Материал: Metodichka_s_lr_po_FHOT

Лабораторная работа №3 ионная имплантация

Цель работы

1. Изучение закономерностей формирования структур в полупроводниках методом ионной имплантации.

2. Расчет профиля распределения примесных атомов в кремнии и глубины залегания p-n – перехода.

Введение

Ионная имплантация – процесс внедрения в твердотельную подложку ионизированных атомов с энергией достаточной для проникновения их в приповерхностные области подложки (от кило- до мегаэлектронвольт). Наиболее общим применением ионной имплантации является процесс ионного легирования материалов, так как технология ионной имплантации позволяет с высокой точностью управлять количеством легирующей примеси. Ионная имплантация характеризуется универсальностью и гибкостью процесса, что позволяет получать необходимые концентрации примеси в случаях, когда другие методы неприемлемы. Избирательность процесса легирования обеспечивается либо сканированием остросфокусированного ионного пучка по заданной программе, либо перемещением широкого ленточного пучка по предварительно маскированной поверхности. Маски при данном методе легирования могут быть изготовлены из фоторезистов, оксидов, нитритов и др. Процесс ионной имплантации может осуществляться при низких температурах (вплоть до комнатных).

Ионы при движении в подложке сталкиваются с атомами подложки ивыбивают их из своих узлов. В результате вдоль траектории движения имплантированных ионов образуются многочисленные вакансии имеждоузельные атомы, то есть создаются радиационные дефекты. Когда плотность пучка ионов превышает некоторое критическое значение, может образоваться сплошной аморфный слой. В результате столкновений ионов сатомами мишени они теряют свою энергию и, в конечном итоге, останавливаются (обычно в междоузлиях). Для того чтобы внедренные таким образом атомы смогли выполнить свои функции доноров или акцепторов, ихнеобходимо перевести из междоузлий в узлы кристаллической решетки. Это осуществляют с помощью термического отжига. Другой важной задачей отжига является устранение возникших радиационных дефектов ивосстановление исходной кристаллической структуры. Температура ипродолжительность отжига определяется тем, насколько сильно нарушена кристаллическая структура подложки.

Глубина проникновения ионов и их профиль распределения в аморфной мишени зависят главным образом от массы и энергии ионов, а также материала мишени. Для монокристаллических мишеней дополнительное влияние оказывает ориентация направления движения ионов относительно атомных плоскостей мишени (эффект каналирования).

В случае аморфной мишени, а также для кристаллической мишени в отсутствии эффекта каналирования, профиль распределения имплантированной примеси описывается функцией Гаусса:

,

где Q – доза легирования; R_p – средняя проекция пробега на направление первоначального движения ионов; ΔR_p – среднеквадратичное отклонение длин пробегов.

На рис. 3.1. показан профиль распределения примеси для аморфной мишени (сплошная линия) и для кристаллической мишени при наличии эффекта каналирования (пунктирная кривая). На графике также отмечена исходная концентрация C_исх примеси в мишени и глубина залегания p-n – перехода.

Рис. 3.1. Профиль распределения имплантированной примеси в мишени

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

.

Глубина залегания p-n – перехода определяется выражением:

.

При извлечении корня следует учитывать оба знака, так как в объеме полупроводника возможно одновременное образование двух p-n – переходов.

Величина ΔR_p, зависящая от соотношения молярных масс имплантированный ионов примеси M₁ и атомов мишени M₂, может быть приблизительно оценена по формуле:

.

Теория пробегов ионов в аморфной и кристаллической мишенях была построена Линдхардом, Шарфом и Шиоттом и получила название теории ЛШШ. Согласно этой теории ион при движении в мишени теряет свою энергию в основном за счет двух механизмов: соударений с ядрами вещества мишени и взаимодействия с электронами (как связанными, так и свободными). В первом приближении считается, что оба вида потерь не зависят друг от друга и действуют одновременно. Тогда потеря энергии ионов на единице длины пробега:

,

где S_n и S_e – ядерная и электронная тормозные способности соответственно; N – концентрация атомов мишени (для кремния ). Расстояние, которое ион пройдет до полной остановки, двигаясь по ломаной прямой, на основании предыдущей формулы равно:

,

где E₀ – начальная энергия иона.

Согласно теории ЛШШ для кремния ядерную тормозную способность S_n можно рассчитать по формуле:

,

где z₁, z₂, M₁ и M₂ – порядковые номера и молярные массы для имплантируемых ионов и атомов мишени соответственно.

Рис. 3.2. Теоретические кривые для ядерной Sn и электронной Se тормозной способностей

Электронная тормозная способность S_e в первом приближении пропорциональна скорости ионов V и, следовательно:

,

где коэффициент пропорциональности k для кремния может быть рассчитан по формуле:

.

Теоретические кривые для S_n и S_e, полученные в рамках теории ЛШШ, представлены на рис. 3.2. При некоторой энергии E_c, называемой критической, ядерная и тормозная способность совпадают, на основании чего:

.

Отсюда для мишени из кремния:

.

Расчеты по этой формуле для различных примесей дают следующее:

для ;

для ;

для As и Sb.

Если энергия ионов меньше Е_с, топреобладающий механизм торможения ядерный, если энергия ионов превышает Е_с, 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.

Величину R можно вычислить по формуле:

,

где

,

(величина N выражена в нм^-3).

С точки зрения практического использования наиболее важное значение имеет не полный пробег R, а проекция пробега R_p на направление первоначальной траектории движения иона. Именно она определяет глубину залегания примеси. Теоретически было показано что , где для торможения на ядрах. В случае торможения на электронах коэффициент b меньше, однако множитель 1/3 в первом приближении остается в силе.

ЗАДАНИЕ

1. Получить у преподавателя исходные данные для расчета: материал мишени, вид ионов, энергию ионов, дозу облучения, исходную концентрацию примеси в мишени.

2. Рассчитать и построить график профиля распределения примеси по глубине.

3. Определить глубину залегания p-n – перехода.

КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ

1. Сущность метода ионного легирования полупроводников.

2. Основные положения теории Линдхарда-Шарфа-Шиотта. Ядерное и электронное торможение, их зависимость от энергии ионов.

3. Распределение имплантированной примеси по глубине. Эффект каналирования.

4. Отжиг радиационных дефектов.

ЛИТЕРАТУРА

1. Черняев В. Н. Физико-химические процессы в технологии РЭА. – М.: Высш. шк., 1987. – С. 262-274.

2. Готра З. Ю. Технология микроэлектронных устройств: Справочник. – М.: Радио и связь, 1991. – С. 231-244.

3. Бродуай И., Мерей Дж. Физические основы микротехнологии. – М.: Мир, 1985. – С. 370-387.

4. Смирнов В. И. Физико-химические основы технологии электронных средств. Учебное пособие. – Ульяновск: УлГТУ, 2005. – С. 39- 44

Лабораторная работа №4. Катодное распыление

Цель работы

1. Изучение механизма распыления поверхности мишени потоком ионов.

2. Расчет зависимости коэффициента распыления кремния от энергии ионов примеси.

Введение

Катодное распыление представляет собой один из ионно-плазменных методов получения тонких пленок. Распыляемая мишень является катодом в камере, где создается самостоятельный тлеющий разряд. Образующиеся при этом ионы газа (обычно инертного) бомбардируют поверхность мишени, распыляемые атомы осаждаются на подложку.

Для описания процессов физического распыления используют модели, основанные на двух механизмах. Согласно первому механизму распыленные атомы возникают в результате сильного локального разогрева поверхности мишени самим падающим ионом (модель “горячего пятна”) или быстрой вторичной частицей (модель “теплового клина”). Второй механизм состоит в передаче импульса падающего иона атомам решетки материала мишени, которые, в свою очередь, могут передавать импульс другим атомам решетки, вызвав тем самым каскад столкновений (модель столкновений).

В случае, когда поверхностный атом получит энергию, достаточную для разрыва связи с ближайшими соседями, и импульс будет направлен в сторону паровой фазы, атом перейдет в паровую фазу. При этом направление полета атома должно соответствовать направлению полученного им импульса. Очевидно, что при нормальном падении ионного пучка на мишень распыление может происходить только при последовательных вторичных столкновениях.

Основной характеристикой эффективности процесса распыления является коэффициент распыления К_р, определяемый отношением количества выбитых атомов N_ат к количеству бомбардирующих мишень ионов N_ион:

По существу коэффициент распыления представляет собой среднее число атомов мишени, выбитых одним ионом.

Рис. 4.1. Зависимость коэффициента распыления металлов от энергии ионов.

Коэффициент распыления зависит от энергии иона, его массы (рода рабочего газа), материала мишени и, в некоторой степени, от ее температуры и состояния поверхности, а также от угла падения и давления газа в газоразрядной камере. Он увеличивается с ростом энергии и достигает насыщения (возможно даже с последующим снижением) при энергиях порядка нескольких десятков килоэлектронвольт, так как увеличение глубины проникновения ионов в мишень не сопровождается соответствующим ростом потерь энергии ионов вблизи ее поверхности. На рис. 4.1. представлены зависимости коэффициента распыления от энергии ионов для различных материалов мишени.

Зависимость коэффициента распыления от температуры, как правило, невелика и носит сложный характер. Она определяется процессами, изменяющими структуру мишени при ее нагреве. Если при нагреве происходит отжиг дефектов, восстанавливающий кристаллическую структуру решетки, то коэффициент распыления уменьшается. Если структурных изменений не происходит, то коэффициент распыления может незначительно увеличиваться.

Зависимость коэффициента распыления от угла падения носит немонотонный характер с максимумом в диапазоне углов от 30˚ до 60˚. При нормальном падении K_р пропорционален энергии, рассеиваемой ионом в приповерхностном слое вещества, в пределах которого упругие столкновения с атомами приводят к распылению. С увеличением угла падения число смещенных атомов, достигающих поверхности и способных покинуть кристалл, увеличивается, так как область смещений располагается под малым углом к поверхности (рис. 4.2). Увеличение угла от 60˚ до 90˚ приводит к падению коэффициента распыления до нуля вследствие преобладания отражения ионов от поверхности.