Распределение в твердом теле внедренных ионов, локализация атомов примеси и электрические свойства легированных слоев

 

 

 

Основы высоких  технологий

 

Курсовая работа на тему:

 

«Распределение в твердом теле внедренных ионов, локализация атомов примеси и электрические свойства легированных слоев»

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Москва, 2013г.

Содержание:

 

Введение…………………………………………………………………..………3

1. Анализ влияния технологических параметров на процесс ионной имплантации. Распределение внедренных примесных атомов…………..……4

2. Основные положения теории Линдхарда-Шарфа-Шиотта………….……..10

3. Радиационные дефекты…………………………………………………….…15

4. Локализация примесных атомов (на примере кремния, имплантированном ионами C⁺, B⁺ и совместно C⁺ и B⁺)…………………………………….………16

5. Отжиг легированной  структуры. Активация примеси……………………..19

Выводы…………………………………………………………………………...25

Список литературы

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Введение

 

Легирование полупроводника примесями  проводится с целью создания различных  приборных структур за счет изменения  его электрофизических свойств: типа электропроводности, удельного  сопротивления и других характеристик.

Реализованные и потенциальные преимущества ионного легирования позволяют: осуществлять процесс с высокой производительностью; создавать практически любые профили распределения за счет ступенчатого легирования; совмещать процесс легирования с другими технологическими процессами поверхностей обработки кристалла; получать прецизионное формирование профиля полупроводниковых структур.

• настоящее время ионная имплантация – ключевой этап в технологии создания интегральных микросхем и многих других полупроводниковых устройств и приборов. В узком понимании, ионная имплантация – технологический прием внедрения ускоренных ионов в твердую мишень с целью ее легирования. В широком смысле этот термин означает научно-техническое направление, находящееся на стыке физики твердого тела, радиационной физики, неравновесной термодинамики, физической химии, математической статистики, использующее достижения вакуумной техники и техники высоких напряжений, целью которого является управление свойствами материалов с помощью ионных пучков; здесь внедрение ионов – эпизод в длинной цепочке процессов, происходящих в твердом теле как непосредственно при имплантации, так и при его последующей релаксации. Наибольшие успехи ионной имплантации были достигнуты в области планарной технологии полупроводниковых приборов и интегральных схем. Именно с ионной имплантацией в значительной степени связано бурное развитие микроэлектроники в последние десятилетия.
•  С другой стороны, ионное легирование имеет недостатки и ограничения. Есть определенные трудности в проведении процесса легирования, связанные с нарушениями, созданными ионной бомбардировкой, и окончательным местоположением внедренных ионов. Как правило, необходимо устранить эти нарушения в виде смещенных из узлов кристаллической решетки атомов полупроводниковой мишени и в то же время сделать внедренные атомы примеси электрически активными. Обычно это достигается частичным или полным отжигом. К другим ограничениям следует отнести трудность создания и воспроизведения глубоких легированных областей, сложность обработки больших полупроводниковых пластин из-за расфокусировки при существенных отклонениях ионных пучков. Большое число регулирующих параметров процесса ионного легирования (доза, тип, энергия ионов, температура и среда отжига и др.) позволяют в широких пределах изменять свойства легированных слоев, но наряду с этим требуют глубокого физического понимания процессов внедрения ионов, их поведения в кристаллической решетке, кинетики образования и устранения радиационных дефектов, что необходимо для высококачественного технологического моделирования в конечном итоге эффективной реализации приборных структур и схем в интегральном исполнениию.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1. Анализ влияния технологических параметров на процесс ионной имплантации. Распределение внедренных примесных атомов

 

На процесс ионной имплантации  влияют различные факторы такие  как масса и энергия ионов, дозы облучения, материал мишени, её температура  и кристаллическая ориентация, наличия  на её поверхности загрязнений и  т.п.

При имплантации используются три вида материалов: аморфные, поли- и монокристаллические. Аморфные и поликристаллические материалы служат в качестве масок при имплантации ионов. В монокристаллических материалах создаются структуры с заданным профилем концентрации примесей.

Ускоренный ион, внедряясь в полупроводниковую пластину, являющуюся мишенью, теряет энергию и производит так называемое ионное легирование. Это явление можно рассматривать как рассеяние падающих ионов на отдельных атомах, образующих твердое вещество. Процесс ионного легирования зависит от:

1)скорости ионов, 
 2) массы ионов, 
 3) материала мишени, 
 4) ориентации пучка.

Внедряя ионы III и V групп в монокристалл кремния можно получить p-n-переход  в любом месте, на любой площади. Для аморфных тел глубина внедрения  ионов пропорциональна ускоряющему напряжению, и ее можно регулировать, изменяя энергию падающих ионов. Используя ионы высокой энергии в результате их глубокого проникновения в кремний n-типа можно получить скрытую область p-типа и наоборот, в p-кремнии создать скрытую область n-типа.

Основное преимущество метода ионного  легирования перед диффузией  – это свобода выбора легирующей примеси независимо от вида полупроводникового материала, так как при ионном легировании нет необходимости  учитывать степень растворимости примесей и коэффициент диффузии.

При внедрении в мишень быстрые  ионы в результате столкновений с  атомными ядрами и электронами теряют свою энергию и останавливаются. Длина пути ионов от поверхности  мишени до точки внедрения называется длиной пробега R, а её проекция на направления первоначального движения – проекцией пробега Rp, которая является экспериментально определяемой величиной.

Рис. 1 Схема определенного полного R, проецируемого Rp пробега ионов и среднеквадратичного разброса пробега в продольном (z) и в поперечном (х) направлениях

Рис. 2 Распределение внедренных ионов по глуине при различном соотношенни масс М₂/М₁: 1 – 1/4; 2 – 4

 

Рис. 3 Распределение атомов бора в монокристаллическом кремнии, внедренных в направлении <111>. Энергия ионов 30 кэВ, доза 30*10¹⁵см^-2

Распределение пробега ионов в  атмосферном теле зависит главным  образом от их энергии и атомной  массы, а также вещества мишени. Для  монокристаллических мишеней на распределение пробега влияет ориентация их граней относительно пучка ионов и наличие эффекта каналирования – движение ионов по каналам, образованным атомными плоскостями.

При движении ионов в твердом  теле внедряемые в подложку ионы меняют направление своего движения из –  за столкновений с атомами мишени, которые могут покидать свои первоначальные положения в узлах кристаллической решетки. В результате вдоль траектории внедренных ионов образуются многочисленные вакансии и междоузельные атомы. Возникают целые области, в которых нарушена кристаллическая решетка, вплоть до перехода монокристалла в аморфное состояние. При этом обычно оценивают два вида потерь энергии ионами – в результате взаимодействия их с электронами (как связанными, так и свободными) и ядрами. В первом приближении считается, что оба вида потерь не зависят друг от друга и действуют одновременно. Ядерное торможение более существенно при малых энергиях, электронное торможение преобладает при высоких энергиях ионов. С увеличением массы внедряемых ионов возрастают потоки энергии за счет столкновений с ядрами мишени.

Среднее значение удельных потерь энергии  для одного бомбардирующего иона можно представить в виде суммы  ядерной Sn и электронной Se составляющих процесса торможения.

Радиационные нарушения в мишени создаются главным образом при Sn >> Se.Поэтому при внедрении ионов малых энергий радиационные дефекты образуются вдоль всей траектории, а при высокой энергии ионов – только в конце их пробега.

Распределение пробегов ионов в  монокристаллических мишенях отличается от их распределения в аморфных тем, что в монокристаллах направление падающего пучка ионов может совпадать с одним из основных кристаллографических направлений мишени, что связано с эффектом каналирования.

Рис. 4 Зависимости пробегов ионов  в кремнии с аморфной структурой от энергии этих ионов

Рис. 5 Зависимости пробегов ионов  в кремнии с кристаллической  структурой от энергии этих ионов. Обозначения  такие же как и в Рис. 5.

 

Движение ионов строго по центру канала маловероятно. Однако может  существовать траектория, осциллирующая около оси канала, если имплантированные ионы передвигаются с помощью последовательных легких соударений с атомами, образующими “стенки” канала. Максимальный угол φ, при котором исчезает направляющее действие атомов мишени, называется критическим углом каналирования φкр. Он определяет возможность каналирования.

Если предположить, что все ионы идеально каналированы, то распределения  концентрации ионов в мишени будут  иметь два максимума: один для  неканалированных ионов, другой для  идеально каналированных. В полупроводниковой технологии эффект каналирования дает возможность получать более глубокие легированные слои и уменьшать число радиационных нарушений.

Рис. 6 Схема распределения внедренных ионов в кристалле

А – область, в которой распределение имеет такой же вид, как и в аморфной мишени. 
Б – область деканалирования. 
В – распределение атомов, создаваемое каналированием

На образцах кремния с ориентацией  поверхности (110) относительно пучка, вероятность  каналирования с ростом энергии  ионов возрастает, а с увеличением дозы облучения падает. Увеличение температуры мишени вызывает деканалирование ионов вследствие тепловых колебаний кристаллической решетки.

 

2. Основные положения теории Линдхарда-Шарфа-Шиотта

 

 

Когда ставится задача об ионном легировании, то сразу возникают вопросы о глубине проникновения внедряемой примеси и ее пространственном распределении. Для однородных и изотропных сред ответы на них дает теория пробегов или теория Линдхарда-Шарфа-Шиотта (ЛШШ).

Исходный постулат теории ЛШШ - при внедрении в твердую мишень движущийся ион теряет энергию по двум независимым каналам: первый – столкновения с атомными ядрами, второй – возбуждение электронной подсистемы. Следовательно, для энергетических потерь можно записать следующее соотношение:

где Е [кэВ] – энергия иона в точке х, N [см^-3] – число атомов мишени в единице объема, S_n(E) [кэВ·см²] – ядерная тормозная способность, S_e(E) [кэВ·см²] – электронная тормозная способность. Отсюда средний полный пробег иона с начальной энергией E₀:

Таким образом, если знать зависимости S_n и S_e от энергии, то можно рассчитать пробег ионов.

Расчет ядерной тормозной способности сводится к известной задаче о столкновении двух заряженных частиц. Атомное ядро налетающего иона взаимодействует с атомными ядрами атомов мишени по закону Кулона.

Энергия отдачи при столкновении определяется скоростью падающего иона, массами ядер, их зарядами и прицельным расстоянием. Роль электронных оболочек учитывается через функцию экранирования. Поскольку ядро налетающего иона одновременно взаимодействует со всеми ядрами мишени, то следует проинтегрировать результат одиночного столкновения по прицельным расстояниям от нуля до бесконечности. При точном решении задачи появляются уравнения с тригонометрическими функциями, что приводит к техническим сложностям в получении окончательного результата. Точный учет электронного экранирования в виде потенциала Томаса-Ферми делает вообще не возможным получение аналитического выражения для ядерной тормозной способности, здесь возможно только численное решение. Но, если высокая точность несущественна, то эту ситуацию можно упростить, приняв, во-первых, в качестве экранирующей функции простое приближение f=a/r, где а – радиус экранирования (обычно эта величина около 0,1 Ангстрема), r – расстояние между ядрами налетающего иона и атома мишени, а во-вторых учесть, что рассеяние на большие углы и, соответственно, большие энергии отдачи имеют место лишь на прицельных расстояниях порядка а и меньше, в то время как межатомные расстояния на один-два порядка больше. Следовательно, большинство ионов будет двигаться в межатомном пространстве мишени с большими прицельными расстояниями и отклоняться на малые углы. В этом случае в уравнениях, описывающих столкновения, можно заменить тригонометрические функции либо на их аргументы, либо приравнять их к единице, и тогда эти уравнения становятся алгебраическими. Это приближение называют нулевым, выражение для ядерной тормозной способности в этом случае имеет вид, не зависящий от энергии:

где Z₁ и M₁ – порядковый атомный номер и атомная масса иона, Z₂ и M₂ - порядковый атомный номер и атомная масса атомов мишени.

Для оценок электронной тормозной способности в теории ЛШШ предложена простая модель: электроны в мишени – газ, а ион – шарик, который ламинарно движется в нем. В этом случае торможение пропорционально скорости или корню квадратному из кинетической энергии, т.е.

 

где коэффициент k – функция порядковых номеров и атомных масс иона и атомов мишени. В случае кремния k≈0,2·10^-15 эВ^1/2·см². Данная модель применима при условии, что скорость иона должна быть много меньше скорости электронов на поверхности Ферми. Поскольку в ионной имплантации применяются энергии пучков в десятки и сотни кэВ, то это условие выполняется практически всегда.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 7. Качественный вид зависимостей S_n⁰ (нулевое приближение), S_n (точный расчет с применением потенциала Томаса-Ферми) и S_e от энергии движущегося иона

 

О. Б. Фирсовым была предложена более обоснованная модель электронного торможения, суть которой заключается в обменном взаимодействии атомных оболочек иона и атомов мишени. Результат здесь получился такой же: S_e~E^1/2, а численные значения оказались близкими к тем, что предсказывала модель Линдхарда.

На рис.7 показан качественный вид зависимостей S_n⁰, S_n и S_e от энергии иона. Таким образом, выше изложенные выражения позволяют сравнительно просто оценить полный средний пробег. Ситуация становится совсем простой, если преобладает один из двух механизмов торможении S_n << S_e. Тогда для полного среднего пробега можно записать (энергия – в электронВольтах, пробег – в Ангстремах):

При движении внутри мишени налетающие ионы обычно сильно отклоняются от первоначального направления, при этом каждый ион будет иметь свою индивидуальную серию столкновений и, соответственно, индивидуальные координаты остановки. Таким образом, внедренная примесь распределится по глубине, ее концентрация окажется функцией координаты N(x). Отрезок, соединяющий точку влета иона в мишень с точкой остановки, называют пробегом (обычно его обозначают R, но не следует путать его с полным средним пробегом), проекцию пробега на направление первоначального движения – проецированным пробегом (обозначают R_p). Поскольку количество падающих на мишень ионов очень большое (обычно дозы внедрения бывают Ф>>10¹² см^-2), то задачу об их пространственном распределении авторы теории ЛШШ рассмотрели методами математической статистики. Точный результат этого рассмотрения не выражается в элементарных функциях, а приближенно его можно описать следующим выражением, названным распределением Пирсона: