об­лучения.

В стационарном режиме при идеальном теплоотводе с обрат­ной поверх­ности образца и в пренебрежении лучистым теплообме­ном с поверхности тем­пературу поверхности можно определить по следующей формуле:

(2.24)

где - начальная температура образца; - коэффициент тепло­проводности (для кремния = 83,7 ); а - температуропро­водность материала (для кремния а = 0,01 ).

Если же теплового контакта с подложкодержателем нет, то теплоотвод происходит с двух поверхностей образца за счет лу­чистого теплообмена. В этом случае температура образца в ста­ционарном режиме определяется выра­жением

(2.25)

где < 1 - излучательная способность образца; = - постоянная Стефана- Больцмана излучения черного те­ла.

3. ЗАДАНИЕ ДЛЯ ВЫПОЛНЕНИЯ .

1. Для заданного иона химического элемента при ионном ле­гировании кремния (А = 28, Z = 14) определить ядерную и элек­тронную тормозную спо­соб­ности. Плотность кремния 2,34 г/см³ .

2. Определить критическую энергию .

3. Определить значения среднего пробега и дисперсии иона в кремнии и сравнить с табличными данными.

4. Определить дозу облучения для получения .

5. Построить профиль распределения примесей .

6. Найти глубину залегания р-n –перехода.

7. Выбрать плотность ионного тока (J = 0,02 - 20 мкА/см²) и определить время облучения кремния.

8. Определить критический угол каналирования для кремние­вой мишени в градусах.

9. Определить нагрев кремниевой мишени при облучении ио­нами при идеальном теплоотводе и при отсутствии теплового кон­такта с подложкидер­жате­лем ( = 0,5).Температура мишени должна быть меньше температуры плавле­ния кремния ( =1412° С). В противном случае необходимо подобрать другие технологические параметры легирования.

4. КОНТРОЛЬНЫЕ. ВОПРОСЫ

1. Преимущества метода ионного легирования в технологии полупровод­ни­ков.

2. Принцип работы устройства для ионной имплантации.

3. Основные технологические параметры ионного легирования.

4. Механизмы энергетических потерь ускоренного иона в твердом теле.

5. Распределение пробегов имплантируемых ионов в аморфном и моно­кристаллическом материалах.

6. Образование р-n –перехода при ионном легировании.

7. Нагрев мишени при ионной имплантации.

8. Каналирование имплантированных ионов в монокристалли­ческих ма­териалах.

9. Аморфизация и рекристаллизация подвергнутого имплан­тации крем­ния.

БИБЛИОГРАФИЧЕСКИЙ СПИСОК

1. Черняев В.Н. Физико-химические процессы в технологии РЭА. М.: Высшая школа, 1987. 376 с.

2. Пичугин И.Г., Таиров Ю.М. Технология полупроводнико­вых приборов. М.: Высшая школа, 1984. 288 с.

3. Ефимов И.Е., Козырь И. Я., Горбунов 101 И. Микроэлектро­ника. Физи­ческие и технологические основы, надежность. М.: Выс­шая школа, 1886. 464 с.

4. Попов В.Ф., Горин Ю.Н. Процессы и установки электрон­но-ионной тех­нологии. М.: Высшая школа. 255 с.

5. Броудай И., Мерей Дж. Физические основы микротехноло­гии. М.: Мир, 1985. 496 с

ПРИЛОЖЕНИЕ

Таблица П.1

Пробеги и дисперсии различных ионов в кремниевой мишени

Примечание. Здесь и даны в нм.

Значения коэффициента f (примесь В, маска )