Оборудование для ионного легирования

 

Промышленные модели ионных ускорителей предназначены для работы в диапазоне энергий от 10 кэВ до нескольких мегаэлектрон-вольт, но чаще всего используются ионы с энергией в интервале от 20 до 500 кэВ, а ионный ток - от нескольких микроампер до десятков миллиампер. В промышленности используются установки, ускоряющие только положительные ионы.

Установки для ионного легирования (рис. 8.1) содержат следующие основные части: ионный источник, сепаратор ионов по массам, сканирующее устройство и коллектор ионов.

 

 

Рис. 8.1 Схема установки для ионного легирования:

1 – источник ионов; 2 – вытягивающий электрод;

3 – фокусирующие линзы; 4 – ускоритель; 5 – устройство коррекции пучка ионов; 6 – диафрагмы; 7 – электронный масс-сепаратор; 8 – система отклонения (сканирования) пучка; 9 –  заслонки; 10 – коллектор; 11 – облучаемые мишени

 

Для каждого типа примесей используется отдельный ионный источник, а конструкция установки предусматривает его свободную замену. В ионном источнике ионизуются газообразные, жидкие или твердые исходные вещества и ускоряются в небольшом вытягивающем электрическом поле.

Наиболее типичными источниками ионов являются источник с горячим катодом; газоразрядный высокочастотный; источник с разрядом Пеннинга, дуоплазмотрон и источник с электронной бомбардировкой. В зависимости от типа ионного источника имеет место различный разброс ионов по энергиям. Это обстоятельство может играть важную роль при масс - сепарации ионов. В исследовательских установках разброс по энергиям не должен превышать 10 эВ, а в промышленных установках он может быть существенно больше.

Источник с горячим катодом – самый распространенный благодаря универсальности по отношению к сорту ионов, а также возможности получения интенсивных ионных пучков. Принцип работы источника сравнительно прост. Разряд горит в разряженном газе между катодом прямого или косвенного накала и анодом. Электроны эмитируются перпендикулярно поверхности катода с плотностью порядка 1 А/см². С помощью магнитного поля достигается увеличение длительности пребывания электронов в разряде и тем самым усиление ионизации. Благодаря высокому давлению (обычно ~ 1 Па) между катодом и анодом горит устойчивая дуга. Разброс ионов по энергиям колеблется от 1 до 50 эВ, но обычно составляет менее 10 эВ. Большинство источников этого типа снабжено нагревателями для испарения твердых веществ и получения необходимого давления пара. Накаленные катод и анод расположены коаксиально.

Вакуумные системы всегда содержат определенное количество остаточных газов. Рабочие вещества для ионных источников не являются полностью очищенными от примесей и в качестве рабочих веществ используются химические соединения, то необходимо проводить разделение ионного пучка по массам. Магнитный сепаратор ионов по массе отбирает только нужные частицы. Эти ионные частицы проходят через разрешающую щель (апертурную диафрагму) и попадают в ускоряющую трубку.

В ускорителе существуют два возможных места для сепарации ионов: первое – до ускорения, т.е. непосредственно за источником ионов, и второе – после ускорения. Обычно реализуется первый случай. Основное преимущество разделения ионов до их ускорения заключается в том, что при изменении энергии параметры, связанные с сепарацией ионов, остаются неизменными, поскольку ускоряется пучок, уже разделенный по массам. Это позволяет изменять энергию ионов в процессе легирования и получать практически любой профиль внедряемых атомов.

За апертурной диафрагмой на металлическом держателе помещают пластину полупроводника. Подложка имеет хороший электрический контакт с держателем, который присоединен к интегратору заряда.

Электроны проходят через интегратор заряда и нейтрализуют имплантированные ионы, когда те тормозятся в кремнии. Интегрированный заряд Q определяет дозу имплантированных ионов:

                                             Φ = Q/mqA(см^-2),                                           (8.4)

где m – кратность ионизации атома; q – заряд электрона, A – площадь поверхности.

Интегрированный заряд Q определяется как ∫ Idt, где I – ток пучка ионов, протекающий в течение времени t (c).

 

Распределение пробегов ионов при имплантации

 

При движении в твердом теле быстрый ион в результате столкновений с ядрами и электронами теряет свою энергию и останавливается. Полная длина пути, пройденного ионом, и ее проекция на направление первоначального движения иона называются соответственно пробегом R и проекцией пробега R_p (рис.8.2, а). По всей длине пробега образуются дефектные области (рис.8.2, б).

 

Рис.8.2. Схема движения внедряемого иона: а – пробег R, проекция пробега R_p и рассеяние пробегов DR_p и DR_l; б – образование дефектных областей в подложке на пути иона. 1 – точечные дефекты; 2 – аморфные области

Вследствие того, что число столкновений и энергия, передаваемая при столкновении, являются переменными величинами, характеризующими случайный процесс, пробег ионов данного типа с одной и той же начальной энергией не будет одинаковым. Другими словами, движущиеся ионы после торможения останавливаются в точках, разбросанных по всему объему твердого тела, что приводит к распределению пробегов и их проекций, для описания которого требуются такие характеристики функции распределения, как средний пробег ионов и среднеквадратичное отклонение пробега ионов (или проекций пробегов).

Распределение пробегов имеет исключительно важное значение с точки зрения применения ионного внедрения для проектирования и изготовления полупроводниковых приборов и интегральных микросхем.

Все подложки можно разделить на два типа: аморфные и монокристаллические. Аморфными мишенями служат маски из окислов или других диэлектриков, монокристаллическими – кремний и другие полупроводники.

Распределение пробегов в аморфной мишени зависит главным образом от энергии, масс и атомных номеров бомбардирующих ионов и атомов мишени, плотности и температуры мишени во время ионной бомбардировки, дозы внедренных ионов. Распределение пробегов в монокристаллической мишени, кроме того, сильно зависит от ориентации кристалла относительно ионного пучка, условий на поверхности мишени и ее предыстории.

Теоретический расчет распределения пробегов в мишени того или иного типа является столь сложной задачей, что ни одним теоретическим приближением нельзя пользоваться для всех случаев, представляющих практический интерес,      из - за слишком широких пределов изменения наиболее существенных переменных величин. В случае внедрения ионов в аморфные и неориентированные монокристаллические мишени обычно используется теория Линдхарда, Шарфа и Шиотта (называемая теорией ЛШШ), которая позволяет рассчитать ряд параметров, характеризующих измеряемые распределения пробегов, с точностью, удовлетворительной для практических применений.

Для расчета зависимости пробега от энергии частицы в случае ионного внедрения рассматриваются два основных вида потерь энергии: в результате взаимодействия с электронами твердого тела (как связанными, так и свободными) и при столкновении с ядрами мишени.

Считается, что эти два вида потерь энергии не зависят друг от друга. Такое допущение позволяет выразить среднюю величину удельных потерь энергии для одной бомбардирующей частицы в виде суммы:

                                         ,                                 (8.5)

где E – энергия частицыт в точке x, расположенной на ее пути; S_n(E) – ядерная тормозная способность; S_e(E) – электронная тормозная способность; N – среднее число атомов в единице объема мишени.

Ядерная тормозная способность S_n(E) – это энергия, теряемая движущимся ионом с энергией E на интервале пути Dx при столкновении с ядрами мишени, плотность которой равна 1 см^-3.

Электронная тормозная способность S_e(E) – это энергия, теряемая движущимся ионом с энергией E при столкновении с электронами.

При известных S_n(E) и S_e(E) интегрирование (8.5) дает общее расстояние R, пройденное движущимся ионом с начальной энергией E₀ до его остановки:

                                     .                                   (8.6)

Установлено, что в первом приближении ядерная тормозная способность S_n(E) не зависит от энергии движущегося иона и равна

                                ,                              (8.7)

где ; Z₁ и Z₂ – атомные номера движущейся частицы и атома мишени соответственно, а M₁ и M₂ – их массы.

В предположении, что все электроны твердого тела образуют свободный электронный газ, электронная тормозная способность пропорциональна скорости v движущегося иона, если только v меньше скорости электрона, соответствующей энергии Ферми E_F свободного электронного газа. Тогда

                                                  .                                            (8.8.)

Коэффициент пропорциональности k определяется как природой движущегося иона, так и материала подложки. Однако в приближенных расчетах принято считать, что величина k для аморфной подложки почти не зависит от свойств движущейся частицы. Для аморфного кремния

                                   .                                    (8.9)

Если величины S_n и S_e определяются выражениями (8.7), (8.8) и (8.9) то S_e с увеличением E возрастает, а S_n меняется мало. Существует некоторая критическая энергия E_k, при которой  и S_e равны

                                     .                                       (8.10)

Величина E_k для бомбардирующих ионов бора (Z₁ = 5, M₁ = 10) составляет около  10 кэВ, в случае ионов фосфора (Z₁ = 15, M₁ = 30) она равна приблизительно       200 кэВ.

Если начальная энергия бомбардирующего атома значительно меньше E_k, то преобладающим механизмом потерь энергии будет ядерное торможение. В этом случае соотношение (8.5) можно заменить следующим:

                                           .                                             (8.11)

Оценка соответствующего пробега для кремниевой мишени (N = 5×10²² см^-3) дает

                                     ,                                     (8.12)

где E₀ – начальная энергия, выраженная в электрон-вольтах. Если взять более точные значения S_n, то для E₀ << E_k пробег будет все еще приблизительно пропорционален энергии, однако коэффициент пропорциональности станет гораздо более сложным.

Значения R для легких бомбардирующих ионов (бор, углерод и азот) в кремниевой мишени, найденные с помощью (8.12), примерно в два раза выше экспериментальных; однако для более тяжелых ионов (германий, мышьяк) это соотношение позволяет определить значения R в пределах 10 %.

Если начальная энергия движущегося иона гораздо больше E_k, то электронное торможение преобладает над ядерным и соответствующий пробег для кремниевой мишени равен

                                  ;  .                                          (8.13)

Радиационные нарушения мишени создаются преимущественно в той области энергии бомбардирующих ионов, где S_n >> S_e. При внедрении ионов малых энергий радиационные дефекты образуются вдоль всей траектории частицы, а в случае бомбардировки ионами высокой энергии – только в конце пробега.

При ориентации кристалла в произвольном направлении иону трудно избежать близких ядерных столкновений. Движущийся атом, влетая в решетку, теряет в результате ядерных столкновений значительную часть своей энергии (выбивая атомы из узлов решетки), так что кристалл предстает в виде почти аморфной мишени. В этом случае для оценки распределений пробегов можно использовать изложенную теорию.

Когда кристалл ориентирован точно по направлению с низкими кристаллографическими индексами, для движущегося иона ряды атомов кристалла образуют как бы канал (рис. 8.3, а), а траектория иона совпадает с осью канала (рис. 8.3, б).

 

Рис. 8.3 Эффект каналирования: а – расположение атомов кремния в плоскости, перпендикулярной направлению [110];

 б – движение внедренногоиона вдоль канала 1, образованного атомами мишени 2.

 

Движение частиц строго по центру канала маловероятно, однако вполне может существовать траектория, осциллирующая около оси канала, из-за последовательных легких соударений иона с рядами атомов, образующих стенки канала.

Максимальный угол, при котором исчезает направляющее действие ряда атомов, называется критическим углом каналирования j_k.

Значения критического угла каналирования в зависимости от энергии некоторых бомбардирующих ионов, представляющих практический интерес, приведены в табл. 8.1 для трех основных ориентаций кремниевой мишени.

Таблица 8.1