2. IONIMPLANTÁCIÓ 282

Részlet Giber János, Vargáné Josepovits Katalin, Gyulai József, Biró László Péter: Diffúzió és implantáció szilárdtestekben (Egyetemi tankönyv, Műegyetemi Kiadó, 1997) könyvből

2. IONIMPLANTÁCIÓ _______________________________________________ 282 2.1. Bevezetés, történeti áttekintés ________________________________________ 282 2.2. Alapfogalmak, alapjelenségek _________________________________________ 293 2.2.1. Az ionok behatolása, fékeződése ___________________________________________ 293 2.2.2. A porlódás jelensége _____________________________________________________ 310 2.2.3. Az atomok és defektek eloszlása ____________________________________________ 316 2.2.3.1. Az implantált atomok mélységi eloszlása _________________________________ 317 2.2.3.2. Az implantált atomok laterális eloszlása __________________________________ 322 2.2.3.3. Nagy dózisok hatása (a felület hátrálása, buborékkékpződés) ________________ 324 2.2.3.4. A primér rácshibák eloszlása ___________________________________________ 326 2.2.3.5. Dinamikus hõkezelõdés _______________________________________________ 332 2.2.3.6. Az amorfizáció ______________________________________________________ 335 2.2.3.7. Implantáció molekulaionokkal _________________________________________ 340 2.2.4. Behatolás kristályos anyagba ______________________________________________ 342 2.2.5. Az ionos keverés (mixing) jelensége _________________________________________ 358 2.2.6. Ionos szintézis __________________________________________________________ 362

2.3. Implanterek _______________________________________________________ 368 2.3.1. Általános kérdések, alaptípusok ____________________________________________ 368 2.3.2. Részegységek, konstrukciós elvek ___________________________________________ 371

2. 4. Implantáció félvezetőkbe ____________________________________________ 379 2.4.1 A rétegek minősítése _____________________________________________________ 379 2.4.2. A másodlagos rácshibák fajtái ______________________________________________ 389 2.4.2.1. A kiterjedt hibák forrásai ______________________________________________ 390 2.4.2.2. Az adalékokra jellemző hibák __________________________________________ 395 2.4.3. Hőkezelési stratégiák, rácshibák hőkezelése __________________________________ 399 2.4.3.1. Hőkezelési stratégiák _________________________________________________ 400 2.4.3.2. A hőciklus és a hőterhelés _____________________________________________ 402 2.4.3.3. A "defekt-tervezés" elvei. _____________________________________________ 403 2.4.4 Szilárdfázisú epitaxia amorfizáló implant után _________________________________ 405 2.4.5. Az implantáció alkalmazásai félvezető eszközök előállítására _____________________ 408 2.4.5.1. MOS tranzisztorok küszöbfeszültségének beállítása ________________________ 408 2.4.5.2. Implantálás során keltett hibák és az ULSI gyártástechnológiák _______________ 409 2.4.5.3. Sekély átmenetek, diffúzió és a tranziens diffúzió (TED) _____________________ 410 2.4.7. Nagyenergiájú implantálás és getterezés _____________________________________ 417 2.4.7.1. Hegymenetű implantált profilok ________________________________________ 418 2.4.7.2. Élettartam tervezés (Lifetime Engineering) _______________________________ 420 2.4.7.3. Getterezés. _________________________________________________________ 424

2.5. Implantáció fémekbe ________________________________________________ 426 2.5.1. Rácshibák fémekben _____________________________________________________ 426 2.5.2. Sugárzási károsodás fémekben _____________________________________________ 429 2.5.3. Tribológiai alkalmazások __________________________________________________ 433

2.6. Implantáció dielektrikumokba és polimérekbe ___________________________ 436 2.6.1. Dielektrikumok optikai tulajdonságainak beállítása _____________________________ 436 2.6.2. Ionbesugárzás egyéb célokra ______________________________________________ 440 2.6.3. Korpuszkuláris sugárzás hatása polimérekre, az elektromos vezetőképesség ________ 442

2.7. Speciális ionos eljárások _____________________________________________ 447 2.7.1. Fókuszált ionnyaláb és alkalmazásai (Focused Ion Beams, FIB) ____________________ 447 2.7.2. Plazma Immerziós Implantáció (Plasma Immersion Ion Implantation, PIII) __________ 449 2.7.3. Ionsugárral segített rétegleválasztás (Ion Beam Assisted Deposition, IBAD) _________ 452 2.7.4. Ionfürtös (klaszter) rétegleválasztás (Cluster Ion Deposition, CID) _________________ 453

2.8. Irodalmi hivatkozások _______________________________________________ 454

280


2.9. Függelék __________________________________________________________ 465 2.9.1 Betűszavak (akronimok) __________________________________________________ 465 2.9.2. A lassú kaszkád porlódás (Kelly [1984], "Slow Cascade Sputtering", 2.2.2.) __________ 468

281


2. IONIMPLANTÁCIÓ Ebben a fejezetben egy néhány évtizede felfedezett adalékolási eljárással fogunk foglalkozni. Az eljárás - jellegét tekintve - a magfizika és a szilárdtestfizika határterületén létrejött ismeretekre épül és technológiai eljárásként annak fontossága egyre nő. Elsődleges alkalmazási területe a félvezető integrált áramkörök gyártása, de az ionos eljárások jelentősek a fémek, polimérek, biokompatibilis anyagok felületnemesítése terén is. A következőkben rövid történeti áttekintést adunk.

2.1. Bevezetés, történeti áttekintés Az ionimplantáció olyan anyag, ill. vékonyréteg-módosítási eljárás, amelynek során a kívánt adalékatomokat először ionforrásban ionizáljuk, majd egy elektromos téren áthaladt, felgyorsított ionokkal bombázzuk a szilárd anyagot, hogy azokat bejuttassuk annak a belsejébe. Az ionimplantáció és a porlasztás egymástól elválaszthatatlan jelenség-párt alkot: az ionok lefékeződése ugyanis a céltárgy atomjainak átadott energia, azaz ütközések révén következik be. Ennek eredményeként ezen atomok nagyrészt ki is mozdulnak a helyükről. Ha az elmozdulás, illetve további atomok másodlagos meglökése, azaz a kialakuló "kaszkád" révén egyes atomok elegendően nagy energiával érik el belülről a felületet, akkor kilépnek. Ilyenkor beszélünk porlasztásról, ill. porlódásról ("sputtering"). A porlódás és implantáció kozmikus méretekben is jelenlévő esemény. A napszél, amely főleg keV energájú protonokból áll, és erősen csökkenő mértékben ugyan, de tartalmaz energikus nehezebb ionokat (20Ne8+ stb.) is, szintén ionbombázás. Ennek átlagos részecskeáramsűrűsége a Föld felett 2-3x108 atom/cm2s. A rendelkezésre álló "csillagászati idő" alatt a holdi kőzetek felszíni rétegeiben jelentősen feldúsult a hidrogén (kb. 1 cm3/g), a szén és a nitrogén (kb. 100 g/g) és - bár a porlódási értékei alacsonyak (kb. 10 -1 nm/év) - a napszél erodálja a Föld légkörét, a Holdat is. A leporlódó földi részecskék - energiájuktól függően - csapdázódnak pl. a Holdon, hogy onnan, a holdi talaj atomjaival együtt tovább repüljenek, zömmel a Napba (Jull és Pillinger [1978]).

282


Legtöbbször a porlasztással is kombináltan beszélünk tehát ionos felületalakító módszerekről ("ion beam modification"). Ezek az ionforrások teljesítőképességével párhuzamosan fejlődtek, mert a felületalakításokhoz nagy dózisokra van szükség és - ha nem az ionok termikus hatását akarjuk kihasználni - nem feltétlenül nagy ionáramsűrűségre. (Ez utóbbit csak a ráfordítási idő vezérli.) Igen nagy dózisok esetén (ha a belőtt ionok koncentrációja nagyobb 5 - 10 at.% -nál) fázisképződések, -kiválások tarkítják a képet, további lehetőségeket adva a felületalakításhoz. Az ionok behatolásának mechanizmusa elsősorban az energiájuktól és a folyamatban szereplő valamennyi atom tömegének arányától függ. Mivel a mai implanterek (implantáló berendezések) zömében az ionokat tömegszeparátoron is átvezetik, az adalékatomok nyalábja akár spektroszkópiai tisztaságú is lehet. Világos, hogy egy adott anyagba egy adott energikus ion behatolásának mértékét alapvetően a gyorsítás szabja meg. Ionimplantációval tehát szabályozható mélységi eloszlást lehet elérni. Az energia változtatásával lényegében tetszésszerinti mélységi profilok állíthatók elő, tehát olyanok is, amelyek kizárólag termikus módszerekkel (diffuzióval) elképzelhetetlenek: pl. olyan eloszlás, ahol a koncentráció a felülettől befelé növekszik, "hegymenetű" ("uphill", ill. "retrograde"). Az ionok áramának mérésével, ill. áramintegrálással, a becsapódó ionok összmennnyiségét megmérhetjük. Ilymódon dózis kontrollt lehet elérni. Noha az ionokkal való "rajzolás" - a televíziós képernyő mintájára - a kezdetek óta napirenden van, a minta teljes felületének besugárzását ma csaknem minden esetben a milliméter, esetleg centiméter átmérőjű ionnyaláb kétdimenziós pásztázásával oldják meg. Így az iparilag használt 25 vagy a tervek szerinti 40 cm átmérőjű félvezető szeleteknél is gazdaságos "átbocsátóképesség" biztosítható. A pásztázással egyúttal felületmenti homogenitás kontroll valósítható meg. A modern ipari berendezéseknél egyetlen szeleten belül a homogenitás hibájának 0,5 %-nál, szeletrőlszeletre pedig 2 %-nál kell kisebbnek lennie. Noha az ionok oldalirányú szóródása sem elhanyagolható, sok alkalmazásnál az ionimplantációt közelítőleg anizotróp adalékolási eljárásnak lehet tekinteni, azaz maszkolás felhasználásával a laterális méretek is jól tervezhetők. Világos, hogy az anyagnak az ionimplantáció révén kialakuló állapota - szemben a termikus diffuzió utánival - távol van a termikus egyensúlytól. Ebből következik, hogy az nincs közvetelenül alávetve olyan termodinamikai korlátoknak, mint pl. a szilárd oldékonyság. Az első elvekből azonban következik az is, hogy amennyiben az implantációt izotermálisnak tekinthető hőkezelés követi, a rendszerre már az egyensúlyi 283


termodinamika, pl. a diffúzió törvényei hatnak. Noha ilyenkor a termikus folyamatok leggyakrabban ún. kiválások létrejöttéhez vezetnek, az implantációt pl. emelt hőmérsékleten végezve, elérhető olyan termodinamikai állapot, hogy kémiai fázisok képződjenek - akár szöchiometrikus összetételben. Ez az ionsugaras szintézis. Az ionimplantáció - a részecskék fékeződésekor átadott energia következtében - óhatatlanul sugárkárosodást okoz. Ez a hatás ugyan általában káros, és - aforisztikusan - az implantációs eljárás kutatásának, fejlesztésének fókuszában mindig is a besugárzott anyagnak ezen rácshibáktól való megszabadításának kérdésköre állt. Esetenként azonban ezek a hibák, ill. az amorf állapotba átvitt szerkezetek céltudatosan is használhatók (pl. a félvezetőkben szigetelő vagy a fémekben kopásnak ellenálló réteg előállítása). Az ionimplantációnak a félvezető integrált áramkörök gyártása köszönhet legtöbbet. Itt a fent említett előnyök mindegyike vitális fontosságú. Mivel az ionimplantáció itt lokális adalékolásként nyer alkalmazást, azaz mindig az ionok lokális behatolását megakadályozó, fotolitográfiásan alakított maszkoláshoz kapcsolódik, az implantáció és a litográfia az áramkörök gyártása során sokszorosan ismétlődő művelet. Egy modern DRAM vagy egyéb áramkör előállítása során, különböző célokra, 12 - 18 implantációs adalékolási lépést is alkalmaznak. A fémek kopásállóságának a javítására vagy pl. egyes polimérek elektromos vezetőképeségének beállítására viszont rendszerint elegendő egyetlen, többnyire nagydózisú implantációs lépés. Mindezek az alkalmazások az ionféleségek, az ionenergiák, az iondózisok széles skáláját ölelik fel: az egyik végletként az ULSI áramkörök 70 nm, ill. még sekélyebb pn-átmeneteit kb. 1 - 5 keV energiájú bór ionokkal (vagy bórt is tartalmazó molekulaionokkal!) kell kialakítani, a "standard" alkalmazások energiatartománya a 20 - 100 keV, a másik végletként pedig pl. a CMOS áramkörök hegymenetű (retrograde) zsebtartományait vagy a teljesítménytranzisztorokban a töltéshordozók élettartamának beállítását ma 200 - 3000 keV energiájú ionokkal végzik (a miniatürizálás révén a használt energiák tartománya csökken...). A félvezető alkalmazásoknál a dózisok a 109 ion/cm2-től 1015 ion/cm2-ig terjednek. Más esetekben gyakori akár a 1017 ion/cm2 dózis is (tájékoztatásul: a szilícium kristály felületén 1015 atom található cm2-ként; azaz a legnagyobb dózisok sem haladják meg a mintegy 100 atomi rétegnek megfelelő atomszámot). Ilyenkor a porlódás (azaz a felület hátrálása) különösen kisebb ionenergiák és viszonyítottan nagytömegű ionok esetén 284


egyébként is korlátozza az elérhető maximális koncentrációt, hiszen a már belőtt atomok egy része is eltávozik. Az ionok fékeződését - ezeken az energiákon - mindig a Coulomberők okozzák. Kétféle mechanizmus lehetséges. Az egyik, amelyet elektron fékeződésnek nevezünk, az érkező ionok és a tárgy atomjainak elektronfelhői között rövid időre fellépő kölcsönhatás révén áll elő. Ez dominál a nagyobb (100 keV - MeV) energiákon. A folyamatok itt "rugalmatlanok", azaz az ionok kinetikus energiája pl. elektrongerjesztés, ill. fény-, röntgen- stb. sugárzás formájában emésztődik fel. Ez a kölcsönhatás ugyan "megrázza", polarizálja a rácsot, de csak kevés rácszavart és akkor is inkább csak ponthibákat képes kelteni. Kisebb energiákon (tehát az ionpályák végén minden esetben!) a magok közötti Coulomb-taszítás dominál, amely rugalmas ütközés jellegű folyamat. Ez vezet az ún. kiterjedt rácshibák ("extended defects") keletkezéséhez. Ekkor beszélünk nukleáris fékeződésről. Mindezek alapján már el lehet képzelni a becsapódási jelenség forgatókönyvét. Korai Dopplereffektus mérések azt igazolták, hogy a primér ion mintegy 10-14 s alatt elveszti energiáját. Ezt követően, mintegy a 10-13 s végére kialakul az ún. gyors kaszkád, amelynél még nem beszélhetünk "hőmérséklet"-ről, csak egy rendkívül erősen gerjesztett állapotról. Attól függően, hogy milyen a besugárzott anyag kötéstipusa, más és más mechanizmussal egyenlítődik ki az elektron- és a rácshőmérséklet - mintegy az első ps végére. Ezt követően a folyamatok már termikusan vezéreltek és a lehűlést követő végállapot nem-egyensúlyi voltáról mint "befagyás"-ról ("quench") is beszélhetünk. A kaszkádok átlagos átmérője mintegy 10 nm, így ez az időskála lehetővé teszi annak megbecslését, hogy milyen ionáramsűrűségek esetén alakul ki tér-, ill. időbeli átfedés az egyes kaszkádok között. Egyetlen rácsatomnak olyan mértékű kimozdításához, hogy az ne tudjon a saját helyére visszaugrani a rács lehűlése közben, mintegy 15 eVnyi energiaközlés ("kritikus energia", értéke a kötési energiának sokszorosa) szükséges. Ebből könnyen számítható, hogy átlagos energiákon akár 104 rácshiba is keletkezik egyetlen beeső ion hatására. Ezeket a hibákat nevezzük primér rácshibáknak. Ezek zömmel Frenkel párok (FP). Az implantált atomok impulzusának irányítottságából következően az átlagos és a felületre merőlegesen mért átlagos behatolási mélységnek (Rp) mintegy 0,8-szeres mélységéig vakanciákban dús, beljebb, mintegy 2Rp-ig, pedig rácsközi atomokban dús réteg keletkezik. Az implantáció okozta primér rácshiba-szerkezet tehát a mélység függvényében nem homogén. Ennek a következményeire a sekély pn-átmenetek előállításánál térünk ki. 285


Világos, hogy annak rendkívüli jelentősége van, hogy a kaszkádfolyamat futásához viszonyítottan mikor érkezik egy következő ion ugyanarra a felületre, azaz mikor keletkezik idő-, ill. térbeli átfedés a kaszkádok között. Elmondható, hogy térbeli átfedés a kb. 10 nm átmérőjű kaszkádoknál mintegy 1015 cm-2 dózistartománynál kezdődik. Időbeli átfedés - a megszokott implantációs áramsűrűségek esetén - nem fordul elő. Ez azt jelenti, hogy az elemi implantációs folyamatok egymástól függetleneknek tekinthetők. Noha a fenti időskálán nem teljesen érthető, a A/cm2 áramsűrűségektől kezdődően már fellépnek olyan hatások, amelyek az említett függetlenséget megkérdőjelezik - különösképpen a rosszabb hővezetőképességgel rendelkező anyagoknál. Egészen nagy áramsűrűségeknél, amelyek fókuszált vagy impulzusszerű ionáramoknál léphetnek fel, a felület akár olvadt állapotba is kerülhet. A primér rácshibák rendszerint átalakulnak egyrészt az implantáció további folyamatában ui. új ion csapódhat egy előző kaszkád környezetébe (>1014 ion/cm2 dózis esetén ennek már nagy a valószínűsége), így új FP-k keletkeznek, amely az ún. sugárzás-keltette (nem Fick-i) diffúzió (radiation enhanced diffusion, RED) jelenségét hívják életre és a többlet-hibák okozta fellazulás révén létrejött atom-mozgékonyság viszi újabb állapotba a rendszert. Ez rendszerint az implantált atomok diffúziós elmozdulását is okozza. A másik mechanizmus vezet a másodlagos (szekundér) hibák kialakulásához (ezt nevezi az irodalom "as-implanted" állapotnak, ami nem tévesztendő össze az "As implanted", azaz az "arzénnel implantált" állapottal): az implantációt követő, emelt hőmérsékleteken végzett kezelések során termikus eredetű rácshibák vannak jelen, amelyek a primér rácshibák átalakulásához, a rácshibák reakcióihoz vezetnek. A lehülés után (mégis) visszamaradó rácshibákat nevezzük másodlagos (szekundér) hibáknak. A dózis növelésével többnyire ún. kiterjedt hibák, hibaklaszterek, "fürtök" keletkeznek. Elegendően nagy, az ún. amorfizációs dózis elérésével, az implantációt közvetlenül követő állapot amorf állapot is lehet. Kiderült, hogy az elszigetelt, de kiterjedt hibák nehezen tüntethetők el. Az amorfitásba vitt implantált rendszer viszont nagy eséllyel (epitaxiásan) vissza-kristályositható. Ennek hasznára szintén a pn-átmenetek előállítási kérdéseinek tárgyalásánál térünk vissza. Az ionbesugárzást más rétegtechnológiai eljárásokkal (vákuum párologtatás, molekulasugaras epitaxia) kombinálva, új lehetőségek nyílnak a kutató és a technológus számára különleges tulajdonságú rétegek előállítására. Példákkal a 2.7. fejezet szolgál.

286


A 2.1. ábrán - némiképp elébe vágva a mondanivalónknak összefoglaljuk azokat az alkalmazási területeket, amelyek ma már az ionimplantáció "standard" alkalmazásait jelentik.

2.1. ábra. Az ionos eljárások alkalmazási területei az ionenergia és a részecske fluxus tartományai szerint osztályozva. A jelen könyvben a rutin, az alacsony, ill. a nagyenergiájú implantációval, a plazma immerziós eljárással, valamint a SIMOX (2.2.6) foglalkozunk részletesebben.

287


Történeti áttekintés Az ionok fékeződésének tanulmányozása lényegében a radioaktivitás felfedezésével egyidőben kezdődött (Curie [1900]). A két ponttöltés szóródásának elméletét - pl. a szimbolika szempontjából mind a mai napig meghatározóan Thomson [1903] munkája tartalmazza. Ezt követően, Geiger és Marsden [1909] kísérlete az -sugarak fóliákon való áthaladásának tanulmányozására elvezetett annak a felismeréséhez is, hogy a részecskéknek mintegy 0.01%-a visszafelé szóródik. Ezt követték Rutherford [1911] elméleti eredményei, aki nemcsak kvantifikálta az részecskék eltérülését, hanem a visszaszóródásból elsőként vont le anyagvizsgálat-jellegű következtetést: az alumínium atommagjának kb. 22, a platináénak kb. 138 töltéssel kell a számításai szerint rendelkeznie. Ebből fejlődött ki a mai Rutherford visszaszórásnak ("Rutherford Backscattering", RBS) nevezett anyagvizsgálati módszer, amely az ionimplantáció egyik oldalágává vált. Röviddel ezután publikálta Niels Bohr [1913, 1915] alapvető dolgozatait az ionok anyagban való fékeződéséről - erre a 2.2.1. fejezetben visszatérünk. Két "nagy" korszaka volt ezt követően az ionfékeződés és a rácshiba-képződés leírásának. Az egyik a harmincas években, Bethe [1930, 1932], valamint Bloch [1933] alapvető eredményeinek publikálása idején, majd az ötvenes évektől kezdődően - amikoris az ionimplantáció stratégiai fontossága kiderült és újból a dán iskola vette át a vezetést - Lindhard [1953, 54, 63] közreműködésével. A rácshibák leírásával viszont az orosz Firsov [1957] révén nyerte el az elmélet lényegében a ma is használt alakját. Nem csak az elmélet fejlődött ezen időszak alatt, hanem a tranzisztor egyik felfedezője, W. Shockley már gyakorlati lehetőséget látott az eljárásban: az általa elnyert 2,787,564 sz. U.S. Patent (1954. okt. 28/1957. ápr. 2), amelynek címe "Forming semiconductor devices by ionic bombardment", már minden jelentős elemet tartalmaz mind a berendezés, mind az eljárás szempontjából. Szól pl. a rácshibákat megszüntető hőkezelés szükségességéről is. Mindennek ellenére a "konzervativizmus" késleltette. a széleskörű ipari alkalmazást Pl. az Intel cégnek az ún. MNOS technológiája a hetvenes évek elején olyan jól működött, hogy hallani sem akartak új eljárásokról. A változást talán a rendkívüli előnyöket nyujtó, ún. növekményes/kiürítéses tranzisztorpárokból álló inverter felfedezése hozta 1974 táján, amelynél 288


egyetlen szelet szomszédos területein kellett teljesen eltérő VT küszöbfeszültségen működő tranzisztor-párokat - eltérő helyi adalékolással előállítani. A Szovjetunió nagy titoktartással foglalkozott ionimplantációval. Mivel az első implanterei az izotópszeparatárokból átalakított berendezések voltak, az implantációnak, mint diffúziós előadalékolásnak a szerepét látta perspektívikusnak - szemben az Egyesült Államokkal, ahol az eljárás precizitását tartották az eljárás fő értékének. Mivel az ionsugár az anyagnak szinte minden tulajdonságát befolyásolja, az alkalmazások köre rendkívül széles. Integrált áramkörökben ilyen pl. a forrás ("source", S), ill. a nyelő ("drain", D) ellentétes, nagydózisú adalékolása akár közvetlen implantációs adalékolással, akár poliszilíciumnak vagy szilicidnek mint diffuziós forrásnak az adalékolásával, az S/D tartományok kiterjesztése a kapuelektródig ("gate", G), a parazita, ill. a funkcionális tranzisztorok küszöbfeszültségének növekményes, ill. kiürítéses üzemmódjának beállítására, a bipoláris elemek emitterének (E), bázisának (B) kialakítására, a szigetelőrétegek marási szögeinek beállítására, az eszközöket elszigetelő árkok oldalfalainak adalékolására, a szilicidek kialakítására vagy az alumínium szerkezetének alakítására. Az ún. Silicon-On-Insulator (SOI), azaz dielektromos szigetelésű áramkörök ma legelterjedtebb alapanyagánál oxigén implantációval kialakított eltemetett SiO2 réteget találunk.

289


Mára az integrált áramkörök gyártásában az implantáció talán a legsokoldalúbb technikává fejlődött: egy standard CMOS áramkörben 13féle célra alkalmazzák az ionimplantációs adalékolást (2.2. ábra).

2.2. ábra. Az ionimplantáció alkalmazásai a "standard" CMOS (Complementary Metal Oxides Semiconductor) inverterekben A. NMOS (n-csatornás tranzisztor) forrás/nyelő, B. NMOS n-csatorna küszöbfeszültség, C. NMOS forró töltéshordozók hatásának kiküszöbölése, D. p-zseb az NMOS tranzisztor számára, E. p-tipusú csatorna stop, zsebek közötti és zseben belüli szigetelés, F. PMOS (p-csatornás tranzisztor) forrás/nyelő, G. PMOS p-csatorna küszöbfeszültség, H. PMOS átszúrás megakadályozása, I. p-zseb az NMOS tranzisztor számára, J. n-tipusú csatorna stop, zsebek közötti és zseben belüli szigetelés, K. NMOS átszúrás megakadályozása, L. PMOS forró töltéshordozók hatásának kiküszöbölése, M. Poliszilícium kapuelektród adalékolása.

A közeljövő nagy feladatokat ró a szakmára és ugyanakkor nagy lehetőségeket rejt, de a fizikai határok elérése miatt egy-két terület elvesztésével is járhat. A "The National Technology Roadmap for 290


Semiconductors" (Semiconductor Industry Association, San Jose CA, 1994) 2010-re a 64 Gbites DRAM eszköz megjelenését vetíti előre, amely 70 nmes vonalszélességű technológiára épül és ahol a MOS tranzisztorok vezérlő dielektrikumának ("gate") megkívánt vastagsága (2  0,2) nm - amit a szilícium rácsállandójának  0,5 nm-es értékével kell összevetni. Azaz a Si/SiO2 határfelületen legfeljebb egyatomos lépcsők lehetnek. Ennek a pár atomnyi rétegvastagságnak kell elviselnie mintegy 107 V/m térerősségű elektromos terhelést. Kimutatható, hogy ezen lépcsők megengedhető felületi koncentrációja kisebb, mint 1013 m-2. A mintegy 10 nm mély forrás/nyelő (S/D) pn-átmenet implantációs előállítása nagy és alig-alig megoldható feladatot jelent az implantációs technika számára. A 2.3. ábra mutatja be azt a szinte hihetetlen "törvény"-t, amely szerint az egyetlen chipen megvalósuló funkciók (tranzisztorok) száma évente kettőződik. Az ábra azt jelzi, sugallja, hogy 2010-ig nincs szakmai ok, amely ellene szólna az évtizedes trend folytatódásának - és mindez még a filozófiájában "hagyományos", csak megoldásaiban újszerű és rendkívüli precizitást, szakmai alapokat tisztázó szilícium-alapú integrált ártamköri technológiával áll elő.

291


2.3. ábra. Az egy chipen megvalósítható funkciók hatványfüggvényszerű növekedése; SIA: Semiconductor Industries Association prognózisa; -P: mikroprocesszor; ASIC: Application Specific Integrated Circuit

292


2.2. Alapfogalmak, alapjelenségek

Az irodalomban nem teljesen egyértelműek a használt definíciók, ezért itt rögzítjük azokat és az angol megfelelőiket, továbbá több, felhasznált jelölést, rövidítést. Ion: töltéssel rendelkező atom, molekula, atomfürt. Ha meghatározott töltésállapotban van, felső indexszel jelöljük, ha ez nem lényeges, vagy nem ismert "ion"-t írunk. Ionnyaláb (ion beam). Gyorsított és valamilyen ionoptikával formált ionnyaláb, tartalmazhat neutrálizálódott ionokat, azaz gyorsított atomokat is. Áram (current) , itt szokásos egysége a A, megfelel 61012 ion/s-nak. Áramsűrűség (flux, current density), egységnyi felületre érkező ionáram, A/cm2 . Dózis (fluence), az egységnyi felületre érkezett ionok száma, ion/cm2 . Ionenergia (ion energy), elektronvolt és többszörösei (keV, MeV). Esetenként atomi tömegegységre vonatkoztatjuk, ekkor MeV/amu (atomic mass unit) az egysége. Az implantáció hőmérséklete: Ti, a hőkezelésé Th, az éppen kérdéses anyag olvadáspontja Tm, a szobahőmérséklet Tsz, a folyékony nitrogéné TLN. 2D, 3D: a két-, ill. háromdimenzió(s) rövidítése. 2.2.1. Az ionok behatolása, fékeződése1 Az ionok behatolása és fékeződési folyamatai kettős értelemben is statisztikus jellegűek: előszöris az ionok becsapódása véletlenszerű, másrészt a fékeződési folyamatot független ütközések sorozataként tekintjük. Már a XX. század elején megszülettek azok az elméletek, amelyek ugyan változtatásokkal, de mindmáig alkalmazhatók a folyamatok általános jellemzésére. Bohr 1940 kidolgozott egy "effektív 1

Részben követjük J.F: Ziegler: "Ion implantation Physics" fejezetét [Handbook of Ion Implantation Technology, Ed. J.F. Ziegler (North-Holland, Amsterdam, 1992)] p. 1. 293


töltés" (Z*) leírást, amelynek alapfeltevése, hogy a v sebességgel mozgó ion minden olyan elektronját elveszti, amelyek v-nél kisebb sebességgel mozognak:

2.4. ábra. A szórás geometriája laboratóriumi és tömegközépponti koordináta-rendszerben. Az ion tömege és sebssége ütközás előtt M1 és v0 , utána v1. Az atomé M2 és meglökés utáni sebssége v2 . A P az impakt faktor. vc sebesség a tömegközépponti rendszerben. A szögeket értelemszerűen jelöltük. 294


Z1*  Z11/ 3 v / v 0 ,

2.2.1.

ahol az "1" index az ionra vonatkozik és v0 a Bohr-sebesség (2,21010 m/s). Ez az effektív töltés szerepel a fékezésben (l. 2.2.27 egyenlet). Ugyancsak ekkor definiálta Bohr az a12 árnyékolási távolságot, amely jellemzi két semleges atom kölcsönhatását:



a 12  a 0 / Z12/ 3  Z 22/ 3



1/ 2

,

2.2.2

ahol a "2" index a tárgyatomot jelzi és a0 a Bohr sugár (0,0529 nm). Bohr 1948 a Thomas-Fermi potenciált használta az árnyékolt Coulomb potenciál becslésére: V r  

Z1 Z 2 exp  r / a 12  , r

2.2.3

ahol Z1 és Z2 a rendszám, r a magok távolsága és a12 az árnyékolási paraméter. Firsov 1958 numerikus számításokkal mutatta meg, hogy a 2.2.2 árnyékolási paraméter adja a legjobb közelítést az atom statisztikus elméletének keretei között. A nagy lépés a fékezés és a behatolás egységes leírására 1963 után következett be Lindhard, Scharff és Schiøtt munkái nyomán (LSS elmélet) 1963. Az elmélet a Thomas-Fermi atomra vonatkozik, ezért főleg a nagyobb rendszámokra és közepes energiákra pontos. Ekkor kettes faktoron belül helyesen írja le az energiaveszteség kísérleti értékeit. Klasszikus kétrészecske szórás. Felírjuk a mozgó ionra ("ion") és a tárgyatomra ("atom") a rugalmas szórásban az energiamegmaradás, valamint az impulzusmegmaradás egyenleteit a 2.4. ábra szerinti geometriában. Az ábrán M1, M2 a tömegeket jelöli, P az impakt (ütközési) faktor. A szóródás után az ion v 1 sebességgel,  irányban folytatja az útját, míg az atom v2 sebességgel,  irányba lökődik: E0 

1 1 1 M 1 v 20  M 1 v 12  M 2 v 22 , 2 2 2

2.2.4

ebből két komponens, a longitudinális és a transzverzális

M 1 v 0  M 1 v 1 cos   M 2 v 2 cos ,

2.2.5

0  M 1 v 1 sin   M 2 v 2 sin 

2.2.6

számítható. Ez az egyenlet több változóra is megoldható. Pl. a  kiküszöbölésével

295

Részlet Giber János, Vargáné Josepovits Katalin, Gyulai József, Biró László Péter: Diffúzió és implantáció szilárdtestekben (Egyetemi tankönyv, Műegyetemi Kiadó, 1997) könyvből 2

 v1   v1  M1 M  M1 cos   2 0     M 2  M1  v2   v 0  M1  M 2

2.2.7

adódik. Az összefüggések transzformálhatók a tömegközépponti rendszerbe, amikoris a kétrészecske mozgás egyetlen részecskének egy központi potenciáltérben való mozgására redukálódik. Válasszuk a rendszer vc sebességét úgy, hogy ebben a rendszerben az impulzus eltűnjék:

M 1 v 0   M 1  M 2 v c .

2.2.8

Bevezetve az Mc redukált tömeget,

M c  M1 M 2 M1  M 2 

2.2.9

adódik, ahol a vc rendszersebesség állandó és nem függ a szögektől: vc  v0Mc / M2 .

2.2.10

Ezekkel az ütközéskor fellépő Tr energiaátadás: 2

M  2 v M cos   1 2 Tr  M 2 v 22  2  0 c v 0 M c cos  2 .   2 2  M2 M2  2.2.11

Felhasználva, hogy a tömegközépponti rendszerben definiált  szórási szögre 2 =  - , az energiaátadás pl. a következő alakba írható: Tr 

4E 0 M 1 M 2

M 1  M 2 

2

sin 2

 . 2

2.2.12

Frontális ütközésnél  = , ekkor a transzfer maximális (Tr,max). Atomközi potenciálok. Különféle potenciál-közelítések használatosak. A Thomas-Fermi atom Sommerfeld-féle 1932 közelítése a legelterjedtebb. Emellett a Lenz-Jensen [1932], valamint a Moliérepotenciál [1947] alkalmazása közkeletű. Valamennyi V(r) potenciálra igaz, hogy egy 1/r-es távolságfüggő Coulomb tagot, továbbá egy árnyékoló faktort tartalmaz:  V r   , Ze r 



2.2.13 )

ahol  az árnyékolási függvény, e az elektron töltése. A  kiszámításának legkezelhetőbb módszerét Gombás 1949 ajánlotta és

296


újabban Ziegler et al. 1984számított ki annak alapján egy "univerzális" árnyékoló potenciált,   U  0,1818e 3,2 x  0,5099e 0,9423x  0,2802e 0,4028x  0,2817e 0,2016x , ahol x  r aU ,

2.2.14

aU  0,8854a12  0,8854a 0 / Z 12 / 3  Z 22 / 3 .

Energiaátadás az ion és az atom között. 2.2.12 alakja a tömegközépponti rendszerben: Tr 

4E c M c  sin 2 . M2 2

2.2.15

Univerzális nukleáris fékeződés. A teljes fékeződés két részből összetettnek tekintjük: az atom elektronfelhőjének (elektronfékeződés), illetve az atommagoknak (nukleáris fékeződés) átadott energia. A nukleáris fékeződés függetlenül tárgyalható, mert az ionsebességek miatt a folyamat során az atom "lecsatolódik" a rácsról, tehát tárgyalható két szabad (bár árnyékolt töltéssel rendelkező) részecske rugalmas kinetikai szórásaként. Ez a közelítés nem veszi figyelembe az esetleges korrelációt a "kemény" nukleáris ütközések és az elektronfelhővel való rugalmatlan kölcsönhatás között. Ezt a korrelációt a szilárd testben kicsinynek vesszük a kollektív hatások feltehető átlagoló hatása miatt. A korreláció azonban nem elhanyagolható, ha egyedi atomok ütközéseit, vagy ionoknak vékony rétegekben létrejövő ütközéseit tárgyaljuk. A fékeződés jellemzője tehát az egységnyi úton leadott energia dE/dR (másutt dE/dx). Ennek az Sn(E) fékezési keresztmetszettel való kapcsolatát az anyag N atomi sűrűsége teremti meg: dE/dR = NS n(E). Maga az Sn(E) átlagos átadott energia a P impaktparaméter valamennyi értékére való összegzéssel számítható ki: 

S n  E   T E, p2 PdP  2 E 0 0

p max



sin 2

0

 PdP , 2

2.2.16

ahol   4 M 1 M 2 /  M 1  M 2  , a tömegközépponti rendszerben a transzformációs egység. Ezzel az LSS elmélet "redukált energiáját" 2

  a U M 2 E 0 / Z1Z2 e 2  M1  M 2 

2.2.17

bevezetve, a nukleáris fékeződés értéke: S n   

 S n  E .  a 2U  E 0 297

2.2.18


Gyakorlati alkalmazások számára ezen univerzális fékeződés a következő konkrét alakba írható: S n E 0  

8,462  10  15 Z 1 Z 2 M 1S n 

M 1  M 2  Z

0 , 23 1

Z

0 , 23 2



eV / (atom / cm 2 ) .

2.2.19

Az  redukált energia numerikus alakjában a következő 

32,53M 2 E 0



Z 1 Z 2  M 1  M 2  Z 10,23  Z 02,23



.

2.2.20

Mindezekkel a redukált nukleáris fékeződés a következőképpen számítható:   30

  30

S n   

ln1  11383 , 



2   0,01321 0,21226  0,19593 0,5

S n   

ln   2



.

2.2.21a-b Elektronos fékeződés és hatáskeresztmetszet. Bohr [1913] az atomok kötött elektronjait harmonikus potenciáltérben mozgó töltésként kezelte, amelyeknek a frekvenciája optikai abszorpciós adatokból származtatható. Kimutatta, hogy az energiaveszteségben egy levágásos határ jön létre, ha feltette, hogy a P/v ütközési időtartamot az elektron "keringési" idejénél, azaz 1/-nél kisebbnek veszi. A  egyébként a harmonikus oszcillátor frekvenciája. A levágás azt jelenti, hogy hosszabb kölcsönhatásokat feltételezve az ion egyáltalán nem ad át energiát az elektronfelhőnek. A ma használt elméletet Bethe-Bloch [1930, 33] elméletként ismerjük. Ez az elmélet kvantummechanikai úton, első Born közelítésben oldotta meg a töltött részecske-atom energiaátadást. A céltárgy atomos jellegét az elektronfelhőnek egy átlagos gerjesztésével veszik figyelembe. Bohr "távoli kölcsönhatás" elmélete akkor lesz azonos a "közeli kölcsönhatás" Bethe- elméletével, ha az átlagos energiaveszteséget valamennyi elektronátmenetre átlagoljuk. Bloch szintetizálta a két elméletet olymódon, hogy az "kemény" ütközések esetén a Bohr-közelítésre redukálódik, gyenge kölcsönhatásokra pedig közelítőleg megegyezik Bethe megoldásával. Mindez akkor igaz, ha az ionsebesség sokkal nagyobb, mint az elektron "pályasebessége".

298


(Vannak közelítések a belső héjak energikus elektronjainak figyelembevételére is.) Az ionimplantáció tárgyalásakor - kivéve egyetlen fejezetet - az ionenergiák kisebbek 10 MeV/amu-nál, amikoris nincs szükség relativisztikus korrekciókra. Ma annyiban egzaktabb a tárgyalás, hogy a céltárgy elektronjait plazmának fogjuk fel és az energiaveszteség is kollektív folyamatokban, úm. a dinamikus polarizációban zajlik és a plazmonoknak átadott energiában valósul meg (Fermi [1940], Fermi és Teller [1947]). Ebben a közelítésben a tipikus energiaveszteség dE  v1/ 3 , dx

2.2.22

ahol  az elektronsűrűség. (Felhívjuk a figyelmet arra, hogy az elektron-, ill. nukleáris fékeződés eredeti irodalmi tárgyalásaiban az ionsebességet eltérően definiálják.) Lindhard [1954] tárgyalása vezetett explicit leíráshoz, amely az ionimplantáció során fellépő ion-elektronfelhő kölcsönhatás tárgyalására a legalkalmasabb. A feltételezések itt: 1) az elektronfelhő 0 K hőmérsékletű (síkhullám) és egy egyenletes pozitív töltésfelhőben foglal helyet, amelyre igaz a töltéssemlegesség, 2) az elektronfelhő kezdetben konstans sűrűségű, 3) az ion hatása az elektronfelhő perturbációjaként jelentkezik, 4) a közelítés nemrelativisztikus. Ekkor az elektronos fékeződés a következőképpen közelíthető: S e   I v,Z12 dV ,

2.2.23

ahol Se az elektronfékeződés keresztmetszete, I(v,) egy egységtöltésre vonatkoztatott fékeződési kölcsönhatási függvény, az egységtöltés sebessége v, Z1 az ion töltése és az integrálást a teljes térfogatra kell kiterjeszteni. A pozitív háttértöltést Z 2   dV felhasználásával normáljuk. Mindezekkel Lindhard a következő kölcsönhatási függvényt vezette le: 

I

 kv

 1  4e 4 i dk  2 d  l  1 2  mv  0 0 k kv   k ,   

,

2.2.24

ahol az l "longitudiális" dielektromos állandót egy bonyolult összefüggés adja:

299


 l k ,     1

2m 202 2k 2

 n

f E n   N

,

1 1   2m  2   2m   2     i   k  2k k n    i     k  k k n        

2.2..25 ahol m az elektron tömege, 0 a plazmafrekvencia,  az átadott energia r és  2  4 e 2  / m , En az elektron energiája, k n a hullámszáma az n-edik állapotban, f(En) az eloszlásfüggvény (a hullámszám páros függvénye) és  egy (kis) csillapítási faktor. A 2.2.25 formulát rendszerint polinomiális közelítésben használják (Iafrate és Ziegler [1979]).

2.5. ábra. Fékeződési erő az elektronsűrűség függvényében három ionenergiára. az abszcisszán a v F Fermi-sebességeket is bejelöltük, ez összeesik azzal a ponttal, ahol a folyamat adiabatikussá alakul és az atom nem vesz át energiát.

A 2.5. ábra szemlélteti az I-függvény futását. Az alacsony elektronkoncentrációjú részben a lineáris rész felel meg annak a tartománynak, ahol az ion sokkalta gyorsabban mozog, mint az 300


2.6. ábra. Töltéssűrűség mint az atomi sugár függvénye 29Cu atomra. Thomas-Fermi atom esetén - amelynek nincs héjszerkezete, emiatt analitikusan kezelhető -, ill. Hartree-Fock atomra, amely viszont pontosabb numerikus élertékeket szolgáltat. elektronok átlagos sebessége. A lehajlás ott kezdődik, ahol az ionsebesség a szabad elektrongáz vF Fermi-sebességével egyezik meg:  h v F    3 2   m





1/ 3

.

2.2.1.26

Pl. a 100 keV/amu ion sebessége 6x10 10 m/s (az ábrán a folytonos vonal), a 1030/m3 elektronsűrűséghez vF = 3,5x1010 m/s tartozik - itt konyul le a görbe. Nagy elektronsűrűségeknél az elektronfelhő adiabatikusan reagál a nagyobb sebessége miatt, ezért a kölcsönhatás gyengül. A kölcsönhatás erősségének maximuma minden elektronsűrűségnél más és más és egybeesik az ahhoz tartozó v F-fel. A fékeződési elmélet lokális sűrűség közelítése. Foglalkozzunk először a legkönnyebb ionnal. Ezen közelítésben úgy számoljuk ki a proton energiaveszteségét, hogy feltételezzük, minden térfogatelem önálló elektronplazma és a fékeződési erő ezeknek az eloszlásával súlyozott átlaga, azaz 2.2.1.23 alapján 301






S e   I v,  Z1*  v dV , 2

2.2.27

ahol a * azt jelenti, hogy a proton nincs feltétlenül teljesen megfosztva az elektronjától. A számítások közelítőleg leírják a He esetét is. A 2.6-7 ábrák a réz példáján mutatja be az atom sugarát különböző közelítésekben, másrészt a 2.2.24-25 egyenletek integranduszait grafikusan (szaggatott vonal). Az ábrán az ion sebesssége mintegy hússzorosa a Bohr sebsségnek, ezért sokkal gyorsabban mozog, mint az elektronok, tehát a kölcsönhatás viszonylag független az elektronok sebességétől (a 2.5. ábra menedékes részére esik). Elektronikus fékeződési erő nehéz ionok esetében. A leírást három sebesség-tartományra adjuk meg: a) kis sebességű ionok, azaz v1 < vF, ahol kiderül, hogy az energiaveszteség arányos a az ionok sebsségével, b) nagysebességű ionok, ahol v1 > 3vF, ahol a protonokra érvényes fékeződés skálázható a nehéz ionra, végül egy bonyolultabb elmélettel áthidalható a két tartomány, azaz ahol vF < v1 < 3vF.

2.7. ábra. A 29Cu atom fékeződési erő értékei az atomsugár függvényében (a 2.2.24-25 egyenletek integranduszai). A pontozott vonal a  töltés-sűrűség, a szaggatott vonal az I kölcsönhatási súly egy nagyenergiájú 104 keV/amu részecskére (a belső héj elektronjaira kis értéket vesz fel). A fékeződési erő integrandusza, I p a folytonos vonal (l. a 2.2.27 egyenletet). 302


Mivel szilárd testekben vF  vB (Bohr sebesség), a három tartomány közötti válaszvonalat a 25 keV/amu és a 200 keV/amu energiák jelentik. Kis energiák esetén az elektronok sokkalta gyorsabban mozognak, mint az ion, ezért az ütközések adiabatikusak és nem járnak energiaveszteséggel. Erre az esetre dolgozott ki Firsov [1958] egy kváziklasszikus modellt. Ebben a két ion torzítatlan elektronhéjai összemerülnek és a gerjesztési energia egyenletesen oszlik el az elektronok között. Az elektronikus fékeződés végülis az atom ionizációjára fordítódik. A sebességgel arányos fékeződés eléggé jól teljesül fémekre, de a fontos kovalens kristályokban (Si, Ge) jelentős az eltérés ettől. Szilíciumra és Z  19-ig a keskeny tiltott sávú anyagokra sikerült kísérleti formulát találni, amikoris az arányosság a következőképpen alakul:

S e  v 0,7 .

2.2.28

Nagysebességű ionoknál skálázással lehet továbblépni: S H v1 Z2 

S H v 2 Z2 

S ni  v 1 Z 2 



S ni  v 2 Z 2 

,

2.2.29

ahol az SH egységnyi iontöltésre vonatkozó protonfékeződés, a "ni" index "nehéz ion"-t jelöl. A kifejezés tovább egyszerűsíthető a  effektív relatív töltés bevezetésével:

 

S ni  S H Z*ni

2

 S H Z 2ni  ,

2.2.30

ahol Zni a nehéz ion atomszáma. A  becsülhető a Thomas-Fermi elméletből abban a tartományban, ahol a Thomas-Fermi atomok és a Hartree-Fock atomok közelítőleg azonos módon viselkednak, azaz 0,3    0,8 esetre. A skálafaktorok a Thomas-Fermi által definiált Z magtöltésre a következők: töltéssűrűség,   Z2, a teljes elektronrendszer kötési energiája, Ek  Z7/3, egy elektronra vonatkoztatott kötési energia, ek  Z4/3, elektron-sebesség, v  Z2/3.

303


Az eredeti Bohr-feltevés szerint, azaz minden olyan elektron távozik az atomról, amelyek klasszikus sebessége kisebb v-nél, a következő explicit formulához vezet (Northcliffe [1960]):  2  1  exp

v

1

/ v 0 Z12/ 3



.

2.2.31

Közepes energiák esetét Brandt és Kitagawa [1982] számításainak rövid elemzésével tárgyaljuk. Ekkor az ionizáció feltétele nem v 1-nek v0hoz való viszonyításából, hanem v 1 és a közeg elektronjainak sebességarányától függ, amely a kisebb v1-ek esetén jelent eltérést. A kisebb sebességekre, azaz 1  v1/v0  5-nél, v1  vF és a belső elektronok már nem tudnak gerjesztődni és a fékeződés a vezetési elektronokon következik be. A Brandt -Kitagawa model szerint



  q  C1  q  ln 1  2v F / a 0 v 0 

304

2

,

2.2.32


ahol q = 1 - N/Z1 részleges ionizáció (N a még kötött elektronok száma a Z1 atomon),  egy árnyékoló faktor, mely összekapcsolja az ion

2.8. ábra. Az ionok ionizációs hányada mint a v r "effektív" ionsebesség függvénye. Kísérlet és Northcliffe becslés (2.2.33. egyenlet). A v r bevezetése pontosítja a Thomas-Fermi ionvesztés kritériumot a BrandtKitigawa közelítéssel (az elektron leszakadásának küszöbét az ion és a szilárd test kollektív elektronjainak relatív sebességére vonatkoztatja.

töltésállapotát a sebességével, C egy az anyagtól alig függő állandó, 1 2 amelynek értéke - kísérleti adatok elemzésével - közelítőleg  v 0 / v F  . 2 Bevezetve az ionnak az elektronokhoz viszonyított v r relatív sebességének fogalmát   v v / v  1  v1 / ve  1 ( vr  v1  ve  e 1 e ), 6 v1 / ve 3

305

3


továbbá 2.2.31 figyelembe vételével, a Brandt és Kitigawa számítások nehéz ionok ionizációjára a következő közelítő formulához vezetnek (az illeszkedés minőségét a 2.8. ábra mutatja):   0,92 v r  q  1  exp   v 0 Z12/ 3 

Megszokott,

hogy

első

közelítésben

.

2.2.1.33 a

két

fékeződési

2.9. ábra. Az (dE/dx)n és (dE/dx)e futása, sematikusan. E' és E'' két karakterisz-tikus energia: E1 az (dE/dx)n maximuma, E2 az az energia, ahol - a fékeződés során - az (dE/dx)n veszi át a fő szerepet. E' és E'' értékeit - néhány fontos anyagpárra - a 2.2.1.1. Táblázat tartalmazza (Mayer és Lau [1990] nyomán)

mechanizmust függetlennek tekintsük. Bevezetve az S tot fékeződési erőt, ezzel S tot  S n  S e .

teljes 2.2.1.34

A fejezet végén összefoglaljuk és egy közös ábrán (2.9) világítjuk meg a kétféle fékeződés jellegét. Az egyes ionok fékeződésük során egyidejűleg végigfutják - valamilyen induló energiától kezdődően mindkét görbét. Minden pillanatnyi ionenergián egyszerrre van jelen

306


mindkét fékeződési mechanizmus. Szerepük azonban pillanatról pillanatra változik.

2.10. ábra. Az (dE/dx)n és (dE/dx)e futása arzén, foszfor és bór ionokra. (Mayer és Lau [1990] nyomán) A 2.9 ábrán feltüntettük azokat a karakterisztikus energiákat, E'' és E', amelyek az (dE/dx)e = (dE/dx)n-hez, ill. ahhoz az energiához tartoznak, ahol (dE/dx)n maximális.

307


A 2.2.1. Táblázatban adjuk meg ezen energia-értékeket néhány fontos anyagpárra. Ion \ Energia (keV)

E'

E''

E' E'' (GaAs) (GaAs)

(Si)

(Si)

B

3

17

7

13

P

17

140

29

140

As

73

800

103

800

Sb

180

2000

230

2000

Bi

530

6000

600

6000

Mivel jó közelítéssel igaz az, hogy ha az elektronos fékeződés rugalmatlan lévén - főleg pl. röntgen-emissziót és legfeljebb ponthibákat okoz, és a rugalmas folyamatokat okozó nukleáris fékeződés felelős az atomok tényleges kimozdításáért, a görbékből kvalitatív következtetés is levonható a rácshibák eloszlásának jellegére. Eszerint, ahol az ion energiája E > E'', ott döntően ponthibákat találunk, ahogy csökken E < E'' ( de E > E') érték alá, ott egyre nő a komplexebb rácshibák száma. A hibakoncentráció maximuma E = E'-nél található, azaz ott, ahol az ionnak még van némi energiája, hogy beljebb hatoljon. Emiatt a hibaeloszlás maximuma közelebb található a felülethez, mint az implantált atomok eloszlása. A magfékezés során zajló hibakeltés diszkrét energiaátadason alapul, jó közelítéssel tekinthető úgy, mint két-részecske ütközések sorozatából felépülő folyamat, amelynek során az ion, vagy a helyéről kilökött céltárgy atom ”biliárdgolyószerűen” (rugalmasan) ütközik az álló céltárgy atomokkal. Ezzel szemben, úgy tekintjük, hogy az elektronfékezés során (rugalmatlan ütközések) az ion ”folyamatosan” adja le energiáját a céltárgy elektronjainak. Az egy elektronra jutó energia nem csak arra elég, hogy kiemelje az elektront a mag potenciálgödréből (ionizáció), hanem jelentős mértékű mozgási energiát is biztosít az elektronnak. A nagyenergiájú elektronok rövid idő alatt, 10-16 s, elhagyják a gyors részecske pályájának közvetlen környezetét. Attól függően, hogy az elektronfékezés értéke meghaladja, vagy sem a küszöbértéket, képződik, vagy nem képződik maradandó roncsolódás, ún. nyom (track) a gyors részecske pályája körül. A (dE/dx) e értéktől 308


függ az is, hogy milyen lesz a nyom szerkezete, folyamatos, vagy szaggatott (Meftah [1993]). A nyom kialakulásának folyamatára két modellt dolgoztak ki: az elektron-termikus spike (Chadderton [1969]) modellt, és a Coulomb robbanás (Fleischer [1965]) modellt. Az elektron-termikus spike modell abból a feltevésből indul ki, hogy az ionizáció során keltett gyors elektronok energiája rácsrezgésekké alakul, ennek következtében, a nyomot keltő részecske pályájának néhány nm-es környezetében a hőmérséklet akar többszörösen is meghaladhatja a céltárgy olvadáspontját. A gyors hőmérsékletnövekedést, gyors lehülés követi, ami az "olvadt" állapot befagyásához, ún. kvencseléshez vezet. A coulomb robbanás modell azon a feltevésen alapul, hogy a gyors elektronok távozása nyomán, pozitív magokat tartalmazó henger marad vissza a nyomot keltő részecske pályája körül. A fellépő elektrosztatikus taszítás arra kényszeríti a magokat, hogy egyszerre (kollektív módon) kimozduljanak helyükről. A folyamat kollektív voltából következik, hogy az amorf szerkezet kialakulása akkor is bekövetkezhet, ha a magok között páronként felhalmozódó elektrosztatikus helyzeti energia nem éri el a hibakeltési küszöböt. Mindkét folyamat azt eredményezi, hogy a gyors részecske pályája körül egy amorfizálódott henger alakul ki.

1., 2. Példa 1. Számolja ki 1) milyen távol vannak az "aktív" kaszkádok különféle ionáramsűrűségek esetén, 2) milyen ionáramsűrűségeknél kell pl. a felület megolvadásával számolni. 2. Számítsa ki a direkt ütközéskor átadott energiát Si-ba becsapódó 100 keV-es bór, foszfor és arzén ionokra! Megoldás. A tömegközépponti rendszerben számítsuk ki az ionok sebességét. Pl. M1 = 11 és M2 = 28-ra v1 = 0,72v0 és v2 = 0,28v0. Ezzel számítható az ionok energiája a tömegközépponti rendszerben (52, ill.20 keV). Tmax ezután 81 keV, é.i.t.

309


2.2.2. A porlódás jelensége Az ionimplantáció csak speciális esete az ún. ionsugaras felületmódosításoknak, hiszen az ionbesugárzás jelentős egyéb morfológiai változásokat is okoz. Mint említettük, a porlódás az implantációnak mindig velejárója, hiszen a kaszkádban részvevő ionok impulzusa néhány ütközés után kiátlagolódik és jelentős azon atomoknak a száma, amelyeknél a felület normálisával azonos irányú impulzusösszetevő is kialakul. Ha ezen atomok a felülethez elegendően közel vannak és elegendő normális-irányú energiával is rendelkeznek, fellép a porlódás (sputtering) jelensége. A porlódási folyamat időskálája lényegében azonos azzal, amit a Bevezetésben az implantációról elmondottunk. Itt, Kelly [1984] nyomán, az egyedi folyamatok időbeli futása során változó porlódási mechanizmusokat foglaljuk össze. A prompt ütközéses folyamatok során (10-15 t  10-14 s) már hagyják el atomok a felületet, ezt követik a lassú ütközéses folyamatok (10-14 t  10-13 s), amelyekre az jellemző, hogy a porlasztott monomér atomok maximális energiaeloszlása csak E0-2-szerint csökken. A prompt termikus folyamatok 10-13 - 10-12  t  10-11 - 10-10 s között zajlanak. A hatásfokot ekkor az egyensúlyi gőznyomás, p határozza meg:

  p2mkT

 1/ 2

2 zdzdt ,

2.2.35

ahol m az elektron tömege, k a Boltzmann állandó, T az abszolút hőmérséklet. A lassú termikus folyamatok (pl. ionkristályokban a fémkomponens párolgása) is lezajlanak mintegy 10 -10 s-ig. Alkálihalidokban lép fel a folyamat végén az ún. elektronos porlasztás, amely a rácsközi halogénionok felszínre diffundálása révén alakul ki. Nemesgáz ionok és nagy dózisok esetén makroszkópos anyagleválások (hámlások, hólyagok) is előfordulnak (pl. a fúziós reaktorok fal-anyagain tapasztalhatók ilyenek). A prompt ütközések kimutatása igen nehéz, inkább szimulációkból adódik a létük, bár ferde beesés esetén azért kimutatható egy-egy gyors részecske, amely a mechanizmussal azonosítható.

310


A lassú ütközéses folyamatok leírása a leginkább kvantitatív Sigmund [1969, 1972] munkássága nyomán. Tételezzük fel, hogy az ion -függvényszerű energiaeloszlással érkezik, amely az ütközések nyomán kiszélesedik és a mozgó atomok egy belső fluxust eredményeznek. Ha az E 0 , dE 0  energiatartományba eső, v 0 cos  sebességű atomok koncentrációja H  E 1 , E 0  , ahol a vessző azt jelzi, hogy a kérdéses mennyiség az anyag belsejében van értelmezve, a fluxus = H  E 1 , E 0  v 0 cos  d'





 E 1 / E 0 2 dE 0 cos d  .

2.2.36

Itt ' a felület normálisától mért polárszög, amellyel a térszög 1 sin  d  . A 2.2.36. egyenlet a következő feltételezésekkel érvényes: 2 az ütközések száma nagy, az anyag amorf, valamint az E1>>E0' és a szögeloszlás izotróp.

Ha feltesszük, hogy 2.2.36. független a mélységtől, E 1 helyettesíthető egy átlagos energiával, E1n(x)dx-szel, ahol n(x)dx a

2.11. ábra. Ar+-nal bombázott Si és Ge porlódási együtthatói, Sigmund elméleti görbéi és kísérleti adatok, az ionenergia függvényében. A görbe jellege valamennyi anyagra hasonló.

311


nukleáris folyamatokban (x,x+dx) között a kristálynak átadott energia differenciális eloszlásfüggvénye, továbbá, hogy U a felületi kötési energia, valamint hogy a porlódási együttható, S kaszk. integrálással adódik: S kaszk .  1 / 



/ 2

 

H  E 1  n 0 , E 0 dE 0 cos  d 

2

U/cos   0

 4,22 E 1  n 0 / U

,

atom / ion

2.2.37 ahol  az iondózis, a dx-et pedig -val, az atomok távolságával helyettesítettük. Si-ra az U = 7,81 eV, Ni-re 4,46 eV, Cu-ra 3,52 eV, Pdra 3,91 eV, Ag-re 2,97 eV, Pt-ra 5,86 eV és Au-ra 3,80 eV.

2.12. ábra. A szilícium porlódási együtthatója különböző, 45 keV energiájú ionokra Andersen és Bay [1975] után

A 2.11. ábrán argonnal porlasztott szilícium és a germánium porlódási együtthatóinak mind a Sigmund szerinti elméleti görbéi, mind az illeszkedő kísérleti eredmények kompilációja látható a beeső ionenergia függvényében. További adatok találhatók a 2.12. ábrán, ahol 45 keV energiájú ionok porlasztási hatásfokát ábrázoltuk szilícium esetére (Andersen és Bay [1975]). Jellegben hasonló az ehhez 312


2.13. ábra. Porlódási együtthatók az ionenergia függvényében, TRIM számítások és kísérleti adatok össehasonlítása (Ed. Ziegler [1996] nyomán)

kapcsolódó 2.13. ábra, amely a 2.2.3. fejezetben ismertetendő TRIM program által számolt porlódási hatásfokot ábrázolja különböző ionokra és széles energiatartományra. A számolt hatásfok görbéket összehasonlítja az irodalmi adatokkal. A porlódási együttható nem csak a relatív tömegektől függ (az n en keresztül), hanem az érkező ionoknak a felület normálisával bezárt szögétől (a "ferde" kaszkád atomjai könnyebben érik el a felületet) , valamint a felület orientációjától is (az U más és más). Sematikusan a 2.14. ábra mutatja S szögfüggését. Mindezek alapján látható, hogy a leporlódó atomok száma - nem túl nagy energiákon - rendszeresen meghaladja a bennmaradó

313


(implantált) atomok számát. Az implantáláskor tehát a felület hátrál. Erre a következőkben visszatérünk.

2.14. ábra. A porlódási együttható, S, függése a beeső ionoknak a felület normálisával bezárt szögétől, sematikusan. A mintegy 80°-nál található maximumot, $ ,követően a kaszkád egyre inkább csonkolt, /2nél - értelemszerűen - S=0. (Auciello és Kelly [1984] szerkesztette könyv alapján)

A porlódás jelenségét tudatosan használják felületalakításra. Az S szögfüggése szabja meg ui. egy tetszőleges felületi alakzat átalakulását a pórlódás folyamán. A 2.15. ábrán pl. egy szinuszos felületi struktúra eróziójának modellezését mutatjuk be. Az ábrán látható, hogy egy-egy kiemelkedés rendkívül nehezen tűnik teljesen el. Korábban több technikai alkalmazása volt a porlasztásos felületalakításnak. Ma talán a legelterjedtebb és nélkülözhetetlen alkalmazás a transzmissziós elektronmikroszkópos (TEM) minták végső vékonyítása jól kollimált, keV energiájú Ar+ ionokkal. Ennek révén válik a minta "átlátszóvá" az elektronok számára.

314


2.15. ábra. Egy szinuszos felületi struktúra eróziójának modellezése. Látható, hogy a csúcs sokkal gyorsabban kopik, mint ahogyan egy völgy mélyül (Auciello és Kelly [1984] szerkesztette könyv alapján)

A porlódás jelenségének másik aspektusa az ún. ütközéses implantáció ("recoil implantation"), amikoris idegen, tehát megkülönböztethető atomok lökődnek beljebb. Ennek leírása implicite benne van a porlódás formuláiban. Az energia-transzfer formuláiból (2.2.12) egy egyszerű kép is következik. Az ütközéses implantáció főleg akkor észlelhető és a szerepe különösen akkor jelentős, amikor nehéz ionokat (pl. As+) lőnek és - a szilíciumszelet felületének az implanter vákuumában való elszennyeződését megakadályozandó - egy vékony védő-oxidon ("screen oxide") át. Legyen (vékony, azaz -függvény alakú réteget feltételezve x = x'nél) d1 = d1(E1,T) az ion és a meglökésnek kitett réteg atomjainak differenciális hatáskeresztmetszete. Ekkor, merőleges beesésre, valamint ha a réteg atomi koncentrációja Nütk, a következő integrális eloszlást kapjuk az anyagban (előre-porlódás jellegű görbe, Dzioba és Kelly [1978]):

315


S ütk  N 2ütk/ 3  d 1  E 1 , Tr 2 F 2  x  x ,  

atom / ion , 2.2.38

ahol  a visszalökött atom és az ion beesési iránya közötti szög. A gyakorlatban a behatolás nem nagymértékű, de a felület közelében jelentős a forrás-réteg koncentrációja, amely azonban gyorsan (tipikusan nehány tíz nm-en) lecsökken. A jelenség speciális (csak az ionok kinetikája által vezérelt) esete az ún. ionos keverésnek ("mixing", 2.2.5. fejezet, l. ott). 2.2.3. Az atomok és defektek eloszlása A fékeződés statisztikus jellege miatt mind a kialakuló adalékeloszlás, mind a hibák eloszlása is az. Kezdetben az energiaveszteség-függvények integráljait próbálták különféle egyszerűsítések mellett - megadni. Ezek a próbálkozások - a különféle tömegarányokra és energiákra - különféle közelítő formulákhoz vezettek. Mára két irányban halad az implantált atomok mélységi eloszlásának kvantitatív leírása. Az egyik, amely a gyakorlat számára ad kezelhető formulát, a kísérleti eloszlást egy több momentumot (általában négyet) tartalmazó integrállal közelíti. A legelterjedtebb az ún. Pearson-IV eloszlás, ahol a "IV"-es a négy momentumra utal. MeV és afeletti energiáknál fellépő aszimmetrikus eloszlásokat a Pearson-VI írja le jobban. A másik út, amelyre több gépi programot alkottak, már a valóságos (LSS) folyamatokat modellezi. A megoldás itt is két úton haladt: a Boltzmann-egyenlet megoldásával dolgozott az egyik, Monte-Carlo módszerrel a másik. Ez utóbbiak terjedtek el, különösképpen sikeres a PC-kompatibilis TRIM ("Transport of Ion in Matter") program (Biersack és Haggmark [1980])2. A számítás azzal az egyszerűsítéssel él, hogy az egyedi kaszkádokat addig követi, számolja, míg az egyes ágakban (szubkaszkád) az ionenergia nem csökken egy előre megadott érték alá, ill. az atom ki nem lép az anyagból. Ezáltal jelentősen meggyorsult a futtatás. A programhoz csatlakozó fékeződési erőre vonatkozó adatbank nemcsak az összes iont tartalmazza, de az anyagok rendkívül széles körét is (könyvben Ziegler et al. [1984], ill. a programba beépítve). Az "egyszerű" TRIM az anyagot amorfnak tekinti és 2

Az egyik szerzõt (Gy.J.) felhatalmazták az egyébként szabad forgalmazású program tulajdonosai, hogy azt az érdeklõdõknek rendelkezésre bocsássa. Jelenleg a TRIM-91 van a birtokában. 316


az egyes becsapódó ionok mindig érintetlen anyagba esnek. A kialakuló hibák és a megállapodó ionok eloszlását külön gyűjti. A kaszkádok nyomonkövetése lehetővé teszi - az implantált atomok eloszlásának meghatározása mellett - a vakanciák eloszlásának, valamint a porlódott, ill. átmenő ionok számának meghatározását is. A program dinamikus változata (dyn-TRIM) már képes figyelembe venni a besugárzás során keletkező roncsolódást, de a kémiai hatásokat még ez sem veszi figyelembe. Ebből következik, hogy az adalékeloszlást és a defekteloszlást jól írja le, de pl. az implant atomok rácshelyzetéről nem ad információt. Már az 1960-as években kezdték kidolgozni az anyag kristályos voltát és a beeső ion kémiáját is figyelembe vevő MARLOWE proramot (legújabb alakjában: Robinson [1983]). Elterjedségi körét - az ára mellett - az jelölte ki, hogy nagygépet, ill. munkaállomást igényel. Több, termodinamikai jellegű számítás is született az utolsó elektronvoltnyi energiák elvesztésekor fellépő "kémia" leírására az ún. Miedema paraméterekkel (szilíciumra: Ódor és Gyulai [1988]). Az óriás komputerek mellett dolgozók a molekuláris dinamikai számításokat részesítik előnyben, amelyek már sok millió atomból alkotott rácson számolnak egzakt premisszák alapján (pl. de la Rubia et al. [1989]). 2.2.3.1. Az implantált atomok mélységi eloszlása Eredményesek voltak korábban - és a szimulációs programok kidolgozásához fontos tapasztalatot jelentettek - azok a számítások, amelyek az eloszlás analitikus leírásával próbálkoztak (Biersack és Ziegler [1982]). Ennél az ion mozgását egy egységgömb felületén kóborló Brownmozgásként fogták fel. Igy, a diffúziós egyenlet alapján, azaz   w  w   1  cos 2   ,    cos    cos  

2.2.39

ahol  ekvivalens a "normális" diffúzió Dt mennyiségével,  az iránykoszinuszt adó szög az egységgömbön. Felhasználva a kétdimenziós Einstein-összefüggést,  = Ľ 2 -t , ahol 2 a  növekményhez tartozó átlagos négyzetes távolság a gömbön.. Ha ezen úton n darab ütközés következik be, akkor 2.2.15-tel, n

i2 M 4  i    2 M1 1 1 1  M 1 / M 2  n

n

317

T

i

1

E



M 2 E n M1 E

.

2.2.40


Itt En egyetlen ütközésben a nukleáris kölcsönhatások során leadott energia, valamint a kis szögeltérések közelítését használtuk a  helyettesítéssel. Látszik, hogy a szögszórás a nukleáris energiaveszteséggel függ össze, azaz En révén a fékeződési erők beépíthetők. Mindezzel az integrál: M  E 0 , E    2 4M 1

E

S n dE . E E 0 tot

S

2.2.41

Az Rp és az s út felhasználásával 2.2.41 számítható. Ezekkel a behatolás alapdefiníciói, s   ds 

E0

dE

 S  E 0 tot

,

2.2.42

R p    cos   ds   exp 2 E1 , E

2.2.43

E0

0

dE , S tot  E

ahol s a teljes pálya úthossza és Rp annak a felületre (belülről) merőleges vetülete és a teljes fékeződési erő, Stot (2.2.34), jó közelítéssel számítható. Ezen elvi részt követően az eloszlások numerikus közelítéseit foglaljuk össze. A legtöbb program ezeket használja a kisebb időigény (költség) miatt. A lefékeződő ionok eloszlása, első közelítésben, a felületnél kissé csonkolt Gauss-eloszlás. Sok feladat megoldásában ez elegendő pontosságot ad. Ekkor az eloszlást három paraméterrel, a dózissal (), az effektív behatolási mélységgel (Rp) és a standard deviációval vagy szórással (p) lehet leírni. A Gauss-eloszlás(l. 1.4.1. pont) tehát



 xR  p f  x   exp  2  2 p 2   p 



2

   

.

2.2.44

A csúcskoncentráció mint a dózis függvénye ebből n max 

 0,4  . p 2   p

2.2.45

Főleg nagyobb energiáknál, ahol a behatolás kezdeti szakaszán az elektronos fékeződés jelentős, a profil aszimmetrikussá válik. Ilyen esetben szokták azt két fél-Gauss eloszlással, három momentummal leírni:

318


2 C x   p1   p 2



C x 



2  p1   p 2

 

 x  R M 2   exp  , 2 2  2   p1  x  R M 2   exp  , 2 2  2   p2

ha x  R M

. ha 0  x  R M

2.2.46 Az RM közepes behatolást és a standard deviációkat (szórásokat) pl. táblázatokból lehet meghatározni (l. alább, beleértve a 2.2.49, a  ferdeséget leíró egyenletet is) a következő formulák segítségével:



R p  R M  0,8  p 2   p1



 p  0,64  p 2   p1



   2

p1



  2p1 p 2   2p 2



,



2.2.47 ,

   p3  p 2   p1 0,218 2p1  0,326 p1 p 2  0,218 2p 2

2.2.48



. 2.2.49

(Negatív  esetén a p1 és p2 felcserélendő.) Többrétegű tárgy esetén az egyes rétegeket a rájuk érvényes fékeződéssel számolják, és az egyes rétegeket függetlennek tekintik, amelyekbe az előző rétegeken már áthaladt és némileg lecsökkent energiájú ionok csapódnak be. A gyakorlatban ma már ritkán kerül sor arra, hogy ne álljon rendelkezésre számítógép az eloszlások számítására. Emiatt a komplikáltabb, de egyúttal jobb numerikus közelítések alkalmazása terjedt el. Különösképpen igaz ez a félvezető technológiai szimulációs programokra (pl. SUPREM, PRALL, ICECREM vagy az 1970-es években itthon a Jávor A. által kifejlesztett LOBSTER, stb.), amelyekben az ionimplantációt követő adalékeloszlást a már említett Pearson-IV eloszlással írják le. Ekkor az implantált atomok eloszlását

C x   f  x

,

2.2.50

alakban veszik figyelembe, ahol az egységre normált f(x) eloszlásfüggvény és a  dózisra áll, hogy 

   C xdx .

2.2.51

0

Ebből az effektív behatolási mélység, Rp ("projected range": a véletlenszerű ionpálya normális irányú komponense), 319

Részlet Giber János, Vargáné Josepovits Katalin, Gyulai József, Biró László Péter: Diffúzió és implantáció szilárdtestekben (Egyetemi tankönyv, Műegyetemi Kiadó, 1997) könyvből 

R p   x  f  xdx ,

2.2.52

0

a négyzetes eltérés (standard deviáció) p, 



   x  Rp 2 p

  f  xdx 2

,

2.2.53

0

a ferdeség, , 



  x  R p  f  xdx 3

0

,

 3p

2.2.54

a kurtózis, , 



 x  R p 

4

0

.

 4p

2.2.55

Ezeknek a momentumoknak a használata, amelyekkel tehát numerikusan jól lehet közelíteni a "fizikai" eloszlásokat, azért szükséges, mert különféle, járulékos fizikai folyamatok megváltoztatják az egyszerű statisztikai eloszlást. Ilyen hatás pl. a 2.2.4. fejezetben tárgyalandó csatornázódás vagy a 2.2.3.5. fejezetben a sugárzás által gerjesztett diffúzió, amelyek az eloszlás farok-részén okozzák az ionok mélyebbre hatolását. Az eloszlást ekkor egy differenciálegyenlet definiálja: df  y  y  a  f y ,    dy b 0  ay  b 2 y 2

2.2.56

ahol

y  x  Rp, 2

b0 



 p 4  3 2 A

a

,

 p   3 A

,

b1  a

2  3 2  6 b2  ; A

,

2.2.57

A 10  12  18 .

2.2.58-60

Ha  nem áll táblázatosan rendelkezésre, közelíthető  = 2,8 + 2,42 formulával. A d diszkrimináns segítségével dönthető el, melyik Pearsoneloszlást kell használnunk: 320


d  a 2  4b 0 b 2 .

2.2.61

Ha d < 0, a Pearson-IV a jó közelítés, ha d = 0, a Pearson V, ha d > 0, a Pearson VI alkalmazandó. Végül megadjuk a Pearson-IV eloszlásnak a "szokásos" implantációs profilokra érvényes alakját: f  y   K b0  b1 y  b2 y 2

1 2 b2

 b / b  2b  2b y  b 1 2 1  exp  1 2  A tan 2 2   4b0 b2  b1  4b0 b2  b1 

   

.

2.2.63 Ez a megoldás mindenütt stabil és egyetlen maximuma van x = Rp + a -nál és simán tart 0-hoz mindkét irányban. A 2.16. ábrán idézzük fel - történetileg az első pontos - SIMS (Secondary Ion Mass Spectrometry) profilmérést amorf szilíciumba különféle energiákon implantált bór esetében (Hofker et al. [1975]), amelyen kitűnően be lehet mutatni a Pearson-IV eloszlás pontosságát és leolvashatók annak karakterisztikus jellemzői.

2.16. ábra. Amorf szilíciumba különféle energiákkal implantált bór kísérletileg (SIMS) mért eloszlása és annak összehasonlítása a Gauss-, valamint a Pearson-IV eloszlással (Hofker et al. [1975]

321


2.2.3.2. Az implantált atomok laterális eloszlása A realisztikus eloszlásokat többnyire pl. a félvezető eszközök előállításakor, helyi maszkoló (tehát az ionok számára átlátszatlan) rétegek alkalmazásával valósítják meg. A kialakuló profilok leírására tehát kétdimenziós eloszlásokat kell tekintetbe venni. Ezek az ún. laterális szórás hatását mutatják. A legelterjedtebb közelítés értelmében, egyetlen ponton behatoló ionra, az eloszlást a vertikális (x-irányú) és laterális (y-irányú) eloszlás szorzataként írjuk fel ( a vertikális irányú standard deviáció): n x, y 

C x 2 



 exp  y 2 / 2 



.

2.2.63

Ha a maszk falai függőlegesek és a nyílás y = -a-tól y = +a-ig terjed, a d(x,y) kétdimenziós eloszlás integrálással nyerhető (2.17. ábra): a

d x, y   n x, y  ydy  a

 ya   y  a  n  x  erfc  erfc      2   2    2   

.

2.2.64

Ferde, áttetsző ("opaque") maszkok esetén olyan közelítés is megszokott, ahol az áttetsző mmaszk(y) görbét egy ekvivalens szilíciumréteggel mSi(y)-nal vesszük figyelembe. Ekkor 

d x, y   n x  m Si  y, y  ydy .

2.2.65



Két ilyen módon számított kétdimenziós profilt mutatunk be a 2.1819. ábrán. Az a) ábra egy áttetsző (ferde) maszk esetén mutatja az arzén eloszlását (50 keV, 1015 cm-2 dózis), míg a b) ábra a maszk direkt árnyékának hatását mutatja ugyanolyan implantációra. Az ábrán látható 7° ferdeségre a 2.2.4. fejezetben térünk vissza. A numerikus közelítések modelljeinek ismeretében visszatérhetnénk itt a fizikai modellekhez. A TRIM programot fogjuk részletesebben ismertetni. Mivel azonban ez a program nem csak a behatolást és az implant atomok eloszlását számolja, hanem a rácshibákat is, az ismertetést a következő, 2.2.3.4. primér defektekről szóló fejezet végére halasztjuk.

322


2.17. ábra. Ekvikoncentrációs profilok egy 70 keV-es bór implant esetén, ha egy 1 m-es nyíláson át lövik (Furukawa et al. [1972])

2.18. ábra. 2Dekvikoncentrációs vonalak ferde, áttetsző maszkoló réteg esetén 50 keV, 1015 cm-2 arzén implantációra (Giles [1986] nyomán)

2.19. ábra. 2D-ekvikoncentrációs vonalak árnyékképző maszk esetén, ugyancsak 50 keV, 1015 cm-2 arzén implantációra (Giles [1986] nyomán)

323


2.2.3.3. Nagy dózisok hatása (a felület hátrálása, buborékkékpződés) A porlódás hatására a felület folyamatosan hátrál. Ezt - általánosan - egy, a porlódásos erózió (felület-hátrálási) sebességét, ve-t tartalmazó,  = x - vet koordinátatranszformációval, majd az eloszlás választott közelítésének integrálásával lehet leírni: t

C e  x, t    C x  v h t dt  .

2.2.66

0

Gauss-eloszlás esetén, néhány egyszerűsítő feltevés mellett 3 egyszerű formulához juthatunk: C x 

x  R p   S / N x  Rp  N  erf   erf 2S  2 p 2 p 

,

2.2.67

ahol N az atomkoncentráció (Si-ra 51022 cm-3). A telítődési profil ( ) alakja: C x 

x  Rp N , erfc 2S 2 p

2.2.68

a felületnél mérhető maximális Cmax koncentráció értéke C max 

R p N N erfc  , ha 2S 2 p 2S

3

R p  3 p .

2.2.69

1) S konstans, 2) nincs ütközéses implantáció, 3) az implantáció hatására létrejövõ térfogatnövekedés elhanyagolható 324


A porlódás hatása nagydózisú implantáció esetén jelentős: első közelítésben a leporlódó réteg d vastagsága, d = S/N. A 2.20. ábrán két

2.20. ábra. Bizmut implant GaAs-be és antimon Si-ba. A porlódás miatt a felület hátrál és nagy dózisok esetén a nominális és a valódi (megmaradó) dózis jelentősen eltér (Ryssel [1982] nyomán, Ryssel és Glawischnig [1982]) példát mutatunk be a felület hátrálása miatt a nominálistól eltérő lecsökkent ún. "megmaradó" ("dose retention") dózisról. Az eltérés egy nagyságrendet is elérhet. Leírtuk, hogy nagyon nagy dózisok esetén a koncentrációra milyen határok érvényesek. A kialakuló állapot jellege azonban alapvetően attól függ, hogy a belőtt ion kémiai-termodinamikai tulajdonságai milyenek az alapanyaghoz viszonyítva. Ha létezik az anyagok részvételével kémiai fázis, az nagy eséllyel ki is alakul (2.2.6. Ionos szintézis). Ha nem következik be vegyületképződés, pl. 325


nemesgázok implantálásakor, a felület alatt felgyülemlő implantált anyag először kiválásokat, ez esetben buborékokat hoz létre ("blistering"). Ezekben a buborékokban a gáz nagyon nagy nyomás alatt van, olyannyira, hogy pl. a xenon "szilárd" halmazállapotba kerül, amint azt a diffrakciós képek igazolják. A dózis további növelésével, amikor a buborékok fala már nem képes a nyomásnak ellenállni, a buborékok összeszakadnak, a buborékréteg feletti rész elválik a minta tömbi részétől. Ez különösen fontos a termonukleáris reaktorok fejlesztése érdekében végzett anyagkutatások kapcsán, és megfelelő hőkezeléssel kombinálva a 2.2.6 fejezetben tárgyalt smart cut eljárás alapát adja. A reaktorok ún. első fala ui. igen intenzív  sugárzásnak van kitéve, emiatt korróziós jelenségek lépnek fel. A valódi folyamatok jól modellezhetők MeV-es energiájú hélium implantációval. Az implantációs paraméterek megfelelő megválasztásával az is elérhető, hogy az implantáció során fellépő mechanikai feszültségek olyan instabilitásokhoz vezessen, amelyeknél a szétváló köztes felületeken az instabilitások rendezett, periodikus (hullámos) struktúrát alakítanak ki (Pászti et al. [1983]). A buborékosodásnak egy rendkívül szellemes és - feltehetőleg fontos technikai alkalmazását nemrégiben fedezték fel. Erre ismét csak a 2.2.6. Ionos szintézis fejezetben térünk vissza. 2.2.3.4. A primér rácshibák eloszlása A 2.2.1. fejezetben elmondottak - beleértve az ott említett kvalitatív képet is - szinte minden információt tartalmaznak arról, hogy kiszámítható legyen az implantáció utáni primér defektek mélységi eloszlása. Néhány fogalom és tény azonban szükséges a kép teljességéhez. A Tr energiaátadás alapján lehet az "al-kaszkádok" generációinak kezdeti feltételeit számolni. Az ion egyetlen frontális ütközés esetén az energiájának nagy részét át tudja adni az atomnak. Az ilyen frontális ütközés ritka, és még pl.  = 135°-os ütközéseknél is Tr = 0,395E0. Az eddigiekben nem beszéltünk arról, hogy ha a kimozdított atom csak csekély energiát nyer, jelentõs annak a valószínûsége, hogy az ion távoztával az atom visszaesik az eredeti helyére a kristályrácsban. Ahhoz, hogy ez a rekombinációs esemény direkt módon ne valósulhasson meg, az

326


atomnak jelentõsen el is kell távolodnia az eredeti helyérõl. Azt az energiát, amelynek közlése után ez bekövetkezik, kimozdítási küszöbenergiának, ED, nevezzük, a folyamatot pedig kimozdításnak, (ezek számát a reakcióegyenletekben D-vel jelöljük). Ez a küszöb anyagról anyagra változik, függ pl. a kötés típusától, a különféle defektek keltéséhez szükséges szabad energiától és nagysága mintegy egy nagyságrenddel haladja meg a kötési energiát. Szilíciumban a 15 eV érték illeszkedik legjobban a kísérleti eredményekhez. Egy további mátrix atom kimozdításához az atomnak nyilván minimálisan 2ED energiával kell rendelkeznie. A defekteleoszlást ugyan már nem módosítja észrevehetõen, de hogy a primér rácshiba végülis milyen típusú defektként marad fenn, az a céltárgyba belõtt "+1" ion4 (primér kaszkád) utolsó eV-nyi energiájának átadásakor, már "kémiai" hatásokra is érzékenyen, termodinamikai alapon dõl el. A mellékkaszkádokban (másodlagos és magasabbrendû kaszkádok) leálló atomokra hasonló áll. Lényegileg ugyanezt a jelenségcsoportot, csak más geometriai, fizikai körülmények között tanulmányozzák az ún. "forró", azaz energikus atomok kémiájának kutatásánál is. Ha En-nel jelöljük egyetlen ion által az atomoknak nukleáris kölcsönhatások révén leadott energiát (a 2.2.40 egyenletben szereplõ En ennek egyetlen eleme - az ilyen típusú energialeadásokból összegzéssel áll elõ En), akkor nyerjük a Kinchin-Pease [1955] formulát a kimozdított atomok ND összmennyisége számára: ND 

En . 2E D

2.2.70

A viszonylag nagy tömegû ionokra és kisebb ionenergiákra, azaz ahol a nukleáris fékezõdés dominál, En  E0 helyettesítéssel már jó közelítõ értéket kaphatunk.

4

lásd a 2.4.3. fejezetben az ún. tranziens megnövekedett diffúzióról (Transient Enhanced Diffusion, TED) mondandókat. 327


A 2.21. ábrán némileg idealizáltan mutatjuk be 10 keV-es Al+ ionok hatására cirkóniumban a rugalmas, ill. a rugalmatlan folyamatokban kialakuló defektek eloszlását az ioneloszlással összehasonlítva.

2.21. ábra. A rugalmas, valamint a rugalmatlan folyamatok által cirkonban létrehozott defektek differenciális mélységi eloszlása és annak összehasonlítása az ionokéval 10 keV-es Al+ ionokkal való besugárzás esetén (Auciello és Kelly [1984] nyomán). A valós helyzetet jobban közelíti a módosított KinchinPease formalizmus, amely tekintetbe veszi, hogy az az energia, amelyet az ion a gyorsítás során nyert, nem teljes egészében fordítódik rácsatomok kilökésére (Nastasi et al. [1996]).

328


A Brice által bevezetett fogalom, a mag-mag ütközések során leadott energia eloszlása, gyakorlatilag egybevág az elsõdleges hibák eloszlásával (Brice [1971], 2.22. ábra).

Sn (eV/Å)

Mélység (µm)

2.22. ábra. Mag-mag ütközések során leadott energia mélységi eloszlásának (hibakeltésnek) a profilja Si-ban, bór implantáció esetén (Brice [1971] nyomán) Most már vállalkozhatunk arra, hogy a TRIM program részletesebb ismertetésével egységben tárgyaljuk meg az ionok, vakanciák, az átjutott ionokés kilökött atomok eloszlásának számítási elveit, valamint az ütközéses implantációval létrejött eloszlást. Az egyes meglökött atomok különféle ütközésekben vesznek részt. Az egyik fajtáról, a kimozdító ütközésekrõl beszéltünk. A kimozdító ütközés végén az anyagban egy vakancia (összes számuk V) keletkezik. Ha a kilökés után a meglökött atomnak csak ED-nél kisebb energiaja marad, a kimozdított atom visszaesik a helyére. Ha mind a meglökõ, mind a meglökött atom azonos anyagi minõségû, az esemény kívülrõl egyszerû helycserének látszik. Ezt nevezzük helycserés ütközésnek.(összes számuk R) Ezek száma jelentõs: ilyen ütközések csökkentik le a végsõ vakancia koncentrációt - mintegy 30%-kal. A fellépõ defektreakciók alapegyenletei

329


A Kimozdítások (száma) = Vakanciák (száma) + helycserés reakcik (száma), azaz D = V + R.

2.2.71

A fenti hibákhoz csatlakozik még a rácsközi atomok (intersticiális, összes számuk I) keletkezése is: ha a meglökött atom nem válik helycserés atommá, csak rácsközi atomként állhat meg. Ezekre igaz, hogy a Vakanciák (száma) = Rácsközi atomok (száma) + a távozó atomok (száma), azaz V = I + Tra ,

2.2.72

ahol a távozó - porlasztott, ill. az anyagon átjutott (transmitted ) atomok összes számát Tra-rel jelöltük. A TRIM program ezeket a reakciókat mind figyelembe veszi, azaz, *

ha E2  ED, D keletkezik,

* ha mind E1  ED, mind E2  ED , V keletkezik és mindkét atom egy-egy kaszkád mozgó atomjává válik, * a folyamat során a Z2 atom E2 energiája tovább csökken (a csökkenést Eb-vel jelöljük); ha ezek után E2  ED, az atom nem tud tovább menni és az energiája fononokként disszipálódik., * ha E1  ED és E2  ED, valamint Z1 = Z2, egy R reakció jön létre, az E1 energia fononokként disszipálódik, az azonos atom helyben marad (elemi anyagokban keltett nagy kaszkádoknál gyakori) . * ha E1  ED és E2  ED és Z1  Z2, akkor Z1 álló rácsközi atomként, I, jelentkezik, * ha E1  ED és E2  ED, akkor is a Z1 atom I-ként jelentkezik és az E1 + E2 fononként disszipálódik. A program figyelemmel tudja kísérni, hogy a meglökött atomokra az ED érték más és más. A számítások során a TRIM - a behatolás mellett szórást, ferdeséget és kurtózist is számít, de ezek definíciója némileg eltér az elõzõekben megadottól. A behatolás és az oldalirányú (y-) és radiális (r-irányú) szóródások alakja: R p   xi / N   x  , R y   y i / N   y  és i



R r   y 2i  z i

330



2 1/ 2 i

i

/ N,

2.2.73


ahol az xi az i-edik ion effektív behatolása a felületre merõlegesen (x-irány),  x i az egyes ionbehatolások összege, a  x i / N = x egy ion átlagos i

i

behatolása. A variancia a második momentum. Ez, xi - Rp = xi jelöléssel, 2    x 2i / N   x i   =   x 2i  / N  R p i i

 

ahol

2

=  x2  -  x 2 ,

 x 2i az ionok átlagos behatolásának négyzetes eltérése az átlagos i

közepes behatolástól. A szórás, , a variancia négyzetgyöke: 2   [   x 2i  / N  R p ]1/2 =  (xi)2 1/2, ill. a radiális szórás  i 

 

2.2.74    r   y 2i  z 2i / N  R 2r   i 





1/ 2

    ri   1/ 2 . 2

A program a laterális szórást analóg módon definiálja (Ed. Ziegler [1996], p.187). Az ionimplantáció okozta rácshibáknak van még egy nagyon fontos és többé-kevésbé csak tudomásul veendõ5 - kellemetlen sajátsága: a hibáknak nem csak a koncentrációja változik a mélység függvényében, hanem ráadásul ez a függés az egyes hibafajtákra más és más. Tehát az egyes hibafajták relatív szerepe is függ a mélységi koordinátától. Erre elõször Mazzone [1986] számításai hívták fel a figyelmet, kísérletileg M. Servidori [1987] röntgen vizsgálatai mutatták ki, hogy az ionimpulzus irányítottsága miatt a felülettõl 0,8Rp mélységig vakanciatipusú, onnan mintegy 2Rp mélységig rácsközi atom-tipusú hibák dominálnak. Azaz az implantációt követõen a Frenkel-párokat alkotó vakaciák és rácsközi atomok térben szétválnak. Ez elõre vetíti azokat a várható gondokat, amelyek a hibamentes állapot visszaállítása útjába állanak (2.4.3. fejezet). Az ionimplantálás nem konzervatív jellegének tulajdoníthatóan (azaz az implantáció végén általában I  V) a rácsközi atomok eloszlása domináns faktor a ponthibák eloszlásában alacsony- és középenergiájú implantálás esetén (az ionok energiája kisebb mint néhányszor 100 keV). A vakanciákban dús tartomány kísérleti kimutatását Servidori a 5

A 2.4.3. fejezetben lesz szó az ún. Defektmérnökségrõl ("Defect engineering"), amely egyes esetekben kiutat biztosító eszközöket is javasol. 331


hõkezelés elõtt és után végzett nagyfelbontású többkristályos röntgendiffrakcióval végezte el. Ez a módszer, hõkezelés elõtt kismértékû rácstágulást mutatott ki a felület közelében. A hõkezelést követõen a rács összehúzódott. A rácsközi atom által okozott deformáció jóval nagyobb, mint a vakanciák által okozott és ellenkezõ elõjelû is. A kísérlet tehát azt mutatta ki, hogy a hõkezeléskor fellépõ rekombináció eltüntette a rácsközi atomok domináló hatását, és így az átlagos deformáció a megmaradó vakanciák hatására negatív lett. A hõkezelés alatt zajló rekombinációt csupán az implantált ionok által keltett rácsközi atom jellegû hibák élik túl. Ezek koncentrációja közelítõleg megegyezik a céltárgy saját ionjaival történõ implantálásakor keltett hibák koncentrációjával (Eaglesham et al. [1994]). Amorfizáló dózisnál kisebb dózisok esetén a hibaeloszlás maximuma közelítõleg megegyezik az implantált ionoknak megfelelõ vetített behatolási mélységgel, de annál mindig kisebb. Az implantált rétegeket - félvezetõk esetén szinte kizárólagosan hõkezelést követõen alkalmazzuk elsõsorban azért, hogy az állapot metastabilitásától megszabaduljunk vagy legalábbis lecsökkentsük azt. A hõkezelési stratégiákról a 2.4.3. fejezetben fogunk részletesen beszélni. Itt csak arra utalunk, hogy a primér hibák ismerete kritikus. A hõkezelések ui. arra szolgálnak, hogy defektreakciókat indítsanak el, ill. a hõmérséklet és idõ ciklusaik, T(t) alatt ezen reakciók folyjanak. Ez - egyrészt - azt jelenti, hogy azonos végállapot több úton is elérhetõ, ill. a különféle reakciók súlyának befolyásolása a T(t) változtatásával más, kedvezõbb végállapothoz vezethet. 2.2.3.5. Dinamikus hõkezelõdés A kristályhibák keletkezésérõl és azok rekombinációjához vezetõ energetikai feltételekrõl már szóltunk a Kinchin-Pease formula tárgyalása kapcsán. A primér folyamatok azonban ennél sokkalta bonyolultabbak. Soroljuk fel a legfontosabbakat, amelyek a defektek számának csökkenéséhez vezetnek: * az egyes atomok kinetikai energiája kisebb vagy lecsökken ED alá és fononfolyamatok okoznak rekombinációt, * ott keletkezik a kaszkád révén vakancia, ahol a közelben egy korábbi kaszkádból származó rácsközi atom is van (vagy fordítva) és - az energetikailag egyébként kedvezõ - rekombináció létrejön kettejük között; a 332


defekteknek az egymáshoz való közelkerüléséhez szükséges energia származhatik i) az implantáció T  0 hõmérsékletébõl, ii) az elõzõ kaszkádok lokális hõmérsékletébõl, iii) a rácshibának az új kaszkáddal való átlapolásából, továbbá iv) kémiai affinitási kérdések, ill. fázisok keletkezési tendenciái is szerephez juthatnak. * a kaszkádban keletkezõ erõs részecske-fluxus létrehozza az ún. sugárzás keltette diffúziót (RED, részletesebben lásd 2.2.5. fejezet). Ezek a folyamatok eredményezik az ún. dinamikus hõkezelõdést (dynamic annealing), amely a rácshibák keltésével ellenirányú folyamat. A primér defekt-állapot e két mérkõzõ folyamat révén alakul ki. Ha az implantáció feltételei megszabottak, azaz adott az M1/M2 tömegarány, ill. az ionenergia, a rácshibák keltési mechanizmusát a kinetika egyértelmûen megszabja. A dinamikus hõkezelõdés súlyát azonban már befolyásolhatjuk. A legegyszerûbb ezt a minta hõmérsékletével szabályozni (részletesebben majd a 2.4.3. fejezetben). A félvezetõ anyagok hõvezetési együtthatója, , jelentõsen eltér egymástól, de általában igaz, hogy növekvõ hõmérséklettel egy jó nagyságrendet esik. Ez a csökkenés - lassabban ugyan, de - magasabb hõmérsékleten tovább tart, míg végül minden félvezetõre és dielektrikumra   10-1 W/cmK-nél konstanssá válik (fémekre ez nem igaz). A minta emelt hõmérséklete tehát - azzal, hogy csökkenti az energia kiáramlását a térfogatból és ezzel megnyujtja a kaszkád aktív idejét - segíti a dinamikus hõkezelõdést. Az ionáramsûrûség növelése hasonlóan, de nem azonosan hat. Mindennek határeseteként az ionimpulzusokkal való implantáció (Pulsed Ion Beam) az impulzusüzemû lézerekkel való hõkezeléshez, ill. olvasztáshoz hasonlít. Nem termikus folyamatok (pl. foton-, elektron- vagy ionbesugárzás) is alkalmasak minderre. Ezeket szintén a 2.4.3. fejezetben, a Defektmérnökség részletezésekor fogjuk ismertetni. Megjegyezzük, hogy a szilícium hõvezetõképessége - lévén egy viszonylag kisméretû atomokból álló kovalens kristály - a gyémántétól ugyan elmarad, de még mindig nagyon jó: megközelíti a réz hõvezetõképességét. A továbbiakban egy egyszerû termikus modellt ismertetünk (Gyulai et al. [1995]). Definiáljunk egy félgömböt úgy, hogy az a teljes kaszkádfolyamatot magába foglalja és képzeletben osszuk fel azt félgömbhélyakra (2.23. ábra). Ekkor, a hõvezetést kvázistatikusnak tekintve Ti 2 R 2 t Ti   Ti  TiR 2 R  R t  Ti  Ti R 2

, 2.2.75

ahol Ti , Ti, és Ti rendre a hőmérséklet, annak első és második differenciálhányadosa az i-edik héjnál, t a megfelelő infinitezimális időintervallum, a többi jelölés az ábra alapján érthető. Ha a hővezetési 333


együtthatót T   0 T n reciprok hatványfüggvénnyel közelítjük, a következő differenciálegyenlet adódik: T  

T 2 2T  n . T R

2.2.76

Ion

(R,,)

2.23. ábra. A hõdisszipáció modellje implantációra. A félgömb magába foglalja a teljes kaszkádot és a modell a gömbhéjon át távozó hõenergiát becsüli (Gyulai et al. [1995]) Az olvadáspontnál, T = Tm, a következõ megoldás adódik: T

T0 , R 0 Tm  T0  1 R Tm

2.2.77a

ahol R a sugár az olvadt zónán kívül. Ha a hõegyensúlyt a megszilárdulásnál vizsgáljuk az olvadásnál, a következõ megoldás adódik:

Tm  Tcrit 

Tm R 0  v osz   H , Tcrit  m

2.2.77b

itt Tcrit egy kritikus hõmérséklet, nevezetesen az, amely elválasztja az ionok hatására fellépõ kristályosodást az amorfizálástól (l. 2.4.4. ionsugaras kristályosítás/amorfizáció, Ion Beam Induced Epitaxial Crystallization/Amorphization, IBIEC/IBIA), v osz az olvadék/szilárd front sebessége,  az anyag sûrûsége, H az olvadáshõ, m = (Tm). A lézeres olvasztásnál állapították meg, hogy a visszaszilárdulás utáni állapotnál a kristályos/amorf állapot határát szilicíumban a vosz  20 m/s sebesség jelöli ki. Ez, durván, azt jelenti, hogy szilíciumban egyetlen atomsor kristályos növekedéséhez mintegy 20 ps szükséges. Ha ez nem áll rendelkezésre, azaz a befagyasztás ennél gyorsabb, az anyag amorf 334


állapotban dermed meg. Ezt a sebességértéket érvényesnek tartjuk a mikrofolyamatok esetére is, tehát ettõl (is) függ az, hogy az implantációt követõen a kaszkád térfogatában mekkora amorf mag alakul ki. (Egy igen kicsiny térfogat mindig amorf eszerint a modell szerint, mivel az R0 csökkenésével vosz elõbb-utóbb átlépi a kritikus határt.) A visszaszilárdulás sebessége a hõmérséklet beállításával befolyásolható akár a minta egészében, akár csak a kaszkád tágabb környezetében (Kísérletileg, TLN implantációnál Holland et al. [1983] 3-5 nm átmérõjû amorf tartományokat kapott). 2.2.3.6. Az amorfizáció Akkor tapasztalunk az implantációt követõen amorfizációt - egyszerû definicióval -, amikor valamennyi kristályatom kimozdulva marad. Az irodalomban ezzel párhuzamosan szerepeltetnek egy kritikus dózis-értéket, amelyet amorfizáló dózisnak (kritikus dózis) (amorphous dose, a) neveznek. Ez az ion/anyag párokra és ionenergiákra specifikus érték valójában csak bizonyos határok között értelmezhetõ, hiszen az kritikusan függ a dinamikus hõkezelõdéstõl, azaz a mért értéket még pl. az ionáramsûrûség, de esetlegesen az egyes implanterek minta-hûtési megoldásai is befolyásolják. Mindezek alapján talán meglepõ, hogy a mindmáig a legelfogadottabb mérések és az ezekre alapozott modellt, Morehead és Crowder [1971], viszonylag korai eredetû . A Morehead és Crowder által adott értékeket (2.24. ábra) használják a mai szimulációs programokban is .

335


2.24. ábra. A kritikus dózis mint a Ti implantációs hõmérséklet függvénye 200 keV-es B+ és 40 keV-es P+, As+, Sb+ és Bi+ ionokra szilíciumban. a vonalak a modell alapján számított értékek (Morehead és Crowder [1971] nyomán)

A modelljük értelmében a Kinchin-Pease formula alapján becsülhetõ meg a a. Pl. a 40 keV-es P+ ionokra Sn = 500 eV/nm. A  dózis (cm-2) hatására ui. ND defekt keletkezik cm-3-ként. Figyelembe véve a Si atomi sûrûségét (5x1022 cm-3), a 40 keV-es foszforionok a értékére 3x1014 cm-2 adódik. Az amorf állapot - amint arról a hõkezelési stratégia kapcsán a 2.4.3. fejezetben részletesen beszélünk - igen hasznos lehet a defektek kiküszöbölése során. Az amorf réteg hõkezelése ui. a szilárd fázisú epitaxia speciális esete, amikoris planáris növekedés lép fel és elmaradnak olyan gondok, amelyek a súlyosan károsodott rétegek esetében - metallurgiai képpel: a nem tökéletes Oswald-érés miatt - a hibák, hibafürtök (klaszterek) stabilizációját eredményezik. Külön ki kell emelnünk azokat az újabb eredményeket, amelyek a különféle eljárásokkal létrejövõ amorf állapotok különbözõségére utalnak. Az implantációval elõállított amorfitás eltér attól, amit pl. a hideg felületre vákuumpárologtatással leválasztott réteg mutat, vagy attól, amelyet az említett módon, excimer lézeres olvasztással (a kis olvadékmélység, tehát a gyors visszaszilárdulás érdekében) hoznak létre. Jelenleg vitatott, hogy sérül-e az sp3-hibridizáció az implantált amorfitás esetében. Ma az az elfogadott nézet, hogy a rövidtávú rend fennmarad. Vannak azonban 336


olyan elektronspektroszkópiai ("Ultraviolet Photoelectron Spectroscopy" UPS) eredmények, amelyek - legalábbis a felület közelében - kérdésessé teszik az sp3-hibridizációt (Petõ et al. [1995]). Az implantálást ultranagy (UHV) vákuumban végezték, hogy a mindenüvé odatolakodó szén várható ütközéses implantációját és ennek az atomi környezetre gyakorolt hatását elkerüljék. Másrészt az irodalomban található eltérõ amorf-dózisok magyarázata az, hogy az amorfizáló dózis - bizonyos határok között - függ annak a kimutatására alkalmazott módszertõl ( pl. "optikai amorf", "RBS amorf"). Nyilvánvaló az is, hogy implantációnál a létrejött amorfitás sokféle lehet: a kaszkádok vizsgálata során elmondottakból világos, hogy az amorf réteg képzõdéséhez a nukleáris fékezõdés domináns volta szükséges és, hogy a rendszer szabad energiájának értéke elérje - ez a kritikus dózis - az amorf szilíciumnál ismert értéket. Az amorfizálódás akkor kezdõdik el, amikor a roncsolt Si és az a-Si szabadenergiája egyenlõvé válik (Swanson et al. [1971])]. Ennek alapján Holland et al. [1989] szilíciumionoknak szilíciumba való "önimplantálása" alapján a következõ mechanizmust javasolta. Az amorfizálódás akkor indul be, amikor a divakanciák koncentrációjának fluktuációja a diszlokáció hurkok környezetében eléri a spontán kristályos-amorf átmenet feltételeit. Amint elkezdõdik az amorf Si nukleációja, a divakancia populáció gyors növekedése figyelhetõ meg. A folyamat a ponthibáknak az amorf tartományokon történõ getterezésével (l. 2.4.7.) kapcsolatos. Nagyobb dózisok esetén, a kisméretû amorf tartományok "szívóhatást" gyakorolnak az I rácsközi hibákra. Itt divakanciák képzõdnek, amelyek további amorfizálódást eredményeznek. Az amorfizáló dózisok alatti dózisok esetében a hibák felhalmozódása akadályozott, majd az amorfizáló dózis túllépése után, gyors növekedési szakasz következik a teljes amorfizálásig. Az implantálás atomisztikus modelljében az implantálás utáni állapotot a nyaláb amorfizáló hatásának és a dinamikus hõkezelõdésnek a versengése határozza meg. A dinamikus hõkezelõdés lehet termikus eredetû (ún. "thermal spike", l. 2.2.5.) vagy nem termikus eredetû. Ezt a kényes egyensúlyt bármelyik irányba el lehet tolni az implantálás céljától függõen. Például az Ionos szintézis (2.2.6.) esetében cél a felület kristályos voltának megõrzése, ezért célszerû kis áramsûrûséget alkalmazni. Ha pedig, ellenkezõleg, a cél éppen az adalékolás és az elektromos aktiváció, akkor a nagy áramsûrûség gyorsan elõidézi a felület amorfizálódását, ami nagymértékben elõsegíti az adalék elektromos aktivációját. 337


Hecking és Te Kaat [1989] modellt javasolt a nagyenergiájú implantáció során keletkezõ hibák képzõdésére. A modell magyarázza a nagyenergiájú nehéz ionok (2 MeV Si és 6 MeV Ni) implantálása nyomán fellépõ roncsolódást 125 és 475 K között. A 2.25. ábrán az optikailag kimutatott hibaeloszlás profilját mutatjuk be 2 MeV energiájú Si ionokkal, Si céltárgyba végzett 125 és 400 K hõmérsékletû implantálás után. Két fontos tényezõre hívjuk fel a figyelmet: kis dózis esetén, az elektronfékezés ponthibákat és kisméretû hibafürtöket eredményez, másodszor, 400 K hõmérsékleten (és fölötte) ön-hõkezelõdés (dinamikus hõkezelõdés) történik, ami abban jelentkezik, hogy az amorfizálódás bekövetkeztéig ún. "inkubációs" jelenség figyelhetõ meg a felület közelében. Azaz a növekvõ dózis ellenére, amely a mélyebb rétegekben már elõidézi az amorfitást, a felület közelében az ionok által leadott energia terhére bekövetkezõ dinamikus hõkezelõdés miatt nem növekszik a hibakoncentráció. Ebben a modellben a szerzõk a hõvezetési egyenletre alapozva kezelik az ionok által a rendszerbe vitt energia relaxációját. Annak érdekében, hogy figyelembe vegyék a termikus diffuzivitás hõmérsékletfüggését, a Kelly [1977] által javasolt D = 0,005 cm2/sec értéket használták. A modell paramétereibõl következik, hogy a magasabb implantálási hõmérséklet elõsegíti a Frenkel párok kaszkádok közötti rekombinációját, viszont a fürtök kialakulása, vagy kaszkádközi folyamatok következtében történõ rekombináció mértéke szobahõmérsékletig állandó.

338


Fig. 2.25. Optikai úton kimutatott rácshibák mélységi eloszlása 2 MeV energiájú Si implantálás után 125 és 400 K hõmérsékleten (Hecking és Te Kaat [1989] nyomán) Holland et al. [1988] kimutatta, hogy 1,25 MeV Si+ ionok 77 K hõmérsékleten végzett implantálása során a hibák kialakulása más mechanizmust követ, mint szobahõmérsékleten. Alacsony hõmérsékleten ui. a Frenkel párok megõrzik a kaszkádon belüli helyzetüket jóval a kaszkád befagyása után is. Ezért a dinamikus hõkezelõdés elmarad és az amorfizálódás csak akkor következik be, amikor a hibákat tartalmazó térfogat szabadenergiája eléri az amorf állapotnak megfelelõ értéket. Ezt a mechanizmust támasztja alá az a tény is, hogy az egyedi ionok pályája mentén keletkezett amorfizált térfogat jellemzõ átmérõje 3-5 nm. A szobahõmérsékleten keletkezõ roncsolódás mechanizmusa eltér ettõl: ott az amorf fázis homogén nukleációja következik be a Frenkel párok egymással való kölcsönhatása nyomán. A 2.2.2. fejezetben említett ütközéses implantáció révén kialakuló defektek a rácshibák fontos csoportját alkotják. Félvezetõ eszközökben (2.4.8. fejezet) ui. akár a szennyezések elkerülésére alkalmazott vékony (átlövendõ) oxidból, akár az ún. (természetes) "natív" oxidból oxigén atomok lökõdnek a felületközeli tartományba - fõleg a nagytömegû, ntipusú adaléknak szánt As+ ionok implantálásakor. Az oxigén koncentrációja közvetlenül a felület alatt elérheti a 10 21 atom/cm3 339


értéket! Bár ez a koncentráció meredeken esik a mélyebb rétegek felé ( a behatolás néhányszor tíz nm), a hõkezelések során kialakuló másodlagos hibák képesek jelentõsen rontani a kritikus felületközeli tartomány elektromos tulajdonságait. Ezen túlmenõen, az ütközéses implantációval bejutott oxigénatomok jelenléte befolyásolja az amorf réteg visszakristályosodását is (2.4.4. fejezet).

2.2.3.7. Implantáció molekulaionokkal Az implantáció elemi folyamatainak ismertetése során a 2.1. Bevezetésben és a porlódás tárgyalásánál (2.2.2. fejezet) kitértünk az egyes kaszkádok idõbeli futásának taglalására. Nem beszéltünk azonban egy, a gyakorlatban is fontosságot kivívott esetrõl, nevezetesen arról, amikor implantálandó ionokként tudatosan molekula-ionokat választunk. Az energia-viszonyok miatt világos, hogy a felületbe való beütközéskor a molekuláris kötések szétesnek és az atomi összetevõk az energia- és impulzusmegmaradás törvényei alapján "osztoznak" a molekula-ion energiáján. Ekkor egymást térben és idõben átfedõ kaszkádok keletkeznek. A jelenség hasonlítható ahhoz, mint amikor az implantáció defektkeltési tulajdonságát erõsítjük a dinamikus hõkezelõdéssel szemben. Tehát molekula-ionok esetén erõteljesebb defektkeltést tapasztalunk. A molekula-ionok kiterjedt alkalmazása valójában egyetlen ionhoz kötõdik, a metastabil BF2 - neutrális molekulaként nem is létezõ - ionhoz. Az ötletet két motívum szolgáltatta annakidején (Müller et al. [1971]). Az egyik, hogy az implanterekben a bórionok forrásaként használt BF3 gázból a legintenzívebb ionáram BF2 molekula-ionokból áll (többszöröse a B+nak!). A másik, hogy az implantok elektromos aktiválása jóval sikeresebb, ha amorf állapotból való rekrisztallizáció során épülnek be az atomok (2.4.4. fejezet). Mivel a legfontosabb p-adalékként alkalmazott bór kistömegû, nem vagy csak igen nagy dózisoknál hoz létre amorf réteget. A bórnál valamivel nehezebb fluor kaszkádjával átlapoló kaszkád jóval eredményesebb defektképzõdést, sõt az adalékoláshoz igényelt bór-dózis belövése teljes amorfizálódást is okoz. A becsapódó BF2 esetében a bór 22%, a fluorionok egyenként 39% energiát kapnak. Az a tény, hogy az egy ionra jutó energia alacsony, akkoriban gondokat okozott, de a méretcsökkenés trendje ezt a

340


tulajdonságot éppen, hogy felértékelte: elõnyös, ha az implanter nominális energiája magasabb lehet (lásd 2.3. fejezet). Ma a BF2 alkalmazása széles körben elterjedt, noha bebizonyosodott, hogy a gyártási folyamat végn visszamaradó fluor ionok szerepe erõsen hátrányos. Emiatt megoszlik a mai gyakorlat az ún. elõamorfizálás (lásd 2.2.4. fejezet) és a BF2 ionok alkalmazása között. Modellként azonban többen implantáltak kétatomos molekulákat, hogy az átlapoló kaszkádok viselkedését tanulmányozzák (elõször Howe és Rainville [1981]). A 2.26. ábra összehasonlítja a Bi2 ionok és a megfelelõ atomos ionok által keltett roncsolódás hõkezelési jellemzõit.

2.26. Különbözõ energiájú, atomos és molekuláris Bi ionok által alacsony hõmérsékletû implantálás során keltett hibák hõkezelõdése. A hõkezelés 10 perc idõtartamú izokron lépésekben történt (L. M. Howe és M. H. Rainville [1981] nyomán). A megnövekedett roncsolási "hatásfok", azaz a "molekuláris hatás" megszûnik egy kritikus implantálási hõmérséklet felett (Yang et al. [1990]). Ebben a kísérletben a molekuláris ionoknak az atomos ionokhoz viszonyított energiáját kétszeresre választották az azonos Rp érdekében. Az alkalmazott dózisok pedig éppen a kritikus amorfizáló dózis alatt voltak. A legnagyobb molekuláris hatást a 380 K hõmérsékletû implantálás esetében figyelték meg. Ilyen körülmények

341


között a molekuláris ionoknak megfelelõ hibakoncentráció közel tízszerese volt az atomos ionoknak megfelelõ értéknek.

3. Példa. Igazolja, hogy 100 keV-es As esetén a Si-nak átadható maximális energia 75 keV.

2.2.4. Behatolás kristályos anyagba Az eddigiekben a besugárzott anyagot amorfnak tekintettük, azaz olyannak, ahol az atomok között nincs hosszútávú rend. E feltevéssel lehetett a kéttest kölcsönhatásokat kvantitatív módon kezelni. Már említettük, hogy az ionimplantáció legelterjedtebb alkalmazásait a félvezető eszközök, ill. áramkörök előállításában találta meg, így a kristályos anyagok ionos besugárzásának kérdései megkerülhetetlen gyakorlati problémát jelentenek. Ezeknek a megoldása sok szilárdtesfizikai kérdés fókuszba állítását, tanulmányozását követelte meg. Az alapvetően új, tehát a kristályos állapotból eredő jelenség a csatornahatás (channeling) fellépte. Ennek a szigorúan klasszikus fizikai jelenségnek az a lényege, hogy a kis szögben érkező inok számára, a sorokba (vagy síkokba) rendezett atomok egyedi potenciálja egy "potenciálfal"-lá változik, amely gyenge, elektronos ütközésekkel kormányozza, fókuszálja a ionokat, azaz igyekszik azokat benntartani a csatornában. Ennek értelmében különböztetünk meg axiális és planáris csatornahatást atomsorok, ill. síkok esetén. Az axiális esetben a kölcsönhatások jóval erősebbek, tehát az axiális csatorna sokkal kifejezettebben jelentkezik, mint a planáris. Az ionok zöme nem tökéletesen párhuzamos trajektóriákon érkezik, továbbá - még hibamentes rácsban is T  0 hőmérsékleten - az eredendően is "hullámos" potenciálfal, még tovább érdesedik, mert a hőrezgések következtében atomok rendszertelenül "kiállnak" abból, az ion egyre inkább helikális pályán fut. Amikor azután egy kritikus E y merőleges energiakomponenst akkumulál, bekövetkezik egy nukleáris ütközés, amely nagyszögű irányváltást okoz, fellép a kiszóródás (dechanneling) 342


jelensége. Természetesen előfordulhat, hogy az így eltérült atom éppen egy új csatornába lép be. Ez is mutatja, hogy a jelenségnek egzakt, pláne a gyakorlat igényeit is kielégítő pontosságú tárgyalása nem egyszerű feladat. A könnyű ionok esetében fellépő csatornahatást az ionsugaras analitika széles körben alkalmazza pl. arra, hogy - akár csak az egyszerű láthatóság/takarás alapján - a kristály forgatásával eldöntse egy atomról (legyen az adalék vagy kristályatom, de akár a felületen adszorbeált ún. adatom), hogy az rácspontban vagy a rácsközi térben - netán szimmetriával rendelkező pontban - vagy relaxált felületi atomként foglal-e helyet. Tárgyunk szempontjából a csatornahatás amiatt jelentős, mert befolyásolja a kaszkádban mozgó atomok trajektóriáit és ezáltal megváltozik az implant ion behatolása, sőt kismértékben még a kialakuló kaszkádok atomjai is másként mozognak. A behatolási folyamat kezdeti szakaszán két jelentős eltérést tapasztalunk: egyrészt az irányító elektronos ütközések megnövelik az elektronfékeződés által dominált szakasz geometriai hosszát, így az ion mélyebbre tud behatolni, másrészt, ezen szakaszon kevesebb kristályhiba keletkezik. Sok kísérleti munka foglalkozott a csatornahatás kihasználása lehetőségével, hiszen az, hogy ugyanazon gyorsító energiával mélyebb implantot lehetne létrehozni, technikai előnyként kínálkozott. A kísérletek konklúziója inkább negatív volt: 1) a csatonahatás olyan mértékben érzékeny mind a kristály orientációjára, mind a felületén lévő szennyezések, natív oxidréteg, ill. a szándékosan előállított vékonyrétegek szóró hatására (pl. a néhány nmes, ún. natív oxidréteg, vagy a felület tisztaságának védelmére felvitt védőoxid okozta szórásra), hogy reprodukálható használata technikailag szinte lehetetlen, 2) emellett az áramkörök méretcsökkentési tendenciája le is értékelte a "mély" implantációt és az igények szerinti egyre kisebb behatolási mélység miatt annak reprodukálhatósága vált a legfontosabb követelménnyé (ennek konzekvenciájára a 2.4.4. fejezetben térünk ki), ill. egyes nagyenergiás alkalmazások esetén az sem okoz gondot, ha mintegy kétszer nagyobb gyorsítófeszültséget kell az implanterekben előállítani (pl. az ún. tandem-elv6 erre egyszerű lehetőséget nyújt). 6

A "tandem" gyorsítókban először a keltett pozitív ionokat (alkáli gőzön átfuttatva) negatív ionokká konvertálják. Ezeket vezetik a gyorsítócsőbe, ahol annak közepéig haladva elérik a gyorsítófeszültséghez tartozó energiát. Ott egy csőbe lépnek be, amelyben alacsony nyomású "stripper" gáz, pl. N2, van, amely lefosztja az ionokról a gyengén kötött elektronokat. Az így újra pozitív töltésű ionok ugyanazt a feszültséget gyorsító térnek látják, tehát a földpotenciál irányában tovább gyorsulnak. Aszerint sokszorozódik a végül kilépő ion energiája a nominális gyorsítófeszültséghez képest, hogy az ion hány egységnyi töltésváltást szenvedett el a gyorsítócső közepén. 343


A csatornahatás további negatív hatása, hogy a mélyebbre hatoló ionok az eloszlás lecsengő ágát elnyújtják. A félvezető eszközökben az ún. metallurgiai pn-átmenet abban a mélységben keletkezik, ahol az implantált (és elektromosan aktív, lásd 2.4. fejezet) eloszlás koncentrációja lecseng a szilícium alapkristály - mondjuk foszforral adalékolt n-tipusú - adalékolási szintjére. Világos, hogy egy lankásabb farokrész nagyobb relatív hibát eredményez az átmenet mélységi koordinátájában, mint pl. amorf anyagban a Gauss-eloszlás meredek lecsengése. A csatornahatás révén kialakuló pályák tipusait mutatjuk be a 2.27. ábrán. Az A ion direkt szórást szenved, az iránya véletlenszerűvé válik, az ilyen ionoktól származó eloszlás Gauss-görbe alakú (lásd B. ábra, A és A' profilok). A további trajektóriáknál fontos az a kristálytengelyekhez viszonyított szög, amelyen az ion érkezik. Definiálható egy kritikus szög, c, amelynél nagyobb szög esetén az ion azonnal véletlenszerű pályára kerül. Ennél kisebb szögeltérés esetén az ion mélyre hatol (B ábra, C görbe). A határhelyzetben valósul meg a B ábrán látható AC' profil. A kritikus szöget többféle közelítésben is ki lehet számolni. Figyelembe lehet venni az atomsorok többé-kevésbé valódi periodikus potenciálját, de jó közelítést kapunk a potenciál kontinuum közelítésével is. Az ion addig marad a csatornában, amig arra merőleges energiája, E y, kisebb, mint a legkisebb megközelítés, Pmin, az ion helyénél. Tehát, a kiszóródás akkor következik be, amikor

E y  E 0 sin 2  c  V Pmin  .

344

2.2.78


2.27. ábra.Ionimplantáció során fellépő csatornahatás sematikus ábrázolása. A) direkt trajektóriák tipusai, B) a beesési szög befolyása a profil alakjára (Simonton és Tasch nyomán,az Ed. Ziegler [1996]-ből)

345


Idézzük vissza a 2.27A. ábrát is, de folytassuk képzeletben egy M2 atomsorként, amely egy x-tengelyt definiál (2.28. ábra). Jelöljük most d

x b y

E1

Ey

Ex

-b Pmin

2.28. ábra. A csatornahatás számításánál használt geometria -val az ion eltérülésének szögét és legyen az M 1 tömegű ion sebessége v1. Hasson a V(r) potenciál dt = dx/v 1 ideig. Ekkor a teljes impulzusváltozás az x-tengelyre merőleges, a csatorna közepétől mért yirányban (pl. Townsend et al. [1976])  dV r  e dx   2P p        dr r v 1   v r 2  P 2   1 





1/ 2

 2 dr   I P ,  v1  2.2.79a

ahol alkalmaztuk az impakt paramétert, P-t. A  szögváltozás kapcsolja össze az eredeti és új impulzust:  p 1  dV r  P      P E1  r r 2  P2 





1/ 2

 dr   

.

2.2.79b

Mint mondottuk, a csatornahatásnál egy sor gyenge ütközés következik be. Axiális esetben ez szukcesszív ütközésekként írható le:   

2 I b  y  , d M 1v1 

2.2.80

ahol b a sorok távolsága az x-tengelytől. Mivel P = b - y és P   y és a haladás szögének időbeli változása   y / v1 , azaz   y / v1 . Innen az ion y-irányú mozgásegyenlete, mindaddig, amíg az impulzus definiálható:

346


M 1 y  

2 I b  y  . d

2.2.81

Mindezzel kiküszöböltük az egyes ütközéseket és egy kontinuum potenciállal közelíthetjük az atomsort. Ezzel 2.2.81-ből kapjuk: y

2   U  y    I b  y dy . d0

2.2.82

Árnyékolt Coulomb-potenciál közelítéssel az U(y) (Nelson és Thompson [1963]): 22 Z1 Z 2 a 0 E R exp  b  y / a U y  d  b  y1/ 2 a 1/ 2 1/ 2

,

2.2.83

ahol a Rydberg állandó ER = 13,6 eV (l. 2.2.2. formula). Mindennek ismeretében felírhatjuk a csatornában mozgó ion Hamilton-függvényét, amelyben az az egyszerűsítés lehetséges, hogy az impulzus-közelítéssel leírható csatornázott részecskék axiális kinetikus energiája konstans és energiaátadás csak a potenciális energia és transzverzális irányú kinetikus energia között jöhet létre:





E y  U y  p 2x  p 2y / 2M1 , ill.

E y  U y  E 2 , 2.2.84

ha  az a szög, amellyel az ion a tengelyhez képest halad. Ebből az egyenletből következik egy kritikus szög, c, amelyre, ha   c, az ionok továbbra is a csatornában maradnak, és következik egy P min, amelynél az atomsorhoz közelebb kerülve kiszóródnak. A hőrezgés szerepére is ki kell térnünk ezen a ponton. Az ionsebességekhez mérten a hőrezgések igen lassúak, tehát az ion egy "fagyott" rácsot lát. A csatornába kinyúló atomok hatását legegyszerűbb a Pmin -re gyakorolt hatásukkal figyelembe venni, amikoris csak egy nagyobb, Pc távolságra közelíthető meg veszélytelenül az atomsor: 2 Pc2  Pmin  k rms ,

2.2.85

ahol a konstans k  1,5 és rms a hőrezgés során a rácsatomok kimozdulásának átlagos négyzetes középértéke. A kiszóródás feltétele tehát Lindhard [1965] szerint, hogy a transzverzális energia egyenlővé váljék a Pmin-hez tartozó potenciális energiával. A számításaiból két karakterisztikus szöget definiál - a kis-, ill. nagyenergiájú tartományra:

347


 2Z1 Z 2 e 2  1     Ed 

1/ 2

,

(kis energia)

2.2.86

1/ 2

 a 3  Z Z e 2  1/ 2  2    1 2   ,  d  Ed  

(nagy energia). 2.2.87

Ezekből a karakterisztikus szögekből származtathatók a kritikus szögek mind az axiális, mind a planáris esetre. Ehhez két korrekciós függvényt kellett definiálni (Barrett [1971]). Az FR(1,2u1/a)-t, amely az

2.29. ábra. Az axiális csatornázás kritikus szögére vonatkozó Barrett- féle (Barrett [1971]) korrekciós függvény, Fa(1,2u1/a), a redukált ionenergia (2.2.17) függvényében. axiális esetre vonatkozik, bemutatjuk a 2.29. ábrán.

348


Ennek segítségével a kritikus szöget a következő formulával definiálja:  1,2u 1   c  0,8  Fa    .  a  1

2.2.88

Itt az u1 függvény - a rácsatomok átlagos kimozdulása tartalmazza a hőrezgési korrekciót is (M2 atomi tömegegységben, a.m.u. - atomic mass unit):    1  1 1  u 1 ( nm )  1,21   M2 DD   4   

1/ 2

,

2.2.89

ahol () a Debye-függvény és DD a Debye hőmérséklet ( = DD/T). A planáris csatornázás korrekciói bonyolultabbak, mert nemcsak a hőrezgésekre, de az ion méreteire és a síkok távolságára is korrigálni kell. A részleteket illetően az olvasónak Barrett [1971] cikkét javasoljuk. Az előző, szemléletes tárgyalásban az árnyékolt Coulombpotenciált használva szemléletes képet adtunk arról, hogyan lehet a csatornahatást az implantáció során fontos paraméterek esetén kvantitatíven leírni. A csatornahatás pontos szimulációja azonban az ULSI (Ultra Large Scale Integration) áramkörök előállításánál kiemelkedően fontos kérdéssé vált. Park et al. [1991] további korreciókat alkalmazott az atomsorok átlagos potenciáljának leírására. Ezzel az Ffüggvénynek egy finomított alakjához, azaz pontosabb leíráshoz jutott. Az egyszerű potenciálfal közelítés elveszti érvényességét többek között alacsony ionenergiáknál. Ekkor ui. az ion sebessége olyan alacsony, hogy az egyedi atomoktól periódikus potenciál már nem tekinthatő simának. A realisztikus modellezéshez, az egyébként nyilvánvaló hatásokon - mint pl. az ion és a kristály relatív mérete túlmenően, az elektronok csatornabeli eloszlásának pontos leírása, a fokozatosan akkumulálódó rácshibák hatása és az ion töltésállapotának figyelembe vétele is elsőrendűen fontos.

349


2.30. ábra. Bór ionokra vonatkozó kritikus szögek szilíciumban axiális és két planáris csatornázásra az 1keV-1 MeV energiatartományban (Park et al. [1991] nyomán)

A 2.30. ábrán példaképp bemutatunk egy szilícium kristályra végzett számítást (Park et al. [1991]) különböző energiájú bór ionok becsapódása esetén. A szilícium csatornái. A behatolás kontrollja - elsősorban a könnyű implant ionok, ezen belül is a bór esetében - megköveteli a csatornahatás lehető legteljesebb kiküszöbölését. Ez egyfelől technikai, azaz az implanterek konstrukciós problémája, másfelől azonban - az anyagszerkezet adottsága miatt - elkerülhetetlen, tudomásul veendő gond. Amint arról a a 2.3. fejezetben szólunk, a kezdetek óta úgy építették a tárgykamrákat (end station), hogy a szilíciumszeletek felületére érkező ionok pályája a normálissal 7°-os szöget zárjon be. A jelen fejezetben ezt az értéket kivánjuk érthetővé tenni. A szilícium a = 0,543 nm méretű elemi cellájában (2.31. ábra) az atomok tetraéderek csúcsain helyezkednek el úgy, hogy a lapcentrált köbös rács kibővül egy további, (a/4, a/4, a/4) értékkel eltolt, ugyancsak lapcentrált köbös ráccsal. Ez a gyémántrács.

350


A gyémántrács síkjainak, tengelyeinek legföbb geometriai tulajdonságait a következőkben foglalhatjuk össze (Cho et al. [1985]). A síkok egymástól való távolsága valamely síkcsaládra, amelyet a lehetséges legkisebb Miller indexekkel: h, k, l jellemzünk

2.31. ábra. A szilícium kristályrácsa; a = 0,543 nm. Szaggatott vonallal jelölt kocka egy alap-tetraédert mutat.

 a d pl  K pl   h 2  k 2  l2 



  1/ 2  

,



ahol

1 / 2, ha h + k + l pá ros  K pl   3 / 4, ha mind páratlan  1 / 4, egyé bké nt 

2.2.90     

.

Az axiális csatornákban viszont az atomok távolsága számitható hasonlóan:



d ax  K ax h 2  k 2  l 2

351



1/ 2

a ,

ahol

2.2.91


 1, ha h  k  l pá ratlan    K ax  1 / 2, ha min deg yik pá ratlan  .  1 / 2, ha h  k  l pá ros   

A planáris csatornákra - amint az 2.2.90-ből is látszik - általában igaz, hogy minél nagyobbak a Miller index számai, annál ritkább az atomok sűrűsége a síkokban és annál közelebb vannak a síkok. Az ionimplantáció során felhasznált krisztallográfiai ismeretek egyik jó forrása Gemmel [1974] összefoglaló cikke.

2.32. ábra. Szilícium csatornái az 100 iránytól 0 - 20°-os döntési és 90°-os forgatási tartományban, 1 MeV energiájú He + és N+ ionok visszaszórásával mérve (Ziegler és Lever [1985] nyomán)

352


A 2.32. ábra Ziegler és Lever [1985] egyik mérését mutatja be, amellyel egy (100)-orientációjú szilíciumkristály egy jelentős iránytartományának csatornáit térképezték fel. Ez az a kristályorientáció, amelyet a mai ipari gyakorlat túlnyomóan használ. A mérések 1 MeV energiájú He+ és N+ ionoknak a Si atomokról történő nagyszögű Rutherford visszaszórásának a hozamát (beeső/visszaszórt ionok száma) ábrázolják egy, az 100 iránytól 0 - 20°-os döntési és 90°-os forgatási tartományban úgy, hogy minden csatorna szerepel, amelyre c  0,1°. Ez az energiatartomány, de főleg ezek az ionok ugyan nem számítanak "tipikus"-nak az ionimplantáció alkalmazásainál, tehát a kritikus szögek értékei nem jellemzőek, a csatornák elhelyezkedése, relatív méreteik azonban igen. A csatornahatás tudatos elkerülésére az ábra útmutatást nyújt. Technikai okok miatt természetes, hogy az origóhoz közel célszerű az alkalmas tartományt megkeresni. Az ábrán látható, hogy az 5 - 9° döntés és kb. 10° forgatás jelöl ki egy, a tengelyektől viszonylag távoli tartományt. Ma az ipari implanterek konstrukciójánál ezt a tartományt használják.

353


2.33. ábra. A csatornázás hatása különböző mértékben félreorientált (111)-szilíciumban, (300 keV, 1,5x1012 cm-2 arzén esetében). A következő példákon bemutatjuk, hogy a csatornázás hatása jelentős a kialakuló profilokra. A 2.33. ábra 300 keV energiájú arzénprofilokat mutat különböző mértékben félreorientált (111)-szilíciumban. A referencia-pontosságú mérés mutatja, hogy a (szubamorfizáló dózissal) belőtt kristályban a dózis jelentős hányada jut két-háromszor mélyebbre a csatornahatás folytán. Amint említettük, a dózis növekedtével, azaz

354


azáltal, hogy a később érkező ionok már erősen roncsolt, netán amorfizált anyagba csapódnak be, a kép változik.

2.34. ábra. A szeletek döntésének hatása, a) 0° forgatás mellett, valamint b) 7°-os döntés mellett a forgatás hatása a csatornázott profilokra, 5x1014 cm-2 dózisú bórionok esetén (100)-szilíciumban, c) 15 és d) 80 keV ionenergián (SIMS mérés). A csatornázás kritikus szögei az ábrázolt esetekben: ax(15 keV,100) = 2,85°, a ax(80 keV, 100) = 1,87°; a pl(15 keV, (200)) = 1,9°, a pl(80 keV, (200)) = 1,0°. A hatás még jelentősebb a könnyű ionok - és mint ilyen, a gyakorlatban legfontosabb bór - esetében. A 2.34a-d. ábra hasonlítja össze (Klein et al. [1991] nyomán) a döntés és forgatás hatását 15 és 80 keV-es, 5x1014 cm-2 bór-implantok SIMS-profiljaira. Látható, hogy a 355


kritikus szög révén a szeletdöntés jelentős különbséget okoz. Ha azonban a döntés túllépi a 3c-t, további hatása alig van. A forgatásra lényegesen kevésbé érzékeny a profil, különösképpen igaz ez a kisebb energiákra, esetünkben a 15 keV-es profilokra. A 80 keV-es implantoknál azonban már ez a hatás is jelentős. A görbék vizsgálatából az látszik praktikus szabálynak, hogy leglényegesebb az, hogy a 0° döntéshez tartozó {022}síktól kell távol maradni. Az egyébként közel kerülő {004}-sík hatása szinte észrevehetetlen - még 45°-os kidöntés esetén is, amikor pedig az ionok pályája teljesen egybeesik a {004}-síkkal. Az implanterek konstrukciós kérdéseiről a 2.3. fejezetben mondandók előrevetítésével kijelenthető, hogy - különösképpen a ma használt (6 - 10", azaz 15-25 cm) szeletátmérők esetén - az elterjedt implantereknél nem teljesülnek a szelet minden pontján a félreorientálás feltételei. A legelterjedtebb védekezés ez ellen a már említett védőoxid használata. Ennek - látszólag mindent megoldó - hatását mutatjuk be

2.35. ábra. Védőoxid hatása a csatornázásra, 100 keV-es, 1x1015 cm-2 dózisú, szándékosan 100 irányú bórimplant esetén, egy szelet három pontján, SIMS-szel mérve (Myers et al.[1981] nyomán). a) Védőoxid nélkül, b) 150 nm-es védőoxiddal

Myers et al. [1981] nyomán a 2.35. ábrán. Itt 100 keV-es bórt implantáltak 1x1015 cm-2 dózissal szándékosan az 100 axiális csatornába. Megvizsgálták (SIMS-méréssel) a kialakult profilokat a szelet három különböző helyén. Az ábra mutatja a 150 nm-es védőoxidnak a csatornahatást szinte teljesen közömbösítő hatását. A 356


védőoxid egyúttal segített - főleg a korábbi, még olajdiffúziós szivattyúkkal működő implanterek esetén - abban, hogy a szeletre került esetleges szennyezések egy ún. "frissítő marás" segítségével eltávolíthatók legyenek. Amiért ez a megoldás nem az "igazi", az nem a fellépő, kismértékű energiaszórás, hanem az ütközéses implantáció, amely különösképpen nehéz (foszfor, arzén) ionok esetében jelentős, de bórionokra sem elhanyagolható. A belökött oxigénatomok a termikus kezelések során töltéshordozó csapdákká változnak, ezáltal jelentősen rontják a félvezető eszköz karakterisztikáit. A legelterjedtebb védekezésről, az ún. előamorfizációról (pre-amorphization, másként dual implantation, Csepregi et al. [1977]) a 2.4. fejezetben lesz szó.

357


2.2.5. Az ionos keverés (mixing) jelensége Az elmondottak alapján ismertethetjük az ionos felületmódosítás egy olyan változatát, amellyel sok esetben kiküszöbölhető az implantációnak az a gondja, hogy a módosított réteg vastagsága erősen korlátozott. Világos, hogy ez mint hátrány nem az integrált áramköri alkalmazásoknál jelentkezik, hiszen ott épp a méretcsökkentés a gond, hanem avastagabb rétegek egységes módosításakor. Az ionos keverés, mixing, alapvetően az a jelenség, amikor a besugárzott anyag felszínén kialakított vékony rétegekben vannak jelen azok az atomok, amelyeket a becsapódó ion kaszkádjának szereplőiként szánunk. Az ionimplantációval szemben itt a becsapódó ion tehát csak mint lokális energiaforrás szerepel, azaz csak a tömege és energiája jut szerephez. A legtöbb esetben csak a nukleáris fékeződés játszik szerepet, ha azonban az elektronos fékeződés nagyobb, mint 10 keV/nm, ez is hozhat létre keveredést. A kaszkádról mondottak alapján világos, hogy egyetlen beeső ion hatására nagyságrendekkel több atom jön mozgásba. A leggyakrabban nagyobb tömegű nemesgáz ionokat (Ar, Kr, Xe) alkalmaznak keverésre amiatt, mert ezekre a gázokra jó hatásfokú, nagy áramsűrűségű ionforrások építhetők. A beépülő gáz eléggé inaktív, és könnyen el is távozik. A keveredés - a fékezési mechanizmusok jellegéből, ill. az ion választott Rp-je és a vékonyrétegek vastagságának viszonyából is eredően - alapvetően két mechanizmus révén léphet fel. Az egyik a ballisztikus keveredés, amely - mint a neve is mondja - a kaszkádbeli kinetikát jelenti és lényegében az ütközéses implantáció közvetlen rokona. Ez a fő mechanizmus az ún. "ritka" kaszkádokban. A másik mechanizmus akkor áll elő, amikor a kaszkád olyan "forró" (mintegy 10 ps-ig), hogy abban az anyagot rövid időre olvadéknak kell tekinteni. Ilyenkor beszélünk "hőcsúcs" ("spike") hatásról. Ekkor, e magashőmérsékletű olvadék állapotban a gyorsan mozgó atomok nagyfokú, kémiai hajtóerők által okozott keveredése jön létre. A gyors lehűlést követően - amennyiben azt termodinamikai okok is motiválják új, az egyensúlyi termodinamikában ismeretlen fázisok is keletkez(het)nek. Az is hasonló kérdés, hogy a keveredés végén kristályos vagy amorf állapot jön-e létre. A keveredés jelenségét - a ballisztikus esetre - Sigmund és Gras Marti (1981), illetőleg - a termikus spike esetére - Vineyard (1976)-

358


Johnson et al. (1985)-Klatt et al. (1989) modelljei alapján ismertetjük. (Felhasználjuk Rossi és Nastasi (1991) formalizmusát is.) Ballisztikus keveredés - más néven: atermikus tartomány. Ekkor a keveredés binér ütközések révén zajlik és - konstans ionáramsűrűséget feltételezve - a keveredés Dt mértéke

Dt  k  r /  E d

,

2.2.92

ahol D a (kémiai) diffúziós együttható, t az idő,  az ion által egységnyi úton leadott energia,  az atomi sűrűség, r a kaszkádbeli atomok átlagos ugrási távolsága, k konstans. A ballisztikus keveredés jól írja le pl. fém kettősrétegek esetében a folyamatokat, ha az átlagos rendszám  20. Nagyobb Z-kre az eltérések azonban, a hő csúcsnak köszönhetően, nagyon jelentősek. Ionos keveredés hőcsúcs esetén. A nagyobb atomszámú anyagok esetében a keveredés jelenségét az alacsony hőmérsékletű 3d-5d és 4d5d fém-multirétegekben sikerült a legegzaktabbul leírni. Itt a termodinamika jelentős szerephez jut a becsapódás után mintegy 100 fs idő alatt kialakuló kaszkádokban, ill. azok lehűlésekor. A leírás a következő feltételezésekkel sikerült: a) csak kéttest ütközések lépnek fel, b) a mozgó atomok csak álló atommal ütköznek ("lineáris" kaszkád), c) a tárgy amorf, d) a kimozdítási folyamat leáll, ha az ion energiája 5 eV alá esik. A keveredési folyamatot ún. jelzőatomokkal (marker) figyeljük. Az a-d) feltételek esetén a jelzőatomok elhelyezkedésének kiszélesedése Gauss-eloszlást mutat, ennek varianciája pedig -vel és az FD, egy ionra vonatkoztatott energialeadással (dED/dx per ion) lineárisan nő. A Vineyard-modell rendkívül egyszerű és tanulságos. Feltételezi, hogy az ionpálya mentén a hőmérsékleteloszlás -függvény alakú és ez hővezetéssel terjed, alakul. Ezen túlmenően a termikusan aktivált diffúziós ugrások a hőcsúcs helyén és tartama alatt a következő  gyakorisággal jönnek létre:

  A exp Q / kT .

2.2.93

Az ugrások teljes száma ekkor

  A 2 /8CQ 2 ,

2.2.94

ahol  az ionpálya mentén, egységnyi hosszra eső energia, C a fajhő. Kimutatták, hogy a Q paramétera kohéziós energiával korrelál.

359


A Johnson et al. modellje 3d-5d, ill. 4d-5d fém kettősrétegekre, 4Dt hengeralakú kaszkádra, a keveredés  = mértékét a következő  termodinamikai leírással adja meg: H mix  4 Dt  5 / 3 H koh ,  K1  K1 K 2 2  H koh 

2.2.95

ahol Hmix a keveredés entalpiája, K1=0,0037 nm és K2=27,4. A Hkoh = ½(HA+HB) + Hmix, ahol HA és HB a két fém kohéziós energiáját jelöli. A kétféle keveredési tartomány átfedheti egymást és bonyolultabb jelenségek lépnek fel. Különösképpen megváltozik a jelenség, ha nem alacsony hőmérsékleten végezzük a keverést. Ilyenkor beszélünk termikusan segített keveredésről. Ebben a tartományban fontos szerephez jut a sugárzás által stimulált diffúzió, a RED (Sizmann [1968]). A besugárzás alatti diffúziós együttható, Dsug, nagyon függ a hibák koncentrációjától, mozgékonyságától és a kapcsolódó emésztők koncentrációjától. Három tartományt lehet megkülönböztetni: 1) ahol a ponthibák fix nyelőkben semmisülnek meg - ilyenkor a Dsug nem mutat hőmérsékleti függést - ez az alacsony hőmérsékletű keveredéshez hasonlít; 2) ha ponthibák egymással rekombinálódnak, D sug

 E      A exp     2kTi   t 

1/ 2

,

2.2.96

ahol E a kevésbé mozgékony ponthiba mozgásának aktivációs energiája. 3) magas hőmérsékleteken, amikor a termikusan generált hibák száma megközelíti a sugárzás által keltettekét, a diffúziós együttható közeledik a termikushoz. Az egyszerű modelltől való eltérések gyakoriak. Ezek magyarázataként azt adta Rehn és Okamoto [1989], hogy a E görbék termikus tartományba való átmenete rendszerint alig van a T sz felett, szemben 0,6Tm-mel, ahol a RED hatásos lenne. Az alacsony hőmérsékleteken az nyelőcentrumok száma is magas, ezért nem várható nagy anyagmozgás. Emellett az átmenet hőmérséklete akkor is csökken, ha nehezebb ionnal vegezzük a keverést. Így Nb/Si kettősrétegek esetén E-re 4,5-es szorzófaktoros különbséget okoz, ha a keverést Si + vagy 360


Xe+ ionokkal végezték. Emiatt a RED modelljébe be kellett építeni a termikus folyamatoknak a kaszkádon belüli diffúzióra gyakorolt erős hatását (Rossi és Nastasi (1991)) - különösképpen fontos ez olyan ionáramerősségek esetén, amikor a kaszkádok közötti folyamatok is jelentősek. Két azonos szerkezetű (pl. tck) fém, A és B, ionos keveredése eredményeként létrejövő fázisok közül az a leggyakoribb, hogy az AB fázis (50-50%) alakul ki, amint azt a

T L 

1

G

2 (+)



0 (-)

Ti A

B at.%



amorf. 

3 +

B

2.36. ábra. Egy eutektikum sematikus fázisdiagramja

2.37. ábra. A szabadenergia sematikus ábrázolása Ti hőmérsékleten

folyamatos összetételváltozást7 lehetővé tevő Ni-Al, Pd-Al és Pt-Al kettősréteg párokon Hung et al. [1983] kimutatta. Ennek az az oka, hogy ha a termodinamikailag kedvező fázisok kezdeményei (precursor) ki is alakulnak, az érkező következő ionok okozta sugárzási károsodásnak áldozatául esnek. Egy ilyen A-B anyagból álló elemi cella legvalószínűbb állapota, hogy egy A és egy B atom foglal benne helyet, azaz éppen az AB fázis áll elő - szemben a termikus kezelésekkel, amikoris valamennyi stabil fázis léte kimutatható. Az állapot biztosan amorf lesz, ha a két fém kristályszerkezete eltérő, ill. ha a keveredést követő állapot az egyensúlyi fázisdiagramban a kétfázisú területre esik. A létrejövő amorfizáció jól megérthető a metallurgia eszköztárával is (Liu [1985]). Válasszunk modellként egy egyszerű eutektikumot (2.36. ábra). A kapcsolódó, sematikus szabadenergia-diagramot mutatja a 2.37. ábra. Essék a multiréteg átlagos összetételele a vegyes összetételű tartományba. Az amorf fázis keletkezése ekkor a következő folyamatokban megy végbe. Először a 7

Egy speciális párologtató rendszert terveztek, amellyel olyan, 4 cm hosszú minták készülhettek, ahol annak egyik vége tisztán A, a másik pedig tisztán B összetételű volt és közben az összetétel lienárisan változott. 361


kaszkádok az eredetileg rétegelt szerkezet prompt keveredését okozzák, amikoris a két anyag keveréke gerjesztett állapotba kerül (1. pont az ábrán). Ezt követően relaxál a rendszer egy alacsonyabb állapotba. Ahhoz, hogy relaxáció jöjjön létre a kevert 3. állapotban, először kémiai kiválásnak, majd kristályosodásnak kellene bekövetkeznie. Alacsony hőmérsékleten azonban ez az átalakulás gátolt és helyette inkább egy polimorf átalakulás zajlik le a (2) amorf állapotba, mert ehhez sem összetételváltozás, sem az atomok újrarendeződése nem szükséges. Hasonló meggondolás alapján amorf állapot jön létre akkor is, ha a szabadenergia képet két szomszédos fázisra alkalmazzuk. Az ionos keveredés módszerét alkalmazzák integrált áramkörök kontaktusterületeinek (szilicidek) kialakításánál. A keverést gyakorta As+ ionokkal végzik, amikoris a kontaktus alatti n-tipusú tartomány is kialakul egyúttal. Fontos további alkalmazást jelent a fémek kopásállóságának, korrózióállóságának növelése pl. titánréteg bebombázásával. Erre a célra azonban inkább a 2.7.2. fejezetben ismertetendő ionsugárral segített rétegleválasztást (Ion Beam Assisted Deposition, IBAD) használják.

2.2.6. Ionos szintézis Az ionos szintézis fizikai alapjai jól megérthetők a keveredés ismeretei alapján. Az a kívánság, hogy olyan dózisokat implantáljunk, amelyek kémiai vegyületek keletkezését teszik lehetővé, nagyon régi - és azokban a laboratóriumokban vetődött fel elsősorban, ahol nagydózisú implantációra alkalmas berendezések voltak (Watanabe és Tooi [1966], Pavlov és Shitova [1967]). A Kurcsatov Intézet által készített ILU-2A berendezéssel 1970-ben olyan napelem előállítási technológia jutott a KFKI-ba, amelynél az egyes elemeket (melegített szeletbe végzett) sekély oxigénimplantációval előállított szilíciumoxiddal szigetelték el (publikáció: Gusev és Guseva [1979]). Világos azonban a 2.2.3.3. pontban mondottak alapján, hogy kis- és közepes energiával való implantáláskor a felület hátrálása egyértelmű korlátot jelent a bejuttatható anyagmennyiség előtt. E korlát erőssége a porlódási együtthatótól függ, azaz adott tárgy és ion esetén még a beesési geometria, valamint az áramsűrűség is szerepet játszik.

362


Az áttörést 1978-ban Izumi et al. [1991] érte el, Japánban, akiknek sikerült 200 keV energiájú oxigénionokkal, T i  500°C-on, olyan jó eltemetett oxidréteget szintetizálnia, hogy - további hőkezelést követően - a felette lévő szilícium "eszköz-minőségű" maradt, ill. olyanná alakult vissza (Separation with IMplanted OXygen, SIMOX).

363


2.38. ábra. A SIMOX szerkezet kialakulása 200 keV-es oxigén ionokkal, Ti = 500°C.-on való bombázás esetén, a dózis függvényében A) a tranzisztor helyén, B) a köztes, oxiddal borított területen, Hemment et al. [1987] nyomán.

Az 1980-as évek közepétől a már valódi hajtóerőt az ún. SOI (Silicon-On-Insulator) alapanyag készítése jelentette, mivel a korábbi

364


eljárások vagy drágák voltak, ill. maradtak a polgári alkalmazások céljaira (Silicon-On-Sapphire, SOS, pl. Lau et al. [1979]), vagy végül nem vezettek valódi sikerre (Laterális epitaxia, Lam és Pinizzotto [1983], majd pl. Banisch et al. [1989]). A SOI elemek ui. nemcsak, hogy kisebb fogyasztást biztosítanak (dielektromos szigetelés), hanem érzéketlenek a sugárzásokra. Ugyanis, az integrált áramkörbe becsapódó részecskék működési hibákat (soft error) okozhatnak azáltal, hogy elektron-lyuk párokat keltenek elsősorban a pályájuk végén. Ezek, elektromos impulzusként, átkapcsolhatják az érintett tranzisztort, azaz egyszeri tévesztést okoznak. Ezért nevezik ezt a hibafajtát "soft" hibának. Ha a részecske az aktív terület alatti szigetelőben áll meg és ott hoz létre helyi töltést, az ott lokalizálódik és nem okoz az áramkörben zavart. Mindez gazdasági kérdés is, mert költséges a tokozáshoz használt műanyagokból a mindig jelenlévő és -aktív tóriumot kivonni. Az hamarosan kiderült, hogy az emelt hőmérsékleten végzett O + implantációkor a "kémia" jól működik abban az értelemben, hogy az implantált oxigén sosem lépi túl a sztöchiometriás mértéket, hanem először a Gauss-eloszlás csúcsa fokozatosan nyereggé szélesedik és a SiOx réteg szerencsésen meredek, bár sok rácshibával terhelt (Okiválások) átmeneti réteggel fokozatosan terjed mindkét irányban. Nem ez a helyzet a nitrogén implantációjakor, ott a Si 3N4 sztöchiometria léte nem jelent határt: a nitrogén szinte korlátlanul oldódik a nitridben. A 2.38. ábra mutatja be Hemment et al. [1987] nyomán a SOI szerkezet kialakulását. Az ábráról még az a szerencsés körülmény is leolvasható, hogy a tiszta Si-felület kevéssé porlódik - a SiO2-vel összehasonlítva. Ma az így készült SOI szeletek kereskedelmi forgalomban vannak, miután rendkívül termelékeny, a dinamikus hőkezelődést is felhasználó célimplantereket dobtak a piacra. Egy további, minél magasabb hőmérsékletű hőkezelés után a felszínen megmaradt egykristályos Siréteg megfelel az eszköz-minőség követelményeinek.

365


A legutóbbi időkig úgy tűnt, hogy a SIMOX sikeresen versenyez az ún. direkt szeletkötéssel (Direct Wafer Bonding, DWB) készült SOI szeletekkel8.

2.39. ábra. A Smart Cut™ folyamatábrája. A nagydózisú eltemetett buborék-kezdemény réteget létrehozó implantáció, mintegy 30-120 keV, 1016cm-2 H+ , SiO2-n keresztül. A szeleteket összetapasztó hőkezeléskor a párhuzamosan létrejövő buborékosodás leveti az implantált szeletet, kivéve a feltapadt, vékony és - egy érintőleges polírozás után - eszközminőségű lemezkéjét, AubertonHervé et al. [1995] nyomán. A lehántott szelet, szintén enyhe polírozás után újra felhasználható.

Auberton-Hervé et al. [1995] azonban megvalósított egy olyan SOI előállítási technikát (Smart Cut™, 2.39. ábra), amely könnyen lekörözheti valamennyi eddigi eljárást. A Smart Cut nyilvánossá vált alapgondolata a DWB-nek és a 2.2.3.3.-ban leírt, buborékosodást okozó, 8

A DWB-nél egy oxidos és hidrofillá tett (olcsóbb) Si-szeletre (pormentesen!) a "vajas" felével ráhelyezünk egy, már az eszköz által megkívánt paraméterű Siszeletet. Mintegy 800°C hőkezelés segítségével először a van der Waals erők összetapasztják, majd a telítetlen kötések kémiailag is összekötik a két szeletet. Ezt követően a hasznos szeletet csiszolással/polírozással  1m vastagságúra levékonyítják. Ez nemcsak költséges, de rendkívül kritikus lépés is. 366


könnyű ionokkal való implantációnak a házasítása annak érdekében, hogy a DWB legnagyobb problémáját, az egyik szelet kényszerű és több száz mikronon át párhuzamos, nagyfelületű elcsiszolását, majd polírozását megkerüljék. Az eljárás az oxiddal bevont A szeleten indul, ahol az oxid alatt, nagydózisú H+-implantációval, tehát tervezett mélységben, eltemetett buborékkezdeményeket hoznak létre (mintegy 30-120 keV, 1016cm-2 dózis). A - feltehetően most is hidrofillá tett oxidra ráhelyezik a B szeletet, majd végrehajtják a DWB tapasztó hőkezelését. A kötésképződéssel együtt létrejön a hidrogénnek buborékokba való kiválása, ill. az ezzel járó mechanikai feszültségek relaxációjakor a A szelet tömbjének a leválása. A feltapadt rétegen egy érintő polírozást kell végrehajtani, amivel el is készült a SOI szelet. Az A szelet tömbje, szintén egy érintő polírozást kovetően oxidálható és B szeletként újra használható.

367


2.3. Implanterek A Bevezetésben írtunk arról, hogy az első tudatos implantert W. Shockley rajzolta le a szabadalmi bejelentésében. Három országban indult meg nagy erőkkel az implanterek építése: az USA-ban, Nagybritanniában és a Szovjetunióban. Az adottságok miatt eltérő elgondolások szerint, de mindenütt erősen katonai kutatási témaként, és főleg a nukleáris kutatóintézetekben. Nagybritanniában és a Szovjetunióban elsősorban nagydózisú alkalmazásokra alkalmas berendezések születtek az urán izotópszeparátorok átalakított változataiként. Az elsőként indító Egyesült Államokban viszont azonnal az MOS (Metal Oxide Semiconductor) tranzisztorok új generációjának megvalósítását lehetővé tevő technikaként fogtak a kutatásokba. Ennek a koncepcionális eltérésnek köszönhetők az eltérő implanter alaptipusok. 2.3.1. Általános kérdések, alaptípusok A legelterjedtebb (nem tandem-rendszerű) implanterek alapegységei egységesen a következők: 1) ionforrás a "kihúzó" gyorsítófeszültséggel, 2) gyorsítótér, -cső, 3) tömegszeparátor, 4) pásztázó (scanning) egység, 5) tárgykamra (end station), 6) ionáram integrátor. Mindezekhez kiegészítő tartozékként járulnak nem kevésbé fontos elemek: 1) a lehetőleg olajmentes vákuumrendszer, 2) a neutralizálódott ionok csapdája, 3) a csatornázódást elkerülő megoldások, 4) a szeletek elektromos feltöltődését megakadályozó rendszer, 5) a szelet hőmérsékletének stabilizátora, 6) a szeletek mentén az ionáram (laterális) homogenitását ellenőrző, szabályzó rendszerek, 7) esetleges ionfékező rendszer, 8) szeletváltó automatika, 9) általános automatika, archiválás, biztonsági berendezések stb. A mai implantereket 1) a gyorsítófeszültség, 2) az ionáram nagysága, 3) a tárgykamrában előllítható Ti implantációs hőmérséklet és a 4) mintamozgató rendszerek szerint osztályozzák. A gyorsítófeszültség alapján megkülönböztetünk kisenergiájú ( 20 kV), közepes energiájú (20 - 200 kV), valamint nagyenergiájú (0.4 - 2 MV) implantereket. A kisenergiájú gépek, ha nagyáramúak (elérhető 10 A/cm2 is) előadalékolásra alkalmasak, ha közepes áramúak (tipikusan 0,51A/cm2), az ULSI áramkörök Source-Drain implantjainak előállítására specializáltak. A közepes energiájú gépek a leguniverzálisabban 368


használhatók, de pl. ha egyúttal nagyáramúak és magas hőmérsékleten is lehet velük implantálni, a SIMOX szeletek előállítására is alkalmasak. A nagyenergiájú implanterek jelentik a "feljövő" piacot, mert segítségükkel lehet a legmodernebb CMOS áramkörök előállításában több költséges lépést takarékosan és egyszerűbben megvalósítani. A töltéshordozók élettartamának beállítására (2.4.6.) is nagyenergiájú (MV-os) gépek kellenek. Az első feladatra nagy, a másodikra igen kicsiny ionáramok szükségesek. A tárgykamrában beállítható hőmérséklet nem csak a magas hőmérsékletek elérését jelenti, hanem a félvezetőszeletek hőmérsékletének stabilizálását is a reprodukálhatóság érdekében. A mintamozgató rendszerek szintén két nagy családba oszthatók: a félvezetőszeleteken ma gyakori "árkok" oldalfalainak reprodukálható implantálását kell - a csatornahatás egyidejű elkerülésével - megoldani, míg pl. a tribológiai célokat szolgáló implanterekben a besugárzandó tárgyat, pl. szerszámot kell úgy mozgatni és takarni, hogy az ionok lehetőleg mindig merőlegesen érjék a fémfelületeket.

2.40. ábra.Példák az árkok oldalfalainak implantálására; a) árok kapacitás és b) elemek közötti oldalfal kívánatos adalékprofilja, Simonton és Tasch [1996] nyomán

369


2.41. ábra. Két tipikus, 200 kV-os gyorsítást adó, közepes áramú (a piaci versenyben konkurrens) implanter.

Az alapkonstrukciók szerint kétféle implanterről beszélünk: gyorsító-, ill. tömegszeparátor típusúról. A gyorsító típusú gépnél (2.41. ábra) az ionforrásnál csak az ún. kihúzó feszültséget ( 20 kV) alkalmazunk, ezt követi a tömegszeparátor. Az abból kilépő ionok kerülnek a gyorsító térbe és nyerik el végső energiájukat, egyúttal rendszerint - 2D- elektrosztatikus, vagy 1D elektrosztatikus+1D 370


mechanikai pásztázással terítik be a szeletet. A gyorsító tipusú implanterek általában nem túl nagy áramúak, viszonylag kis teljesítményt igényel a tömegszeparálás és előnyös, hogy a tárgykamra földpotenciálon van. A tömegszeparátor típusú implantereknél a kihúzó feszültség egyúttal elegendő gyorsítást is ad (akár 50 kV-ot is), emiatt nagy elektromágnes kell a tömegszeparáláshoz, de a mágnes földpotenciálon lévén, a táplálása nem nagy gond. Ezután következik egy esetenként bekapcsolható további, egyes gépeknél változtatható polaritású gyorsítófeszültség, amely lassító tér is lehet. Az ilyen implanterek rendszerint nagy áramerősséget tudnak szolgáltatni. Emiatt a pásztázást 2D mechanikai pásztázással oldják meg. Hátránya ennek a rendszernek, hogy a tárgykamra magasfeszültségen van, amely nemcsak balesetveszélyes, de pl. az áramintegrálás is gond (az autonóm integrátor jelét pl. optikai csatolással kell kihozni). Hasonló, bár nem megoldhatatlan gond a szeletek hűtésének megoldása nagyfeszültségen. Ha a nagy ionáramot éppenséggel a szeletek melegítésére is fel akarjuk használni, mint pl. a SIMOX-ot gyártó gépeken, a hűtés kérdése fel sem merül. 2.3.2. Részegységek, konstrukciós elvek Vegyük röviden sorra a gépek egyes szerkezeti elemeit. 1) Ionforrás a "kihúzó" gyorsítófeszültséggel 9. Az ionforrások konstrukciójának alapelve, hogy a belevezetett gáz- vagy gőzállapotú anyag (atom, molekula) minél tökéletesebben ionizálódjék. (Adott gyorsítófeszültség mellett a nagyobb ionenergiák elérésére kívánatos a többszörös ionizáció, tandem rendszerekben pedig a negatív ionok fellépte.) Ezek elegendő élettartammal kell rendelkezzenek az ionútba való jó hatásfokú bevezetéshez. Az ionoptikai elemek, elektrosztatikus, esetenként mágneses lencsék szerepe már itt elkezdődik. A gyakorlatban előforduló ionforrásokban az ionokat HF vagy VHF térrel, ill. elektronbombázással ionizálják, míg egy kisegítő mágneses tér az ionokat helikális pályára kényszeríti, hogy azok a forráson belül hosszú utat fussanak be és sok ütközéses ionizációt 9

További olvasmányként javasoljuk K.G. Stephens fejezeteit, p. 455, Ed. J.F. Ziegler "Handbook of Ion Implantation Technology" (North-Holland, Amsterdam, 1992), vagy p. 465, Ed. J.F. Ziegler "Ion Implantation Science and Technology" (Ion Implantation Science and Technology Co., Yorktown, 1996) monográfiákban. 371


okozzanak. A kis- és közepesáramú implanterekben az egyszerű nagyfrekvenciás ionforráson kívül, amelyek kiválóak nemesgáz ionok előállítására, az ún. duoplazmatronok a legelterjedtebbek. Ezekben két kisülési tér van a nagyobb ionizásiós hatásfok elérésére és ionoptikai okok miatt. A VHF ionforrások egy fontos és terjedő családja a kisülésbeli elektronokra ciklotron rezonanciát állít be, ECR források. Ezzel rendkívül jó hatásfokú ionizációt lehet elérni anélkül, hogy a plazmatérbe pl. izzószálat kellene tenni. Ennél viszont a mikrohullámú ablak megoldása okoz karbantartási gondokat. A nagyáramú forrásoknak három tipusa terjedt el. Mindhárom lényege, hogy a kisülési térbe bevezetett gőzöket/gázokat mágneses térrel helikális pályára kényszerített elektronok ionizálják. A talán legelterjedtebb Freeman-forrásban egy izzószál fut az ionforrás tengelyében, amelyre merőlegesen, vonalszerűen lépnek ki az ionok a kiszívó elektrodák hatására. Ugyancsak "klasszikus" ionforrás egyes szovjet gyártmányú implanterek von Ardenne-féle forrása10. Ez abban tért el a (későbbi) Freeman forrástól, hogy a plazmában nem fut izzószál, hanem egy segéd-elektronágyúból 6 keV-es elektronok indirekten felfűtenek egy wolfram-hasábot, amely azután a kisülési térbe emittálja a gázionizációt okozó elektronokat. Emiatt kisebb a karbantartási igénye, mint a Freeman-forrásnak. A világpiaci elterjedését az egykori "titkossági" meggondolások teljesen leblokkolták. A Bernas-forrás mindkét forrással rokon és sok gyári implanterben alkalmazzák. 2) A gyorsítótér lényegében egy többé-kevésbé homogén terű gyorítócső, amelyben az ionok elnyerik a megkívánt energiájukat. Egy egységként a kb. 150 kV a megszokott. Ekkor, a kihúzó feszültséggel együtt érik el a 200 kV összfeszültséget. Ha a feszültség V1, a gyorsítócsőből kilépő ionokra 1 M 1 v 12  q 1V1 , 2

2.3.1.

ahol q1 az iontöltés multiplicitása. Mint említettük, tömegszeparátor tipusú implanterekben a kettéosztott gyorsítás közül az egyik fékező tér is lehet, hogy pl. a bórionok esetén ma igényelt  5 keV energia elérhető legyen, sőt haladunk a 1 keV igényének fellépte felé. A lassító tér azonban, a 10

M. von Ardenne, hadifogolyként, izotópszeparálás céljára tervezte a negyvenes évek végén. 372


tértöltési hatások miatt nehezen megoldható ionoptikai kérdéseket vet fel. 3) A tömegszeparátor szinte minden "minőségi" implanternél mágneses megoldású. A Lorentz-erő hat egy q töltésre:     , 2.3.2. F  q v1  B     ahol B a mágneses indukció. Az r-sugarú körpályára kényszerített

q töltésre ható Fc centripetális erő M 1 v 12 Fc  . r

2.3.3.

Ezekből az r sugár r

M1v1 . q 1B

2.3.4.

A 2.3.1. figyelembe vételével a V1 potenciálon végigfutott ionra 2.3.4: 1  2M 1V1  r   B  q1 

1/ 2

.

2.3.5.

Tehát adott gyorsítófeszültségre és mágneses indukcióra az ionpálya sugara arányos a tömeg/töltés aránnyal. Felidézzük, hogy a mágneses tér nem okoz sebesség-, azaz energiaváltozást. A mágnes maga olyan ionoptikai elemnek tekinthető, amely csak a saját síkjában fokuszál. 4) A pásztázó egységről már tettünk említést, nevezetesen, hogy két megoldást alkalmaznak: elektrosztatikus eltérítést, ill. mechanikai pásztázást. Mindkettő lehet 2D-pásztázás, de kombinálható is a két módszer egy-egy dimenzió erejéig. Bármilyen is legyen a megoldás, a pásztázó rendszeren múlik a felületi homogenitásra vonatkozó követelmények kielégítése. Az elektrosztatikus eltérítés rendkívül precíz lehet, bár lényeges konstrukciós kérdés, hogy a kétirányú frekvencia rosszul megválasztott aránya esetén a nyaláb Lissajous-görbéket ír a szeletre, amelyek fellépte tönkreteheti a laterális homogenitást és szisztematikus hibát okoz. Nem meglepő, hogy a csatornázódás elkerülése követelményének kielégítése miatt manapság terjednek a többszörös eltérítő lemezpárokat alkalmazó, 373


ún. párhuzamos pásztázó (parallel scan) rendszerek. Ezek alkalmazásával elérhető, hogy a becsapódó ionok a nagyátmérőjű Siszeletek távoli pontjaira is azonos szöggel érkezzenek - elkerülendő a homogenitás ilyetén szisztematikus hibáját. Nagyáramú berendezéseknél az eltérítő lemezpároknál fellépő tértöltések lehetetlenné teszik az elektrosztatikus eltérítés alkalmazását. A kombinált pásztázások egyik elterjedt változatánál vízszintesen elektrosztatikusan (akár párhuzamos pásztázással) térítik el a nyalábot és ez a nyaláb esik a szeleteket tartó nagyátmérőjű forgó tárcsára. A csatornázódás elkerülését ez a rendszer könnyen meg tudja valósítani. Ezen a ponton ismertetünk egy fontos követelményt: nem csak a rendszer belső nyomásának, azaz az implanteren belül a vákuum értékének kell jónak lennie, de rendkívül fontos, hogy - akár szubmikronos - részecskék ("particulate") se repkedjenek a vákuumtérben. Ezek ui. előbb-utóbb elektrosztatikus töltést is nyernek és a szeletre feltapadva katasztrofális hibákat okozhatnak. Ez, a mára minden vákuumos mikroelektronikai technológiai berendezéssel szemben megfogalmazódó követelmény széleskörű szerkezetianyagkutatást indított el. Nagyáramú implantereknél a 2D mechanikai pásztázás a legmegfelelőbb, amely esetén mindaz a gond, amely az intenzív nyalábok kezelésének, a csatornahatás elkerülésének a nehézségeiből adódik, fel sem lép. 5) Az ultravákuumot is biztosító tárgykamra - miként talán minden mai félvezetőtechnológiai eszközben - az implanterekben is a fő ármeghatározó tétel. A szeletek kezelését végző részecskementes robotika fajlagos költsége ui. igen magas. Implanterekben emellett még a legfontosabb segédberendezések is a tárgykamrában találhatók, ill. annak funkcionalitását segítik. Esetenként tehát nemcsak a 2D pásztázás zajlik a tárgykamrában, hanem minden esetben itt vannak az áramintegrátor, ill. az áram homogenitását ellenőrző elemek Faraday-cellái, a szelet hőmérsékletét stabilizáló szerkezetek, valamint a Si-szeletek feltöltődését megakadályozni hivatott elektron-elárasztó források, valamint a neutralizálódott "ionokat" kiiktató megoldások is. A részecskeszennyezés elkerülésére ma a szeleteket billegtető automatikával, hűtőrendszerrel méteres küllőkre szerelik, hogy távol legyenek a csapágyaktól, amelyek potenciálisan fő részecske-emitterek. 6) Az ionáram integrátorral szemben magasszintű követelmények vannak: a legkisebb praktikus dózis 10 9 ion/cm2, amelynél - ha az 374


ionvezérlés (az ionáram útjában a zárindítás, -elzárás) hibáját csökkenteni akarjuk - célszerű, hogy a művelet legalább 30 s-ig tartson (egyszerűsít, ha csoportos - "batch" - megmunkálás folyik). Azaz pA tartományba eső áramértékektől kell mintegy 10 mA-ig pontosan mérni és integrálni, ill. a jellel az ionáramot vezérelni, esetleges üzemzavarok esetén folytatni a megkezdett besugárzást stb. A tömegszeparátorokban mindezt autonóm módon, földfüggetlenül kell megvalósítani. A szekundér elektronok hamisító hatása miatt, külön feladat a valódi dózis megmérése. Elektromos ellenteret vagy a Faraday-cellák körül erős sztatikus mágneses teret alkalmaznak, hogy a - szerencsére csak maximum  200 eV energiával - kilépő elektronokat visszakényszerítsék a mérőelektródba és így azok az árammérést ne hamisítsák meg. Az áram/dózismérés meghamisítását okozzák azok az ionok, amelyek az ionúton neutralizálódnak. Ez a kérdés különösen régen volt jelentős, amikor a megszokott belső nyomás mindössze 10 -5 mbar táján mozgott. Ekkor ui. a neutralizáció mértéke kb. 10%/m! A neutrálisok - a szeletbe jutva - többszörös gondot okoznak. Elöszöris nem biztos, hogy a neutralizáció előtt elérték a kívánt energiát, másodszor, a szeletbeli fizikai hatásuk azonos a "szabályosan" érkező ionokéval, tehát meghamisítják a mért dózist. Védekezésül felhasználhatók az elektromos eltérítés eszközei, vagy - mechanikai pásztázás esetén - erre a célra kell egy, a szeletek közelében lévő eltérítő lemezpárt alkalmazni. A mai megoldások egyszerűsödtek azáltal is, hogy ma a gépek az UHV tartományban (10-7-10-8 mbar), olajmentes szivattyúkkal működnek. Igaz, hogy félvezetőkben, az implant ionokkal szemben maszkként széles körben alkalmazott fotolakk polimérek gázkibocsátása okoz ma is gondokat, de csak mint a szeletek közelében fellépő lokális vákuumromlás.

375


2.42. ábra. Az Eaton NV10 elektronelárasztó rendszere

A legnehezebb kérdés a struktúrált, részben SiO2-vel borított szelet feltöltődésének (2.42. ábra) megakadályozása, mert az oxidba jutó töltések katasztrófális letöréseket okozhatnak. Hosszú ideje építenek a szeletek elé elektronágyúkat, amelyekből kilépő, a nyalábot keresztező elektronáram "elárasztja" ("flooding") és neutralizálja az ionokat. Amíg a vákuumrendszerek rosszabbak voltak, a gond látszólag kevésbé mutatkozott meg: a szeletek felületére polimerizálódott/krakkolódott szerves anyagok ui. (l. 2.6.1.) már kisebb dózisoknál is vezető filmet vontak a szelet felületére, ami a töltéseket a szelettartón át elvezette. Ezt - a plazmamarásokat megelőző időkben - nagyon nehezen (HNO3-mal) lehetett csak eltávolítani. Az elektronokkal való elárasztás azért bonyolult, mert a strukturált szelet körüli elektromos tér bonyolult szerkezetű, ezért csúcs- és élhatások eseleg elektronokat vonzanak oda, ami ugyanúgy problémát okoz. Az UHV rendszerek miatt azonban az árasztás elkerülhetetlen.

376


2.43. ábra. Hővezetési kép implantáláskor

A szeletek hűtése külön "tudomány" (2.43. ábra). Mint említettük, a Si hővezetése szerencsés: megközelíti a réz hővezetőképességét. Ennek ellenére gondoskodni kell a szelet globális hűtéséről - a dinamikus hőkezelődésről mondottak alapján (2.2.5.) ez nem meglepő. A (T) változása szilíciumban a Tsz környékén még jelentős, ezért nem tűrhető, hogy a szelet akár csak 50°C-ra is felmelegedjék. Az ábra mutatta termalizációs tartományban ui. ekkor már olyan hőmérsékletek uralkodnának, amelyek nemkívánt mértékben felerősítenék a dinamikus hőkezelődés szerepét. Az ionok energiájának sugárzással való eltávozása általában elhanyagolható a vezetéssel való termalizációhoz képest. Egyrészt a Stefan-Boltzmann törvényben a T hatványkitevője miatt, másrészt az ionok energialeadásának zöme az Rp táján történik, ami már közepes energiák esetén is jelentősen a felület alatt van, tehát a kaszkád magas "hőmérsékletén" várható kisugárzás gátolt. Tehát a következőkben a hővezetéses hűtés problémáit ismertetjük. A hőnek a szeletről való elvezetése a hátsó határfelületen rendkívül érzékeny kérdés, egyrészt a vákuum miatt, másrészt amiatt, mert a szeletek hátsó felületét nem szokták polírozni (több ok szól a

377


hátlap-polírozás ellen; az egyikről, a getterezésről a 2.4.7.3. fejezetben szólunk is). A gondokat növeli, hogy a Si-szeleteket robotok helyezikveszik fel, ill. veszik le a szelettartóról, szeletmozgatóról. Emiatt a rendszernek elegendően flexibilisnek kell lennie, azaz a pl. régebben a nagyáramú gépekben gyakran alkalmazott szilikonzsírral való felragasztások ma már emiatt sem felelnek meg. Két rendszer terjedt el. Az egyik ún. elasztomér anyagokat használ, amelyekre jól feltapad az acélkerettel leszorított szelet. A másik még meglepőbb megoldás: a szelet előlapját egy vákuumzáró gyűrűnek feszítjük és mögötte néhány m-es vastagságú ritkított gázteret hozunk létre, amelynek nyomását úgy választjuk meg, hogy a gázmolekulák szabad úthossza nagyobb legyen, mint a légrés. Ekkor ui., az ún. Knudsen-tartományban nagyon jó, de főleg reprodukálható hővezetés keletkezik a szeletről a már hűtőközeggel hűtött mintatartóra. Mind az elasztomér, mind a gázhűtés alkalmazásakor a szeletek kismértékben meggörbülnek. Ez - főleg a nagyátmérőjű szeleteken - a csatornázás miatt szisztematikus hibát okoz(hat). 6.Példa Számítsa ki egy 100 kV-ra gyorsított, egyszeres töltésű As ion sebességét. v1 = [(2x105 eVx1,6x10-19)/(74.9x1,66x10-27kg)]1/2 = 5,07x105 m/s.

7.Példa Számítsa ki az egyszeresen töltött As-ion pályájának sugarát V1 = 10 kV és B = 0,5 Wb/m esetén! r = (1/0,5)[(2x74,9x1,66x10-27x104)/(1,6x10-19)]1/2 = 0,25 m.

378


2. 4. Implantáció félvezetőkbe 2.4.1 A rétegek minősítése Az implantáció jelentősen megváltoztatja a felületközeli réteg minden tulajdonságát - ha nem a belőtt anyag, de a szerkezeti hibák révén mindenképpen. Így bármely tulajdonság alkalmas lehetne a hibák tanulmányozására. Leggyakrabban 1) a primér, de főleg a szekundér hibák, 2) az adalékanyag (1D-, 2D-, sőt 3D-) eloszlása, valamint 3) annak elektromos aktivációja szempontjából - amely korrelál a rácsbeli elhelyezkedéssel (az "akkomodálás" értelmében is) - szokták az implantokat vizsgálni. Az optikai, tribológiai, korróziós, katalitikus tulajdonságok mérése adott esetekben alapvető fontosságú. Az implantációt a legtöbb esetben követő hőkezelések során bekövetkező diffuziós és aktivációs folyamatokban a defektek fontos szerepet játszanak - mindennek figyelése, befolyásolása adja a "minősítés" célját, értelmét. A jelen rövid összefoglalóban főleg az implantált félvezetők, elsősorban a Si minősítésére összpontosítunk. Itt a rácshibák vizsgálatára klasszikusan alkalmazott módszerek két fő csoportba sorolhatók: integrális módszerek, amelyek valamennyi hiba együttes hozzájárulását adják meg, és "spektroszkópiai" módszerek, amelyek alkalmasak az egyes hibatípusok megkülönbözetetésére. Mint minden osztályozás, ez a különválasztás is csak bizonyos határok között igaz: vannak ugyanis olyan módszerek, amelyek mindkét jegyet magukon hordozzák. Részletes áttekintés található számos, a ponthibák tanulmányozásában alkalmazott módszerről Agullo-Lopez, Catlow és Townsend [1988] könyvében, valamint pl. az "Analysis of Microelectronic Materials and Devices" cimű kötetben (Eds. Grassenbauer és Werner [1991]). A Backscattering Spectrometry (csatornahatással is kombinált RBS). Ez a módszer végigkísérte az ionimplantáció kutatását, mert érzékenysége, mélységi felbontóképessége és az a tulajdonsága, hogy egyetlen mérésből rendkívül sokféle információ nyerhető, kifejezetten illeszkedett az implantált rétegek jellemzőihez - bár a két, talán legfontosabb szilícium-adalék, a bór és a foszfor esetében e módszerrel csak a rácshibák tanulmányhozhatók.

379


Az RBS az ionsugaras analízis11 egyik speciális, de talán leguniverzálisabb változata. A módszer egyfajta ionbesugárzás: célszerűen kollimált, E0 (MeV) energiájú He+, ritkábban H, C, N ionok nagy szögben (170°, "vissza-")szóródó - a  dózishoz viszonyított hányadát mérik energiafelbontásban. Ebben a geometriában a folyamat teljesen rugalmas (2.2.2-4. fejezetek), így 1) a szóródó ionok energiája direkt kapcsolatban van az atomok tömegével (energia transzfer, 2.2.15), ill. 2) hozama azok felületi sűrűségével (atom/cm2); 3) a behatoló és a mélyből visszaszóródó ionok energiavesztesége mélységskálává transzformálható (2.2.34 alapján); mindezzel mélységfüggő kémiai analízis végezhető (Gyulai et al. [1970]); 4) csatorna irányban az adott mélységben mért hozam lecsökken, de a rácshibákkal, rácsközi adalékatomokkal az ionok ütköznek, tehát a visszaszóródó ionok jelzik ezek jelenlétét;

HOZAM

5) a rácspontokban helyet foglaló adalékok is behatárolhatók "háromszögeléssel".

Véle

tlen

Si

irán

yú

0

MÉLYSÉGSKÁLÁK ELEMENKÉNT As 0

Csator

názott

0.56E0

E0

VISSZASZÓRT IONENERGIA

2.44. ábra. Arzénnal implantált szilícium véletlen, ill. csatornázott irányú RBS spektruma, sematikusan. A "Hozam" az (E,E+dE) energiasávban detektált részecskék relatív száma. Az ionsugaras analízis (Ion Beam Analysis, IBA) gyűjtőneve mindazon módszereknek, amelyek mononergikus részecskenyaláb szóródásából vagy a kiváltott magreakció termékeiből következtetnek a vizsgált anyag anyagi minőségére, szerkezetére. Az alkalmazott ionok általában "könnyű" ionok, a detektált "reakciótermék" lehet maga a (szóródott) ionok árama, energiaeloszlása, az általuk kiváltott reakciótermékek (ionok, karakterisztikus röntgensugárzás vagy gamma-foton) bármely mérhető paramétere. 11

380


Egy sematikus RBS-spektrumot mutat a 2.44. ábra. A lépcsőjellegű görbe a szilíciumatomokról visszaszórt He-ionok hozama. A felületi Si-atomokról  0,56E0 energiával szóródnak vissza, majd a fékeződés miatt a detektorba érkező ionok energiája a mélységgel csökken - innen a balra mutató mélységskála. A nehezebb, eltemetettként képzelt arzén-eloszlás nagyobb ionenergiánál található (felületi As atomról EHe  0,80E0). A csatorna irányban felvett spektrum közel átlátszónak mutatja a kristályt, de a kiszóródás a mélységgel erőteljesen nő. A felszínnél látható csúcs az ún. felületi csúcs, amely az ionok által mindig "látott" felszíni atomokról (Si-nál 5x1015 atom/cm2) visszaszóródó ionoktól származik (részletesebben: Gyulai és Mezey [1985], Chu et al. [1978]). A módszer fő korlátjaként megemlítendő, hogy az egymáshoz közeli tömegű és egyúttal mélységben is közeli atomokról visszaszóródó ionok energiája közel azonos, tehát ilyenkor az analízis lehetetlenné válik. Fő előnye viszont, hogy - a detektortól eltekintve - bármelyik IBA eljárás azonos berendezésre épül, tehát gondok fellépte esetén is szinte biztosan van mód az analízis elvégzésére, legalábbis részleges megoldás. További előny pl., hogy mivel a csatornahatással kombinált RBS-nek a rácshibákra vonatkozó érzékenysége hasonló a transzmissziós eletronmikroszkópéhoz, de nem igényel hosszadalmas mintaelőkészítést, az RBS alkalmas annak eldöntésére, hogy érdemes-e az egyébként képszerű és direktebb információt szolgáltató TEMmódszerrel próbálkozni. Transzmissziós és nagyfelbontású transzmissziós elektronmikroszkópia (TEM, ill. HRTEM). A TEM alapvetően egy elektronforrásból, a gyorsítófeszültséget ( 100 - 300 kV) biztosító elektronágyúból, valamint a nyalábformáló (kondenzor) és objektív szerepet betöltő elektromágneses lencsékből áll. A gyorsított elektronok áthaladnak a mintán, a kilépő elektronokat az objektív lencsék a mikroszkóposzlop alsó részében található fluoreszcens ernyőre vetítik. A kívánt képminőség elérése után, a képet fényképészeti úton vagy digitálisan rögzítik. Két képalkotási módszert alkalmazhatunk a transzmissziós elektronmikroszkópban: az ún. diffrakciós kontraszt módszer ("szokványos" TEM) a helyi diffrakciós és szórási körülmények változásából származó "átlátszóság" változások kimutatására alapul (pl. így különböztetjük meg az amorfizált réteget a kristályos szerkezetűtől); a második az ún. nagyfelbontású (szokták rácsfelbontásúnak is nevezni)

381


leképezés, ilyenkor a kép két vagy több diffraktált elektronnyalábnak a mintán eltérülés nélkül áthaladt nyalábbal történő interferenciája nyomán keletkezik. A kép fekete/fehér pontok (diffrakciós maximumok/minimumok) rendezett elhelyezkedéséből áll, azaz a minta atomjainak szabályos elrendezését használjuk diffrakciós rácsként. Fel kell hívni a figyelmet arra, hogy: a) ugyan ebből a képből visszaszámolható az atomok tényleges elredeződése, de a nyers képen látható pontok nem azonosak az atomi pozíciókkal b) a számolt atomi pozíciók tulajdonképpen nem egy atom, hanem egy "atom-oszlop"-ra vonatkoznak, azaz az elektronsugárral párhuzamos állású oszlopban található ponthiba nem mutatható ki. A TEM rutinszerűen alkalmazott a szekundér hibák, leggyakrabban diszlokációk kimutatásában és újabban mennyiségi vizsgálatában is. A módszer alkalmazhatóságának alapfeltétele a megfelelően kis vastagságú,  10 nm (az elektronok számára "átlátszó") minta kialakítása. Ezt több lépcsőben végzett mintavékonyítással, előbb csiszolással, majd ionporlasztással vagy kémiai mintavékonyítással érik el. Rendszerint két nézetet alkalmaznak, az ún. felülnézeti és a keresztmetszeti mintát. A felülnézeti minta síkja párhuzamos az implantált réteg síkjával, míg a keresztmetszeti minta síkja, mint megnevezése is mutatja merőleges az implantált réteg síkjára. A 2.4.2 fejezetben számos példát fogunk adni a TEM alkalmazására implantált rétegek minősítésében. Röntgensugár diffrakció (X-ray Diffraction, XRD). A szilárdtestek néhánytized nm nagyságredű rácsállandója ideális diffrakciós rácsokká teszi azokat a röntgensugarak számára. Az állítást megfordítva, a röntgendiffrakció kiválóan alkalmas a kristályos szerkezet meglétének, vagy hiányának kimutatására. Ezen túlmenően, bonyolultabb eljárásokkal, amilyen például a kétkristályos röntgendiffrakció, kimutathatók az implantálás és hőkezelés után jelentkező rácsfeszültségek. A kétkristályos röntgendiffrakció képes ezeknek a néhány százalékos rácsállandó változásoknak a kimutatására, így a módszer lehetőséget ad az implantált rétegben visszamaradó feszültségek tanulmányozására (pl. Servidori [1987]). A SIMS módszer (szekundér ion tömegspektrometria, Secondary Ion Mass Spectrometry) alapgondolata, hogy mélységfüggő kémiai összetételt lehet meghatározni, ha a mintát kontrolláltan porlasztjuk és a távozó atomi fluxus ionos részét egy 382


tömegspektrométerbe vezetjük és folyamatosan regisztráljuk annak atomi összetételét. A SIMS módszer - néhány bonyolult izotópos eljárástól eltekintve, ill. egy-két elemnél az ionizáció gondjaiból eredő esetet kivéve - a legérzékenyebb és a legnagyobb dinamikus átfogást biztosító mikroanalitikai eljárás. Különösképpen alkalmas - az egyéb módszerekkel nem, vagy alig vizsgálható bórprofilok hat nagyságrendnél többet átfogó mérésére. Sajnos, a szintén gyakran igényelt foszforprofilok érzékeny mérése a SIMS-nek is nehézséget okoz. A mintegy 1-5 keV energiájú porlasztó ion fajtájának megválasztásával (Ar+, Cs+, O- stb.) akár az érzékenység, akár a dinamikus átfogás optimumát meg lehet találni. Szemben az RBS-szel, a SIMS-nek a legnagyobb nehézséget az abszolut mérés jelenti. Relatív mérésekre kiváló, de a standardok alkalmazása nehézkes. A gondokat főleg a porlasztás okozza. Egyfelől az elkerülhetelen ionos keverés ront a határfelületek élességén, másfelől a helyi összetételtől függ a leporlódott anyag molekuláris és ionizációs állapota. Egyetlen mintán belül is problémát jelenthet az ún. kedvezményzett (preferált) porlasztás, amikor a vizsgált anyag egyes összetevői eltérő porlódási együtthatóval rendelkeznek. Mindez tovább bonyolódik, ha a minta mélységi összetétele jelentősen változik, és így a porlasztási sebesség is változik a mérés folyamán. Ha a porlasztás egyensúlyba jutott, a gond enyhül és noha a felszín összetétele már nem feltétlenül felel meg a minta sztöchiometriájának - abból az első elvből következően, hogy a minta teljesen elporlasztható -, a nehezebben porlódó komponens éppen annyira dúsul fel a felületen, hogy belőle is a nominális összetételnek megfelelő fluxus jelentkezik. A módszer minden gondja ellenére a legelterjedtebb analitikai eljárás a félvezetőipar területén. Új fejlesztésként, a tömegspektrométerfunkciónak repülési idő ("Time-of-Flight", TOF) detektálásra való átalakításával napjaink legérzékenyebb analitikai berendezése állt elő. Kiváló példaként visszautalunk a 2.16. ábrára, ahol bórprofilok láthatók. A módszer egy kvantitatív változata az ún. szekundér neutrális tömegspektroszkópia, az SNMS. Ennél a leporlódott atomok túlnyomó többségét kitevő neutrális hányadot előbb egy ionforrásba vezetjük, majd a kapott ionokat analizáljuk a tömegspektrométerrel. A várakozások ellenére annyi a különféle veszteség, hogy az SNMS általában nem éri el a SIMS érzékenységét, de mint mondottuk, kvantitatív, ami sok esetben nagyon hasznos.

383


Terjedési ellenállás módszer. A terjedési ellenállás módszer (Spreading Resistance, SR) gyors és igen elterjedt módszer az implantált réteg hőkezelése alatt kialakuló átmenet mélységének, és bizonyos hibahatáron belül az elektromos aktiváció mértékének megállapitására. A módszer az eredeti felülettel kis szöget bezáró csiszolat ( 0.2°) kialakításán és ezen a csiszolt felületen végzett, kétpontos ellenállásmérésen alapul, ahol az egymástól 50 mm nagyságrendű távolságra található hegyes fémszonda "lépeget". Kiindulópontként az eredeti felület és a csiszolással kialakított felület alkotta "gerincet" szokták alkalmazni. A lépegetés során alkalmazható legkisebb lépéstávolság rendszerint tizedmikronos nagyságrendű. Egy félvégtelen kiterjedésű homogén felületen D átmérőjű kontaktuson mért ellenállás értékét az alábbi elméleti összefüggés adja: Rs 

 , 2D

2.4.1 ahol Rs a két pont közötti ellenállás érték,  pedig az anyag fajlagos ellenállása. A gyakorlatban egy korrekciós tényező alkalmazása is szükséges: Rs  k ()

 , 2D

2.4.2

ahol a k() értékét kísérletileg kell meghatározni hitelesítő minták segítségével. A pn- (np-) átmenetnek ellenállás maximum felel meg. Az adott mélységnek megfelelő fajlagos ellenállás értékből számolható az elektromosan aktív adalék koncentrációja. Ezt összevetve a SIMS mérésről nyert kémiai koncentráció értékkel, információt kapunk az adott mélységre jellemző aktivációról. Töltéshordozó élettartam mérések. A töltéshordozók élettartama rendkívül érzékenyen reagál a rácshibákra, amelyek szórócentrumokként és csapdákként viselkednek a mozgó töltéshordozókkal szemben. A kisebbségi töltéshordozók élettartamát leggyakrabban a fotogenerált töltések relaxációját mérve határozzák meg. Az élettartam reciprokálisan adódik össze a tömbi és a felületi élettartamból. Ez utóbbit szokták felületi rekombinációnak nevezni. A tömbi élettartam akkor határozható meg egyértelműen, ha a felületi rekombináció, pl. a felület jódos kezelésével, elektrolitbe merítéssel, közelítőleg elhanyagolhatóvá válik. A vevetőképesség lecsengésének detektálására több lehetőség is van. Elterjedt és nagyon jó, érintés- és kontaktusmentes módszer a -PCD (Microwave Photoconductive Decay), amely egy lézerimpulzus által keltett többlet-töltéshordozók okozta mikrohullámú vezetőképesség 384


lecsengését követve méri az élettartamot 12. A félvezető-elektrolit kontaktus tulajdonságait, pontosabban a HF-be merített Si felületének az ideálist megközelítő állapotát használja ki az ún. Elymat módszer (Electrolytical Metal Tracer, Föll et al. [1989]), ahol a gerjesztést szintén lézerimpulzus hozza létre és a vezetőképesség lecsengését mérik. Mindkét professzionális készülék alkalmas a teljes szeletfelület 1 mm 2nél jobb felbontású élettartam térképének elkészítésére. Tranziens mélynívó spektroszkópia (Deep Level Transient Spectroscopy, DLTS). A DLTS módszer egy Schottky dióda kiüritett rétegébe injektált töltéshordozók által előidézett kapacitásváltozás időfüggésének mérésén alapul. A rövid töltéshordozó impulzus megbontja az egyensúlyi állapotot, a csapdák feltöltődését eredményezi. Ezután a szabadon hagyott rendszer az egyensúlyi állapot felé tart, azaz töltéshordozók szabadulnak ki a csapdákból, a folyamat  időállandóját mérik egy ún. tranziens kapacitásmérés során. Az emissziós folyamat hőmérsékletfüggését felhasználva, úgy, hogy a mérést pl. a hőmérséklet változtatásával végezzük, szétválasztható a különböző csapdák hozzájárulása a kapacitás tranzienshez. Amikor valamelyik csapda szerepe a kapacitás-tranziens alakításában dominánssá válik, a Shockley-Read-Hall modell (Shockley és Read [1952]) alapján a következő összefüggés írható fel a  értékére





1    N t v t exp  E t  E F  / kT 

,

2.4.3

ahol  a csapda befogási hatáskeresztmetszete, Nt a csapda sűrűsége, vt a termikus sebesség, Et a csapda energiája és EF a Fermi energia. Látható, hogy valamely csapda emissziója akkor válik dominánsá, ha Et - EF > kT. Feltételezve, hogy  nem függ a hőmérséklettől, és figyelembe véve, hogy Nt ~ T3/2, valamint hogy vt ~ T1/2, azt kapjuk, hogy





1 ~T 2 exp  E t  E F  / kT 

.

2.4.4.

Tehát a hőmérséklet, és a kapacitás-tranziens időállandója azonosítja az Et energiájú állapotot. A DLTS módszert egyaránt alkalmazták a szennyeződések és a hibák vizsgálatára. Különösen eredményes volt a módszer alkalmazása az implantálás után fellépő vezetőképesség és élettartam csökkenést Az egyik legkorszerűbb -PCD-t, valamint az alább ismertetendő DLTS készüléket a magyar Semilab Rt. fejlesztette ki és viszi piacra. 12

385


előidéző centrumok azonosításában (Keskitalo és Hallén [1994], Hallén et al. [1996]) In-situ elektromos mérések. Az eddigiekben tárgyalt módszerek közös vonása, hogy ex-situ módszerek, tehát a mérés az implantálás befejezése után, úgymond a végállapotban történik. A hibaszerkezet implantálás közbeni alakulása is nyomon követhető in-situ vezetőképesség méréssel. Battaglia et al. [1995 ] a dózis függvényében négy nagyságrendnek megfelelő vezetőképesség csökkenést figyelt meg, amelyet két nagyságrendnyi növekedés követett. A 400 keV energiájú Si és 2.7 MeV energiájú Pt implantálás során alkalmazott dózisok a 10 9 cm2 dózistól a 1019 cm-2 dózisig terjedtek. A kisebb dózisok esetében megfigyelt vezetőképesség csökkenés a töltéshordozók számát csökkentő hibák számlájára írható. A vezetőképesség bizonyos mértékű javulását a dózis növekedésével az magyarázza, hogy a kiterjedt hibák és amorf tartományok képződése során a ponthibák koncentrációja lecsökken. Pásztázószondás módszerek. Akkor lenne ideális egy módszer, ha egyszerre "láthatná" a hibát (adalék atomot) atomi felbontásban, és ugyanakkor a hiba (adalék atom) környezetében jelentkező tulajdonságbeli módosulásokról is információt nyerhetnénk. A nemrégiben kifejlesztett pásztázószondás módszerek (Scanning Probe Methods, SPM), mint a pásztázó alagútmikroszkóp (Scanning Tunneling Microscope, STM, Binning et al. [1982] és az atomerő mikroszkóp (Atomic Force Microscope, AFM) [Binning 1986] bizonyos mértékig eleget tesznek ennek a kívánalomnak. Ezek a módszerek egy nagyon hegyes tű (a "szonda") és a vizsgált minta felületi atomjai között fellépő kölcsönhatáson alapulnak. Újdonságuk miatt kissé részletezzük ezeket. Az STM működési elve a fizikából ismert alagútjelenség. Ha 0,1 nm nagyságrendű távolság választ el egymástól két vezetőt, akkor a közéjük kapcsolt egyenfeszültség hatására a legmagasabb energiával rendelkező elektronok "átugorhatnak" a negatív elektródról a pozitívra. Az így folyó alagútáram erőssége exponenciálisan függ az elektródák távolságától, ebből ered az STM kiváló felbontása. Az AFM egy nagyon finom, mintegy 5 mm vastagságú, egykristályos Si laprugón mikrolitográfiás eljárással kialakított szilíciumnitrid tüske és a vizsgált felület között fellépő taszító jellegű erők okozta rugó-deformáció mérésen alapul. A minta és a tű csúcsa között ható erők jellemző értéke a nanonewton tartományban van. 386


A pásztázószondás módszerek alkalmazása az ionbesugárzással keltett hibák vizsgálatára viszonylag újkeletű. STM segítségével atomi felbontásban legtöbbet vizsgált anyagok egyike, a pirolitikus úton előállított közel egykristályos grafit ("Highly Oriented Pyrolythic Graphite", HOPG). A szilíciumban jelentkező hibák alagútmikroszkópos vizsgálata elé a natívoxid gördít súlyos akadályokat. Egyrészt a Si atomi felbontású leképezéséhez ultranagy vákuum (Ultra High Vacuum, UHV), azaz 10-7- 10-8 Pa-nál kisebb nyomás szükséges (a natív oxid kialakulásának késleltetésére), másrészt a már kialakult natív oxid eltávolítását célzó eljárások (folysavas maratás, 1000°C kifűtés vákuumban, vagy a felületi réteg eltávolítása ionporlasztás útján) által a minta szerkezetében előidézett változások gyakorlatilag értelmetlenné teszik az implantálással keltett ponthibák keresését. A fent említett okok miatt sok, az implantálással keltett primér hiba atomi léptékű vizsgálatát célzó kísérletben HOPG céltárgyat alkalmaztak. A 2.45. ábrán a HOPG második

a b c

b

a

c

2.45. ábra. Atomhiányt mutató torzulás implantált grafitban (HOPG), AFM mérés, Bíró [1996a] nyomán. A b metszet középső tartományában megfigyelhető a felület alatti, második rétegben található atomhiány jellegű hibának tulajdonítható bemélyedés atomi rétegében elhelyezkedő atomhiányra utaló torzulást mutatunk be (Biró et al. [1996a]), míg a 2.46. ábrán a HOPG két legfelső atomi rétege között elhelyezkedő rácsközi atom környezetében megfigyelhető szerkezetet mutatjuk be. 387


2.46. ábra. Rácsközi atom a besugárzott grafit (HOPG) két legfelső rétege között a), torzítatlan rács azonos korülmények között felvett képe b). STM mérés, Bíró et al. [1996a] nyomán A felülettel párhuzamosan, oldalirányból sugározva be a mintát, AFM segítségével sikerült szilíciumban tanulmányozni a nagyon nagy energiájú (209 MeV) Kr+ ionok által előidézett roncsolódást a teljes (Rp = 28 m) behatolási mélységig (Biró et al. [1996b, 1997]). A 2.47. ábrán, Biró et al. [1996b]) arra az elvi kérdésre mutatunk rá, hogy hogyan és milyen torzítással tud az AFM a tű csúcsátmérőjénél kisebb alakzatokat leképezni. A b) ábra mutatja, hogy az AFM a helyi atomi sűrűségváltozásokat érzékeli a "kopogtatás" közben. A tű csúcsának görbületi sugara símító hatású. kilépô részecske összenyomás elôtti felület

Roncsolatlan kristály

összenyomott felület

I

I V D

2.47. ábra. a) Kitörési kráterek nyomai 209 MeV-es Kr ionokkal párhuzamosan besugárzott Siban, 6 m (0,2Rp) mélységben, Biró et al. [1996b]

b) A magasabbrendű kaszkádoknál az atomi sűrűségváltozások jelenlétét mutatja kráternek a "kopogtató"-AFM felvétel.

388


Optikai módszerek, ellipszometria. Ezek - a TEM-hez hasonlóan - főleg a rácshibákra érzékenyek és csak olyan nagy koncentrációk esetén érzékelik az implant atomokat, amikor azok a komplex dielektromos állandó értékét is befolyásolják. Az optikai módszerek a tökéletes roncsolásmentességük és a méréskor is biztosítható, tökéletes technológiai higiéne miatt nagyon alkalmasak a minősítésre, noha az így nyert pl. szerkezeti információ értelmezése nem mindig egyértelmű, ill. az értelmezés modellfüggő. A legelterjedtebb optikai módszer az ellipszometria, amely egyetlen mérésből, a polarizációs sík elfordulásának méréséből tud - megfelelő modell esetén rétegvastagságokat is azonosítani. A félvezető technológiában oxidok és egyéb rétegek minősítésére széles körben használt eljárás alkalmas az implantok vizsgálatára is (Fried et al. [1989]). Fordítva szemlélve a jelenségeket: az optikai tulajdonságokban implantáció (amorfizáció) révén bekövetkező változásokat felhasználhatjuk integrált optikai elemek előállítására. Mivel az ebből a szempontból szóbajövő anyagok legnagyobb része dielektrikum, a dielektrikiumokkal foglalkozó 2.6.1. fejezetben beszélünk erről - akkor is, ha a vizsgált anyag Si vagy Ge. 2.4.2. A másodlagos rácshibák fajtái Hőkezelés során a rácsközi atomok hibafürtökké és kiterjedt hibákká (pl. diszlokáció hurkokká) kondenzálódnak, de egyéb defektreakciók is lejátszódhatnak. Az így előálló hibákat másodlagos (szekundér) hibáknak nevezzük. A "másodlagos" hiba kifejezés nem egyértelmű, hiszen pl. további hőkezelés hatására egyes, már kialakult másodlagos hibák tovább oldódhatnak, sőt új, termikusan netán nagyon is stabil hibák is keletkezhetnek. Mint a Bevezetésben említettük, az alkalmazások tekintélyes részénél az implantált atomok "újraeloszlása" káros, emiatt a hőkezelések hőmérsékletét igyekeznek alacsonyan tartani, ezzel a "stabilnak" talált hibák választéka tovább növekszik. Világos, hogy a másodlagos hibák szerepe rendkívül jelentős. Nagyon kis implantációs dózisok (1012cm-2 ) esete. Az ilyenkor keletkező egyszerű, ill. kettős vakanciák (V-V) a kis koncentrációk miatt nem lépnek egymással kölcsönhatásba, így a hőkezelés hatására viszonylag alacsony hőmérsékleten (Ta(V) = 460 K, Ta(V-V) =230 K) hőkezelődnek. Az ilyen célú implantációs kísérleteknél, természetesen, Ti = 10-100 K hőmérsékleten kell implantálni. Thompson et al. [1980] 389


mutatta ki, hogy 500 K hőkezelés után pl. a 15 keV, 10 12cm-2 As vagy Sb esetében az eredeti ponthiba koncentrációnak már csak 10%-a található meg. Ilyenkor, ha az implant atom olyan, hogy képes a rácsba beépülni, a hőkezeléssel szubsztitúciós helyzetbe kerül és - miután a "rendes" elektron konfiguráció kialakul - elektromosan is "aktív"-vá válik. Az implantáció kisdózisú alkalmazásai (pl. 2.4.6.1.) ezért nem, vagy alig okoznak gondot. A 2.26. ábrán molekulaionokkal való implantálásra bemutatott hőkezelési görbék idevonatkozó információt is tartalmaznak pl. a kisdózisú implantáció defektjeinek a hőkezelődése rekintetében. 2.4.2.1. A kiterjedt hibák forrásai A következőkben már nagyobb dózisokról beszélünk és az ilyenkor fellépő hibák osztályozását mutatjuk be Jones et al. [1988] nyomán. Az implantálás után keletkező hibák két alapvető folyamat egyikéből származnak. Implantálás után a ponthibák koncentrációja túltelített, emellett gyakran egy amorf réteg is jelen van. Hőkezelés alatt a ponthibák kiterjedt hibákká állhatnak össze, amelyek leggyakrabban "extrinsic" diszlokáció-hurkok. Az extrinsic megnevezés arra utal, hogy az illető diszlokáció hurkok létrejötte az implantálás során a céltárgyba jutattott "anyagtöbblettel" függ össze. Ha amorf réteg is volt jelen, akkor a - bizonyos körülmények között, l. 2.4.4. - tökéletlen újrakristályosodás is eredményezhet másodlagos, vagy kiterjedt hibákat. Előbb a ponthibákból származó kiterjedt hibákat, a későbbiekben pedig az újranövekedésből származó kiterjedt hibákat ismertetjük. Ponthibák kondenzálódásából származó másodlagos hibák, küszöb alatti hibák. A ponthibák kondenzációjából hőkezeléssel keletkező másodlagos hibák három típusba sorolhatók. Ezeket a ponthibák eredete alapján különböztetjük meg. Az első csoport az amorf dózisnál kisebb dózisoknál áll elő (I. típusú hibák, vigyázat, római egyes!). Ezeknek a hibáknak két jellegzetes megjelenési formája van: 1) rúdszerű, más néven {311} hibák (Takeda és Kohiyama [1993]), 2) diszlokáció hurkok. A {311} hibák alacsonyabb dózisnál képződnek, mint a diszlokáció hurkok. A {311} hibáknak megfelelő dózis küszöbértéke Si-ban 7x1012/cm2, míg a diszlokáció hurkok létrejöttéhez 2x1014/cm2 küszöbérték tartozik. Amint később látni fogjuk, a {311} hibák sajnálatosan fontosak, mivel ezek oldódása szerepel a fokozott

390


diffúziót (TED) kiváltó rácsközi atom-fluxus forrásaként. Ezek a   a esetben keletkező hibák alapvetően az ionimplantáció nem-konzervatív jellegéből erednek: azaz, mivel a kristályba implantált ionok száma messze meghaladja a vakanciák egyensúlyi számát, a Frenkel párok rekombinációját követően a rácsközi atomok száma túltelítésbe kerül. A Frenkel párok rekombinálódása, alacsony energiájú implantálás esetén (néhány 100 keV alatt) nagyon jó hatásfokkal történik, csak kisszámú vakancia tűnik el a felületen. Plauzibilis, hogy Si ionokkal "ön"implantált szilícium esetében a {311} hibákban kötött Si atomok száma közelítőleg , amint azt ki is mutatták kvantitatív TEM vizsgálatokkal (Eaglesham et al. [1996]). A 2.48. ábrán 20 keV, 2x1014/cm2 B+ ion implantálása és Ta=750°C hőkezelés folyamán a {311} hibákban megkötött rácsközi Si atomok fogyását mutatjuk be. Ha T a= 900°C hőmérsékletű, 15 perces hőkezelést alkalmazunk, a {311} hibák diszlokációs hurkokká alakulnak. Mivel ezek a másodlagos hibák az implantált ionok által keltett 14

10 Nsi -2

(cm ) 13 10

10

12

20

100

Ta (min)

2.48. ábra. 2x1014 cm-2 bór implantációt követően a {311} hibákban megkötött rácsközi Si atomok, NSi,számának fogyása Ta=750°C hökezelés hatására (felülnézeti TEM-mel mérve, Jones és Gyulai [1996] nyomán). túltelített ponthiba-koncentráció következtében jönnek létre, az eloszlásuk maximuma az Rp táján található. Ha az önimplantáció dózisa meghaladja a 2x1014/cm2 értéket, de még   a, egyaránt jelentkezhetnek a {311} hibák és a diszlokáció hurkok is. Az I-típusú hurkokra I  , ami azt jelenti, hogy a diszlokáció hurkok nem képesek befogni valamennyi, a {311} hibákból kiszabaduló rácsközi atomot. A {311} hibák viszonylag kevéssé stabilak, 700 és 800°C között exponenciális sebsséggel feloldódnak Ha   2x1014/cm2 és Ta  800°C, kiterjedt hibák nem figyelhetők meg (Jones et al. [1988]). Ha a dózis nagyobb, de még   a , az ún. 391


küszöb alatti hibák figyelhetők meg. Ezek stabilak lehetnek egészen 1000°C-ig. Ebben van részben egyik korábbi kijelentésünknek a magyarázata, hogy ha nincs amorfitás, a rétegek nehezen kristályosíthatók vissza. A küszöb alatti diszlokáció hurkokkal a leggyakrabban B + implantálás után találkozunk, mivel a bórra a értéke nagy. Ennek ellenére, a küszöb alatti hibák képződését bonyolítja a bórnak azon tulajdonsága, hogy hajlamos rácsközi atomokat befogni, ami oda vezet, hogy lecsökken a kiterjedt hibák képződéséhez rendelkezésre álló I. Az így befogott rácsközi atomok bór-intersticiális fürtöket képeznek (boron interstitial clusters, BIC). Ezek mérete olyan kicsiny, hogy nem láthatók a TEM felvételeken. Oldódásukkor viszont egy további rácsközi atomforrást képeznek, amely az általa okozott TED révén mutatkozik meg (Zhang et al. [1995]). Ezt részletesebben fogjuk tárgyalni a 2.4.6.3. pontban. "End-of- range" (EOR) hibák. Ezek a II. típusú kondenzációs hibák olyan diszlokáció hurkok, amelyek   a implantálást követő hőkezelés során a kialakult amorf-kristályos (a/k) határfelületnek megfelelő mélységben képződnek. Ez esetben a már amorfizált tartományból a még kristályos, de erősen roncsolt a/k határfelület alatti rétegbe lökött Si-atomok jelentik a diszlokációkban található nagyszámú rácsközi atom forrását. Ha Ta alacsony, ezeknek a hibáknak is egyidejűleg két válfaja figyelhető meg: a {311} hibák és a diszlokáció hurkok. A küszöb alatti hibákkal ellentétben, ahol {311} hibák képződhetnek diszlokáció hurkok nélkül is, az a/k határfelület mögött I olyan nagy, hogy egyszerre jelentkezik mind a kétfajta hiba. Elfogadott, hogy az I-nek két forrása van: 1) az amorf rétegen átrepülő ionok, azaz azok az ionok, amelyek a/k határfelületnél mélyebbre hatolnak; ez hasonlít az   a esethez, attól eltekintve, hogy az a/k határfelület mögötti implantációs profil integrált területe -nél lényegesen kisebb ; 2) az ütközéses implantáció által kilökött rácsatomok, amelyek átlagolt impulzusa az ionnyalábbal egyirányú. Ez utóbbiak száma meghatározható a TRIM segítségével, ha kellően nagyszámú ionra (105) végezzük el a szimulációt (Laanab et al. [1994]). A   a esetén, alacsonyabb energián végzett önimplantációs kísérletek azt mutatják, hogy - ismét a Frenkel párok rekombinálódásásnak nagy valószínűsége miatt - az ütközéses implantáció hozzájárulása az I-hez kicsiny a direkt átrepülő ionokéhoz képest. 392


A   a dózis esetén, a sekélyebb tartományok - ahol a keltett vakanciák nagyobb hányada található - is amorfizálódnak, a hőkezelés során bekovetkező szilárd fázisú epitaxiális újranövekedés ("Solid Phase Epitaxial Growth", SPEG) után sok olyan rácsközi atom marad vissza, amelynek a vakancia párja a SPEG során eltűnt. Ezek az intersticiálisok az EOR tartományban található túltelített V vakancia-koncentrációval együtt hozzájárulnak az EOR diszlokáció hurkok kialakulásához. A pontos model, amely jól írja le a hurkokban csapdázódott rácsközi atomok számának ionenergia-, dózis- és Ti-függését is, a rácsközi atomok mindkét forrását tekintetbe veszi (Laanab et al [1993,94]). Érdemes megjegyezni, hogy a szilíciumban oldott oxigén (esetleg szén) szerepet játszhat az EOR hibák kialakulásában: Lorenz et al. [1991] nagyságrenddel kevesebb EOR hibát talált az egyébként azonosan amorfizált és hőkezelt Float Zone (FZ) szilíciumban, mint az általánosan használt Czochralski (CZ) kristályokban (ez utóbbiak nagyságrendekkel több oxigént és szenet tartalmaznak). Ezért lehetséges, hogy az EOR hibák nukleációja tulajdonképpen nem homogén, hanem heterogén nukleáció, amelyben az oxigénnel kapcsolatos hibák is szerepet játszanak. Egy másik lehetőség az, hogy az oxigén/szén csapda-szerepet játszik az öndiffúzió során, és ezáltal csökkenti az intersticiálisok effektív diffuzivitását. A csapdák által korlátozott diffúziót tekintik jelenleg a legjobb magyarázatnak a bórral adalékolt szupperrácsok esetében megfigyelt viszonylag lassú diffúzióra is (Stolk et al. [1995]). Ha a csapdába való befogás nagyobb a CZ Si esetében, akkor a diszlokáció hurok nukleációja könnyebben megtörténhet, mert az effektív túltelítettség nagyobb. Ha tovább folytatjuk a hőkezelést, a diszlokáció hurkok növekedési fázisa következik (Liu et al. [1995]), Lanaab et al. [1993] modellje). A növekedési szakaszban I jelentősen csökken a diszlokácó hurkok környezetében, és ennek megfelelően csökken valamennyi adalékatom diffuzivitása is. A növekedési szakasz jellemző módón 30-60 perc időtartamú 800°C hőmérsékletű hőkezelés után kezdődik. A szilárd oldhatóságnál kisebb dózisú implantálás esetén viszonylag magas hőmérsékletű hőkezelés szükséges az EOR hibák teljes feloldásához. Ezek a hőmérsékletek, álltalában magasabbak, mint amit a napjainkban alkalmazott gyártástechnológiák hőterhelése megenged (l. 2.4.3.). Precipitációval kapcsolatos hibák. Az ötödik csoportként definiált (V. tipusú) kondenzációs hibák valamilyen szennyező anyag kiválása nyomán keletkeznek a szilíciumban, ezért ezeket a hibákat precipitációs hibáknak nevezik. Mivel az implantáció nem-egyensúlyi 393


eljárás, az adalékatomok igen nagy koncentrációban bevihetők a szilíciumba. Ha ezeknek az anyagoknak a koncentrációja meghaladja a szilárd oldékonyságot, akkor a hőkezelés kiválást (precipitációt) eredményezhet. A kiválás két fajtájú hibát kelt. Az első fajta magának a szennyeződésnek a kiválása. A legszokványosabbak a fémes precipitátumok mint az Sb, Sn, vagy Ga (Jones et al. [1988]. Az V. tipusú (vigyázat! római ötös) hibák az implantált ionok behatolási mélységének tartományában képződnek. Az is előfordulhat, hogy a precipitáció során olyan nagy koncentrációban keletkeznek ponthibák, hogy azok kondenzációja nyomán kiterjedt hibák képződnek. Ez a jelenség leggyakrabban nagydózisú As+ implantálás után figyelhető meg. Az az elfogadott álláspont, hogy hőkezelés közben egy vakancia körül egy kis As-fürt keletkezik, amely TEM segítségével még nem mutatható ki. Ugyanakkor, amint azt majd később részletesebben tárgyaljuk, az As kiválási folyamata nagyszámú rácsközi atomot eredményez, amelyek diszlokáció hurkok formájában kondenzálódhatnak. Más adalékok, úgymint a foszfor, nem képeznek kimutatható precipitációs hibákat, ha a dózis nem haladja meg az 1 x 1016/cm2 értéket (Jones et al. [1987]). Szilárdfázisú újranövekedésből származó másodlagos hibák. A hibák másik nagy csoportját azok a hibák képezik, amelyek az implantálással amorfizált réteg tökéletlen újranövekedéséből származnak. Alapvetően két úton jöhetnek létre. Az első az, amikor a SPEG tökéletlenül zajlik és hibák nukleálódnak az előrehaladó a/k határfelületen és ezek a hibák belenőnek a kristályosodó szilíciumba. Az újranövekedési hibák másik fajtája az eltemetett amorf réteg újranövekedésekor keletkezik. Ezek a hibák akkor keletkeznek, amikor a két mozgó amorf/kristályos határfelület találkozik, de nem illeszkedik tökéletesen. Újranövekedési hibák (III. tipusú hibák). Az újrakristályosodási folyamat során kialakuló hibák leggyakrabban v-alakú ("hairpin") vagy más néven áthidaló ("spanning") diszlokációk. Ezek eredete az egyenetlen a/k határfelülettel függ össze, amely gyengén amorfizáló ionokkal végzett vagy/és magashőmérsékletű implantáció nyomán keletkezik. Ezek a hibák nem túlságosan stabilak és kiküszöbölődnek az atomi síkok alácsúszásával ("glide/climb" mechanizmus), amelynek a jellemző aktivációs energiája 2 eV (Seidel [1985]). Ugyanebben a cikkben Seidel arról is beszámol, hogy a Ge alkalmazása előamorfizálásra csökkenti a III. tipusú hibák számát. Alacsony hőmérsékleten és jó termikus kontaktussal végzett előamorfizálás 394


esetében kevesebb hiba nukleálódik és az újrakristályosítás hibamentes lehet mintegy 0,5 m vastagságig. Ezeknek a hibáknak egy másik gyakori fajtája az <511> ikresedés, vagy torlódási hiba ("stacking fault"). Ez utóbbi hibák elősegítik a fluor felületi szegregációját a BF 2+ ionokkal implantált mintákban (Carter et al. [1984]). Mivel ezek a hibák nem a ponthibák egyensúlyának megbomlásából származnak, általában nincs lényeges befolyásuk a subsztituciós adalékok diffúziójára. Ennek ellenére, mint bármely diszlokáció, idegen atomokat foghatnak be - és ha kereszteznek egy p-n az átmenetet - vezető csatornát képezhetnek a visszáram számára. Kagylóhéj hibák. Az újrakristályosodási hibák második csoportja az eltemetett amorf réteg hőkezelésekor jelentkezik. Ha az ionok energiája elég nagy és a dózis elég kicsi, akkor előfordulhat, hogy az implantáció eredményeként eltemetett amorf réteg keletkezik. A hőkezelés során a SPEG mindkét a/k határfelület irányából beindul. Amikor a két növekedési front találkozik, sok hiba maradhat vissza. Ezeket a hibákat - alakjuk miatt - "kagylóhéj" hibáknak nevezik (Sadana et al. [1982]), de nevezik még "húzózár" ("zipper"), ill. IV. típusú hibának. Az {111}-szilíciumban az ilyen IV. tipusú hibák az EOR hibáknál nagyobb átmérőjű (100 nm) diszlokáció hurkokból állnak. Ezek a rétegek a felülettel párhuzamos (111) síkban hibás, extrinsic diszlokáció hurkokból állnak, tökéletes diszlokáció hurkokat alkotnak az {110} síkokban. Az eltemetett amorf réteg újranövekedése {100} szilíciumban nagyméretű csavardiszlokációk kialakulásához is vezethet (Jones és Prussin [1986]). 2.4.2.2. Az adalékokra jellemző hibák Ebben a pontban néhány adalékatomokra sajátosan jellemző hibákkal fogunk foglalkozni. 1) Bór. Az implantált bór, künnyű atom lévén, jószerivel teljesen elektronfékezéssel lassul, ezért a  1 x 1017/cm2, a pontos érték a nyaláb-áramsűrűségtől, valamint az implantálás hőmérsékletétől függ (Jones et al. [1988], Shi et al. [1994]). Ezért a szokványos dózisok szobahőmérsékleten nem amorfizálják a szilíciumot. Amint arról már szó volt, a dózis növekedésével az egyszerű hibák (ponthibák) küszöb alatti (I. tipusú) hibákká kondenzálódnak.

395


Kis dózisok esetén (  1012 -1013/cm2) az elektromos aktiváció, azaz az implant atomok rácspontba juttatásának hatásfoka viszonylag jó. Az elektromosan aktiv hányad monoton növekedést mutat "izokron" 13 hőkezelés esetén 400-tól 900°C-ig. Ha a dózis meghaladja a 1 x 10 14/cm2 értéket, az ún. "reverse annealing", azaz fordított hőkezelésnek nevezett jelenség figyelhető meg. Ennek során az adalék aktivált hányada csökken a növekvő hőkezelési hőmérséklettel. Ez összefüggésben állhat a bór fürtök képződésével és oldódásával. A TEM felvételeken két fajta küszöb alatti hiba mutatható ki, a {311} hibák és a diszlokáció hurkok. Lehet továbbá egy feltételezett (TEM-mel ki nem mutathatató) bórintersticiális fürt (BIC) hiba is, amely szintén kialakulhat. A {311} hibák képződése függ az implantált ionok energiájától és a dózistól, de általában nem jelentkeznek 1 x 1014/cm2 és 20 keV alatt. A {311} hibák és a BIC jelentős szerepet játszanak a fokozott diffúzió során. A diszlokáció hurkok álltalában csapdaként szerepelnek a {311} hibákból, valamint a BIC-ből kiszabaduló rácsközi atomok számára. 2. A foszfor amorfizálhatja a szilíciumot már a szokványos dózisok (6 x 1014/cm2) alkalmazása esetén is. Ezért az alacsony hőmérsékletű hőkezelés jó elektromos aktivációt eredményez, különösen a nagy dózissal végzett implantálás után [Tokuyama et al [1978], 2.49. ábra).

2.49. ábra. (111) Si szeletbe 50 keV energiájú P implantálása és 15 perc 840o C hőkezelés után mért töltéshordozó koncentráció profilok, Tokuyama et al. [1978] nyomán.

Azonos mintán, azonos idõtartamú, fokozatosan növelt hõmérsékleten végzett hõkezelés neve. Tipikusan 15 perc idõtartamú, 50°C-os lépésekben növelt hõmérsékletet alkalmaznak. Jelentõs különbséget okoz, ha nem azonos mintán végzik ("Thermal history", Csepregi et al. [197 13

396


A töltéshordozók mélységi eloszlásának profilja azt mutatja, hogy a hibák csak részben hőkezelődnek ki, az alacsony dózisnak megfelelő görbék ugyanis eltérnek a nagy dózisok görbéitől. Ami a hibákat illeti, a legszokványosabbak az EOR hibák. Precipitációval kapcsolatos hibák nem jelentkeznek 1 x 1016/cm2 dózisig. Egy meglepő megfigyelés azt mutatja, ha a dózist a szilárd oldhatóság határa felé emeljük (50 keV, 5 x 1015/cm2), akkor jelentősen megnövekszik az EOR hibák oldhatósága 900°C-on (Jones et al. [1987]). A dózis növekedése 1 x 1015/cm2 értékről 1 x 1016/cm2 értékre azt eredményezi, hogy az EOR diszlokáció hurkok stabilitása jelentősen csökken. Ez a hatás valószínűleg a foszfor precipitációjával áll kapcsolatban, mechanizmusa azonban még nem tisztázott. 3. Az arzént nevezhetjük mára a legfontosabb n-típusu adalékanyagnak. Annak, hogy a foszfort gyakorlatilag kiszorította az integrált áramkörök gyártásából, több oka is van: 1) a szilíciumhoz képest nagy tömege segít az amorfizálásban, 2) a mindezzel együttjáró kis Rp és 3) a viszonylag kis diffuzivitása is előnyös, emellett 4) a szilárd oldatósága egy nagyságrenddel meg is haladja a foszforét, emiatt még kisebb kontaktusellenállás érhető el vele. Az As nagy tömegének tulajdoníthatóan az általa okozott legszokványosabb kiterjedt hibák az EOR hibák. Emellett van egy sajátos As-okozta rácshiba. Amint az már említésre került a precipitációs hibák tárgyalásánál, ha 100 keV körüli energián,   2x1015/cm2 dózist implantálunk, akkor a hőkezelés során egy második hibaréteg is kialakulhat a behatolási mélység táján. Ezeket a szubmikroszkópikus méretű (néhány atomnyi) hibákat az As-fürtök egy vakancia körüli precipitációjának tulajdonítják (Jones et al. [1988]). A fürtök képződése során rácsközi atomok szabadulnak fel, amelyek diszlokáció-hurkokban kondenzálódhatnak. Ha ezek a további hőkezelés hatására eljutnak a felületig, akkor a hurkok félhurkokká fejlődhetnek. Ha mindez a pnátmenet tartományába esik, az az eszköz működésére károsan hat. 4. További elemek. A ritkábban alkalmazott adalékanyagok közé tartozik az alumínium, antimon és gallium. Mindegyiküknek van valamilyen hátránya, ezért nem rendelkeznek olyan technológiai jelentőséggel, mint az előzőekben már tárgyalt adalékok. A Si homológ sorának nehezebb elemeit (Ge, Sn), előamorfizálásra használják, ezeket nem fogjuk részletesebben tárgyalni.

397


Az alumínium kis oldhatósága miatt a diffúzióval történő Al adalékolás nem praktikus. Ennek ellenére lehetséges az ötvöződés a Si és az Al között annak az alacsony hőmérsékletű eutektikumnak köszönhetően, amelyet e két elem alkot. P-tipusú adalékolásra való alkalmazása régi küzdelem, amelyet csak mérsékelt siker koronáz. Az alumíniummal előállított átmenetek jó átütési tulajdonságokkal rendelkeznek, viszont a szabad töltéshordozók koncentrációja és mozgékonysága alatta marad a bór implantálással elérhető értékeknek. Az egyetlen elfogadható eljárás az adalék ki-diffundálásának csökkentésére a magas-hőmérsékletű implantálás. Antimon. Korúbban antimont alkalmaztak az ún. szubkollektorok kialakítására, annak nagyon alacsony diffúziós együtthatója miatt, ami annak tulajdonítható, hogy az antimon kizárólag vakanciamechanizmussal diffundál. Mivel oldhatósága is kicsi (2-4 x 1019/cm3), az As a legtöbb alkalmazásból kiszorította. Igen nagy tömegének köszönhetően azonban az Sb nagyon jól amorfizál és előamorfizálásra alkalmas. Az Sb-okozta kiterjedt hibák leggyakrabban EOR hibák és fémes Sb precipitátumok. Gallium. Az Al-hoz hasonlóan, a gallium is egy lehetséges jelölt a teljesítmény-eszközök előállításában, de szintén hátránya az alacsony oldhatóság és a ki-diffundálási hajlam. Nagy tömegének köszönhetően viszonylag alacsony dózisok esetén már amorfizál (a = 2x1014/cm2), így az EOR hibák a jelentkeznek a legnagyobb számban. Az alacsony oldhatóság következtében, kis Ga precipitátumok is megfigyelhetők. A foszforhoz hasonlóan, a szilárd oldhatóságot meghaladó dózisok esetén az EOR hibák gyorsabban oldódnak a hőkezelés alatt, mint alacsonyabb dózisokon. Jó elektromos tulajdonságokat sikerült elérni fedőréteg alatt végzett diffúzióval (Müller et al. [1975]). Rácshibák szubmikronos áramköri szerkezetekben. A kis méretekből következik, hogy az egységek kerületi részeinek szerepe megnő. A hasadékalakú (nagy "aspect ratio") ablakokat tartalmazó maszkok sarkaiban várhatók új, sajnos zömmel előnytelen jelenségek. Előszöris, az ionok oldalirányú kiszóródása olyan rácshibákat eredményezhet, amelyek belenyúlhatnak a sekélyebb rétegekbe. Másodszor, az ablak oldalfala az ionok behatolása útjában egy áttetsző tartományt eredményez, amely első közelítésben egy kisebb energiájú lokális implantálásnak felel meg, azaz a mélységi szórás megnövekedéséhez vezet. Ez keveredhet a harmadik tényezővel, a maszk atomjainak ütközéses implantálásával. Végül, a felületen található 398


maszkoló réteg által keltett mechanikai feszültség is hozzájárulhat diszlokációk kialakulásához (Tamura et al. [1989]). Bórimplantnál,   a esetben, EOR hibák képződnek, de az újranövekedés a maszk szélén zavartalan. Amorfizáló P és As dózisok esetében a hibák az amorf réteg alatt jelentkeznek. Természetük és méretük nem függ az ablak méreteitől, de bonyolult hibák figyelhetők meg az ablak szélein, amelyek az amorf réteg tökéletlen visszanövéséből erednek Ha az implantált réteg hőkezelése során nagy mechanikai feszültségek vannak jelen, mint például a maszkoló rétegen nyitott ablak széleinél, akkor éldiszlokációk is keletkezhetnek. Az ilyen hibák nemkivánatos visszáramot okoznak pl. egy DRAM cellában.

2.4.3. Hőkezelési stratégiák, rácshibák hőkezelése A csökkenő eszközméretek azt eredményezték, hogy a korábbi stratégia, amikoris a funkcionális határfelületeket (elsősorban a pnátmeneteket) a stabil rácshibák zónájától az implant atomok mélyebbre diffundáltatásával el lehetett választani, mára nem folytatható, mert a jelen igényeihez illleszkedő, immár minimális diffúzió nem kontrollálható. Nagy jelentőséget kapott tehát az, hogy az implantációval a végleges eloszlást kell előállítani és emiatt a teljes technológiai folyamatban a lehető legkisebb hőterhelésre kell törekedni. A hőmérséklet-idő ciklusok (termikus terhelés, "thermal budget") pontos megtervezése és kézben tartása alapvető feladattá vált. A hőkezelési filozófiák tárgyalása elején röviden visszautalunk a dinamikus hőkezelődésre, amely már a teljes folyamatnak is fontos része. A különböző implantációs eljárások esetén a dinamikus hőkezelődés termodinamikailag eltérő jellegű. Pl. alacsony hőmérsékleten, molekuláris ionokkal végzett implantálást - mint dinamikus hőkezelést adiabatikusnak tekinthetjük, igaz, csupán egyetlen kaszkádnak megfelelő térfogatban. Fókuszált ionsugárral, vagy nagy ionáramsűrűséggel végzett implantálás már az adiabatikus és izoterm (a szelet egésze is fel tud melegedni) eljárások közötti köztes esetnek tekinthető. Adiabatikus folyamatként tekinthetők a lézer- vagy részecskeimpulzusokkal14 végzett hőkezelések, mert azok az állapotok Ionimpulzusokkal , ha egy-egy impulzus elegendő felületi energiasűrűséget is képvisel, önhőkezelő implantáció is lehetséges (pl. Gyulai és Krafcsik [1989]). 14

399


befagyasztását okozó hülési sebességekkel járnak, azaz metastabil állapothoz vezetnek. Az egyre terjedő, halogénlámpákat alkalmazó, "gyors" hőkezelés időtartama 10-100 s, ("Rapid Thermal Annealing", RTA), ill. a hagyományos kályhás hőkezelés, amelynek időtartama tíz percekben mérhető ("Furnace Annelaing", FA). Ezek már nem in situ folyamatok. Mivel alkalmazásukkor a teljes szelet felmelegszik, ezeket az eljárásokat az izotermális kezelések közé soroljuk. A a félvezető gyártásban, ezidáig, kizárólag izotermális hőkezeléseket alkalmaztak.

2.4.3.1. Hőkezelési stratégiák A hőkezelés mai gyakorlatának időskálája nyolc nagyságrendet fog át: a 10-4 - 104 s tartományt. A különböző hőkezelési eljárások osztályozhatók 1) a (T,t) ciklus, valamint 2) a szelet térfogati része hőmérsékletének idő- és térbeli függése alapján. Az adiabatikus hőkezelés során a gerjesztés részben atermikus (az elektrongáz- és a kristályrácshőmérséklete eltérő), s a termalizáció (a hőmérsékletek kiegyenlítődése) csupán 10 -11 s alatt követetkezik be. A hibaszerkezet végállapota azonban mindenképpen metastabil. A metastabil állapotok instabilitását egy aktivációs energia hozzárendelésével lehet jellemezni. A mergbízhatóság szempontjai miatt viszont ennek az aktivációs energiának elegendően nagynak kell lennie a kT termikus energiához képest. Ha nem ez a helyzet, a gyakorlati alkalmazás lehetőségei kizártak. A metastabil állapot relaxációját Révész et al. [1980] mutatta ki először, szilíciumba implantált antimon és lézerimpulzusos kezelés segítségével. A szeletet a szilárd oldhatóságot meghaladó szintig adalékolták implantálással és (nem olvasztó) lézerimpulzussal hőkezelték. Ez után a kezelés után valamennyi implantált atom elektromosan aktív volt. Ezt követően a lézerrel kezelt mintát egy hőkezeletlen, összehasonlító mintával együtt izokron hőkezelési sorozatnak vetették alá. Az aktivált szelet kitűnő felületi vezetőképessége Ta  600°C kezelés hatására lecsökken ( az Sb-atomok rácsközi helyre ugrottak) és, végül, 900°C-tól már együtt futott az összehasonlító minta vezetőképességi görbéjével (amely mindössze az implantdózis 30%-ának megfelelő elektromos aktivitást érte el Ta = 1000°C-ig). Ez azt mutatja, hogy a néhány tized elektronvolt aktívációs 400


energiával rendelkező metastabil állapotok átalakulása már viszonylag alacsony hőmérsékleten elkezdődik. Adiabatikus felmelegítés (pl. lézer vagy részecske (elektron-, ion-) impulzus) alkalmazásakor is csak a szilárdfázisú reakciók alkalmazhatók, mert az olvadékfázisbani gyors diffúzió többnyire nem kerülendő. A szilárdfázisban viszont hőkezeletlen rácshibák maradhatnak vissza. A hőmérsékleti gradiens bizonyos határok között tervezhető az félvezető abszorpciós együtthatójának ismeretében: nagy hullámhosszúságú fotonokat, vagy nagy behatolási mélységű elektronokat alkalmazva, egyenletes felmelegítést kapunk (kis hőmérsékleti gradiens), ezzel szemben nagy gradiens érhető el UV megvilágítás, vagy kisebb behatolású ionok alkalmazásával. A közelmúltban növekvő érdeklődés mutatkozott az adiabatikus hőkezelési módszerek iránt. Például a sekély átmenetek előállításában ("Pulsed Laser Assisted Deposition, PLAD) fokozott erőfeszítések irányulnak a lézeres felületi olvasztást követő visszanövesztés alkalmazására. Ennek során a felületet megolvasztják egy az adalékanyagot tartalmazó gáz jelenlétében és így egy vékony, erősen adalékolt réteget állítanak elő. Az adalékolás egyenletességével kapcsolatos kérdések azonban korlátokat szabhatnak az eljárás ipari alkalmazása elé. IBIEC, IBIA. Ezen a ponton térünk ki az IBIEC kissé részletesebb ismertetésére. Itt egy, a szeletben már meglévő amorf réteget ionokkal lövünk át és az ionok váltják ki az epitaxiális újranövekedést. (A jelenség alapvetően a dinamikus keveredés rokona.) A kristályosodás és amorfizálódás közötti egyensúlyt ismét a ponthibák mozgása határozza meg: ha azok el tudják érni az a/k határfelületet, epitaxiális újrakristályosodás történik, ha nem, akkor az amorf réteg kiterjed (IBIA). A ponthibák mozgékonyságának a szabályozása a megfelelő szelethőmérséklet megválasztásával történik. Az alapvető megállapításokat Elliman et al. [1987] foglalta össze: 1) az IBIEC és az IBIA tartományokat egy Tk kritikus hőmérséklet választja el (Si esetében: 318oC), 2) a MeV energiájú Ar+ ionokkal kiváltott növekedés aktívációs energiája 0.24 eV, 3) a visszanőtt réteg vastagsága arányos -vel, 4) 318°C-on a mért növekedési sebesség 6 nm/1016 Ne+ /cm2. A magas hőmérsékleten végzett implantálás olyan hőkezelési elv, amely mérsékelt sikerrel ugyan, de széles körben elterjedt volt a kezdetektől fogva. A már korábban tárgyaltak alapján belátható, hogy a Si hővezető-képességének csökkenése a hőmérséklet emelkedésével azt 401


eredményezi, hogy a kaszkádok aktív életszakasza meghosszabbodik és kevesebb rácsközi atom alkot hibafürtöket. Tehát a magas hőmérsékletű implantálás elősegíti a hibák mozgékonyságát, a kristályosodást. Ez bizonyos mértékig igaz a diffúzióra is, ott azonban a körülmények valamivel bonyolultabbak. A magas hőmérsékletű implantálás legszélesebb körű alkalmazása a SIMOX rétegek előállítása. Magashőmérsékletű implantálásnál nem egyszerű szétválasztani a nyalábfűtés hatásait az izoterm melegítésétől. Belátható, ha a szeletre szerelt hőmérő ugyanazt az értéket is mutatja, a körülmények a mikrotérfogatokban nagyonis különbözőek lehetnek. 2.4.3.2. A hőciklus és a hőterhelés Azt már említettük, hogy a VLSI és ULSI technológiákban a hőterhelést olyan alacsonyan kell tartani, amennyire csak lehetséges, hogy az adalék diffúziója elkerülhető legyen. Ugyanakkor, a hőkezeléseknek biztosítaniuk kell a megfelelő aktívációt és a hibák hőkezelését.

2.50. ábra. A hőkezelések idő-hőmérséklet ábrája. A szaggatott vonalak a defektek eltűnésének/megmaradásának (T,t) tartományait, a folytonos vonalak pedig a bór különböző mértékű, diffúziós újraeloszlásának tartományait választják el (Fair és Ruggles [1990] nyomán). Látható,hogy 0,25 m újraeloszlás megkövetelése esetén nem is lehet szó a defektek teljes hőkezeléséről. angol ábra, szöveg nem pontos 402


A 2.50. ábra Fair és Ruggles [1990] nyomán illusztrálja a hőciklusból eredő komplex gondokat. Az ábrán - a defektreakciókat Boltzmann-folyamatokként leíró Arrhenius-egyenesekként kezelve - a mély, ill. a sekély rácshibák hőkezelődéséhez minimálisan szükséges (T,t)-ciklusokat szaggatott vonalakkal ábrázoltuk. A folytonos vonalú görbesereg elemei azon szempont szerint választják ketté a (T,t)-síkot, hogy egy adott ciklus alatt az adalékok mekkora újraeloszlást (diffúziót) szenvednek el. A következtetés egyértelmű: ha a bór-implantnak 0,3 m-nél nagyobb távolságra való diffúziója megengedhetetlen, nincs olyan hőkezelési ciklus, amely - hagyományos implantációt feltételezve a rácshibákat is kiküszöböli. A következtetés kettős: vagy fenntartjuk a technológia egyszerű voltát és együtt élünk a maradék rácshibákkal, vagy bonyolultabb eljárásokat dolgozunk ki (pl. a defekt-mérnökség eszközeit is bevetjük). Ehelyütt ismét meg kell említeni, hogy a TED jelensége még hozzá is járul az újraeloszlás növeléséhez. 2.4.3.3. A "defekt-tervezés" elvei. A fogalom lényege a defektektől való megszabadulás tudományos stratégiáját fedi. A lényege abban foglalható össze, hogy a defektreakciókat leíró mérleg-egyenletek mögötti folyamatok Boltzmann-faktorokkal írhatók le, amelyekben egy pre-exponenciális, amely az ugrásgyakoriságot adja, és a kapcsolódó aktivációs energia együtt szabja meg a reakciók futását és ezzel a végállapotot. A "defektmérnökség" a folyamatok tudatos tervezését jelenti és speciális eszközöket is felhasznál; pl. további rácshibák bevitelétől sem riad meg annak érdekében, hogy egy optimális végállapothoz eljusson. A defektmérnökség eszköztárát többféleképpen osztályozhatjuk. Osztályozhatjuk aszerint, hogy a primér kaszkád folyamatait akarjuk befolyásolni, vagy az utókezelések révén akarjuk elérni a célt. Beszélhetünk termikus és atermikus módszerekről, ahol a termikus módszerek a (T,t) ciklusok alkalmazását, az atermikus módszerek további foton-, elektron- vagy ionbesugárzásokat jelentenek. A következőkben a primér kaszkádfolyamatok befolyásolására tett kísérletekből válogatunk. A szinte triviális példa a magas hőmérsékletű implantálás, amelyet fentebb ismertettünk. Itt ismét két lehetőség van: a nyalábbal való hőkezelés, amely tartalmaz atermikus elemeket is, hiszen a kaszkád által észrevehetően nem melegített térfogatokba is diffundálnak a rácshibák és ott változásokat okoznak. A SIMOX jó példa 403


erre. A másik lehetőség, hogy kis áramsűrűséggeel implantálunk, de fűtéssel megemelt Ta hőmérsékleten (Yu et al. [1993]). Ilyenkor tudomásul kell venni a bekövetkező mély diffúziót, de a T a = 7-800°Cnál részben hőkezelődő réteg elektromos tulajdonságai jók, és habár a maradék defektek getterezik (2.4.7.3.) az implantált arzént, az implant atomok elektromosan aktívak maradnak. Egy további lehetőség, amelyet Morozov és Tetelbaum [1979] javasolt abban áll, hogy a felületen tértöltést hozunk létre pl. megvilágítással, és ez a tér tereli a kaszkádban már lasuló, de még mozgó, töltéssel renelkező ponthibákat. A fotonbesugárzással létrehozott fotoelektromos erőtér (Mordkovich et al. [1991], Biró et al. [1993]) ntipusú Si-ban a negatív, vakancia jellegű hibákat befelé, a pozitív, rácsközi atom jellegű hibákat pedig kifelé, azaz - mivel a felület közelében a vakanciák, beljebb a rácsközi tipusú hibák dominálnak egymás felé hajtja. Ezzel megnöveli a rekombináció esélyét és a primér defektek számának csökkenését okozza. Rokon alapgondolatot fogalmazott meg a pre-amorfizálás esetében (2.4.4.) Dehm et al. [1991], amikoris az amorfizációt többszörös implantációval végezte. A Ge-ionok energiáját olymódon növelte, hogy az új kaszkádokban a vakancia-dús rész fedésbe kerüljön egy másik belövés rácsközi atomokban dús részével. Ezáltal mind a kaszkádok lehülésekor, mind a következő hőkezelések során a Frenkel párok rekombinációs valószínűsége megnőtt. Az így készült diódák jobbaknak bizonyultak, mint az egyszeres előamorfizációval előállított kontrollpéldányok. Az adiabatikus és izoterm hőkezelésekről mint defektmérnöki lehetőségről nem szükséges külön szólnunk. Itt olyan példákat említünk, amikor további implantációval - ismét csak kihasználva a defektek jellegének mélységgel való változásait - olyan feltételeket lehet teremteni (pl. az Rp táján vakancia-forrást hozni létre nagyenergiájú implantációval), hogy az utókezelések során a defektek megsemmisülési valószínűsége nőjön (Lu et al. [1989], Holland, O.W. és C.W. White [1991]). Végül itt is megemlítjük a defektmérnökség talán legelterjedtebb változatát a getterezést (2.4.7.3), amelyet a gyártásban rendszeresen használnak a szennyezések hatástalanítására.

404


2.4.4 Szilárdfázisú epitaxia amorfizáló implant után Az amorf állapotból újrakristályosodó szilícium körüli problémák először Müller et al. [1975] munkájában kerültek felszínre. A 200 keV As+ amorfizáló implantok vSPE (az SPE rövidítés a szilárdfázisú epitaxiát, Solid Phase Epitaxy jelöli) növekedési sebessége nagyon erősen függ a Si-szelet orientációjától: 20vSPE111 = 3vSPE110 = vSPE100. Az ezt folytató munkában a Si-önimplantációt Csepregi et al. [1977] még csak a kémiai hatások kiiktatása és az SPE növekedést gátló natív oxidréteg elkerülése céljából használta, amikor meghatározta az SPE aktivációs energiáját. Később kiderült, hogy az 100 orientációjú szilícium SPE növekedésének mechanizmusa a sebesség közel tíz nagyságrendjén át azonos marad: egy, a lépcsők menti, réteges növekedés zajlik le (Spaepen és Turnbull [1979]), amelynek aktivációs

2.51.ábra. A szilícium szilárdfázisú epitaxiás növekedési sebességének Arrhenius-görbéje, (Olson és Roth [1988] nyomán. A mechanizmus azonos marad tíz nagyságrendet kitevő sebesség-átfogásnál. 405

Részlet Giber János, Vargáné Josepovits Katalin, Gyulai József, Biró László Péter: Diffúzió és implantáció szilárdtestekben (Egyetemi tankönyv, Műegyetemi Kiadó, 1997) könyvből 0 energiája 2,76±0,05 eV és pre-exponenciálisa vSPE = 3,68x108 cm/s. (Olson és Roth kompilációja [1988], 2.51. ábra). (Megjegyzendő, hogy a tíz nagyságrendet átfogó adatsor az irodalomban közölt FA, RTA és lézerimpulzusos SPE növekedés-mérésekből jöhetett létre. Érdekessége tehát, hogy az adiabatikus hatású, 10 ns tartamú lézer-impulzus energiája révén ugyanazon mechanizmus alapján nő vissza a réteg, mint kemencében netán órák alatt. A 2.2.3.5. fejezetben mondottakat alkalmazva, az Arrhenius-görbe olyan gyors hüléskor "törik le", amikor egy atomi réteg növekedéséhez már  1ps idő sem áll rendelkezésre.)

Az SPE növekedés tanulmányozása egyidőben folyt a Si oxidációs tulajdonságainak egyre mélyebb kutatásával. Szerencsés összeesés volt, hogy mindkét kutatásból az 100-orientációjú szeletek előnyei bizonyosodtak be. Ezen kutatások nyomán oldotta meg a Sikristálynövesztő ipar az ilyen orientációjú tömbök növesztését. 15 A kutatások egyik további eredménye volt a "termikus előélet" szerepének felismerése, ill. annak bizonyítása, hogy a tökéletes lépcsős növekedés feltételeit az 111 orientációjú szilíciumnál is lehet biztosítani, de ekkor egy alacsonyabb hőmérsékletű, pl. T a = 5-600°C, hőkezeléssel kell gondoskodnunk a távolról sem atomi símaságú a/k köztesrétegen egy viszonylagosan homogén nukleáció feltételeinek kialakításáról. Ezen előkészítés után az ezt követő második hőkezelés hatása már az elvárások szerint zajlik (Csepregi et al. [1976]). Ezt az eredményt a félvezető ipar rendszeresen használja. Az SPE kutatás elvezetett emellett egy, a gyakorlatban talán még fontosabbá vált eljáráshoz, amelyet "kettős implantációnak", "előamorfizálásnak", ill. "tökéletes" adalékolásnak neveznek és, amely immár tizenöt éve az IC-gyártás egyik általánosan alkalmazott eljárása (l. alább, Csepregi et al. [1977]). Az adalékoknak az SPE növekedésre gyakorolt hatását is részletesen vizsgálták. A foszfor, arzén, de különösen a bór elősegíti a növekedést, akár egy nagyságrenddel is megnövelve a növekedési sebességet (Csepregi et al. [1977]) míg az oxigén, szén és az implantált nemesgázok csökkentik a növekedési sebességet. Az adalékok koncentrációjának hatását vizsgálva arra jutott Williams és Short [1983], hogy a szilárd oldékonysági határ meghatározó az epitaxiális réteg Ma - nem teljesen világos, de feltétlenül fizikai okok miatt - a bipoláris és a nagyteljesítményű félvezető alkatrészek előállításában maradt csak fenn az 111 orientációjú szeletek használata. 15

406


növekedésére. Tökéletes visszanövést csak az oldékonysági határ alatti koncentrációk esetén lehet elérni. Ahol és amikor az adalékanyag koncentrációja túllépi ezt a határt, a nukleáció heterogénné válik, s a növekedés polikristályos, ikresedés jelleggel folytatódik. Ezen határ túllépése az SPE során is bekövetkezhet az alábbi módon. A növekedéskor, csakúgy, mint pl. oxidációkor az adalék szilárd oldékonysága, a növekedési front sebessége és az adalék diffúziós sebsssége összhangban kell hogy legyen. Ellenkező esetben kialakulhat pl. az ún. hóeke effektus, amikoris a növekedési front tolja maga előtt az adalékot. Ekkor a rendszer eljut(hat) az oldékonysági határ túllépéséig, amely mellett a nukleáció heterogénné válik. Adalékolás kétszeri implantálással, előamorfizálás. A pnátmenet tértöltési tartományában levő EOR hibák megnövelik a visszáramot. Ezt kiküszöbölendő, a legtöbb implantációs gyártástechnológia a következő lépéssorozatra épül. Először amorfizálják a réteget. Ha az ion eléggé nagytömegű, akkor magával az adalékionnal, vagy ha nem az, akkor ún. előamorfizálást alkalmaznak, és csak ez után implantálják az adalékot. A hőkezelés két lépcsős, az első alatt az amorf réteg SPE növekedéssel újrakristályosodik, ill. kialakulnak a homogén nukleáció feltételei. Egy további hőkezeléssel az adalékot addig diffundáltatják, amíg az átmenet mélyebbre nem tolódik, mint az EOR hibák tartománya. Az átmenetnek elég mélynek kell lennie ahhoz, hogy az EOR hibák az elektromos előfeszítés körülményei között se kerülhessenek be a tértöltés tartományába. Ezzel az eljárással az EOR hibák felhasználhatók az anomális diffúzió csökkentésére is anélkül, hogy elrontanák az átmenet paramétereit. Az eljárás "konkurrenciáját" a BF2 molekulaionok felhasználása jelenti. A fluornak ui. jelentős az amorfizáló képessége, a behatolási mélysége - az energia megosztása után - szinte azonos a bórionokéval. Mint halogén, rácsközi atom és gyors diffuzáns, továbbá az alkalmazott hőkezelések után szétoszlik - kivéve a kiterjedt rácshibákat, ahol képes megkötődni ("getterezés").

407


2.4.5. Az előállítására

implantáció

alkalmazásai

félvezető

eszközök

Mind a 2.1. Bevezetésben, mind az eddigiekben szerepeltek elszórtan a félvezető alkalmazások. Itt tovább részletezzük azokat, kezdve azzal, amely legfontosabb volt a sikertörténetben, a VT küszöbfeszültség beállításával. 2.4.5.1. MOS tranzisztorok küszöbfeszültségének beállítása

2.52. ábra. A VT küszöbfeszültség beállítása mindkét tipusú MOS tranzisztornál, sematikus ábra. A Vtp - (P+) sereg négy görbéje az nzsebre vonatkozik. Ennek elkészültét követően egyetlen kisdózisú bórimplantáció beállítja a két tranzisztort.

408


A MOS téreffektus tranzisztor kapcsolási küszöbfeszültsége (pl. Sze [1988]) VT   mf 

Q Ox Q  2 b  b C Ox C Ox

,

2.4.5

ahol mf a félvezető-fém kilépési munkája (poli-Si kapu esetén =0), Qox a kapuoxidbeli töltés, b a szubsztrát Fermi-potenciálja, Qb töltés a kiürített rétegben és Cox a kapuelektród kapacitása. Egy p-csatornás eszköz tértöltési rétegébe implantált bór mint kompenzáló töltés, a pozitív feszültségek felé tolja el VT-t. Egyúttal, ha van n-csatornás eszköz is a szeleten, a bór annak a feszültségét megemeli. De - ha az alapkristály adalékolási szintjét jól választjuk, ill. az n-zsebet megfelelő foszforimplantációval kialakítottuk - egyetlen B+ implantációval el lehet végezni a kétféle tranzisztor beállítását (2.52. ábra, kísérleti értékeket l. Ohzone et al. [1980]). Mint az egyik legkisebb dózist igénylő alkalmazás, a küszöbfeszültség beállításánál a rácshibák szerepe minimális, azaz a technológiai folyamat szokásos hőterhelése azok teljes hőkezelődését és a nominális dózis teljes elektromos aktiválását is eredményezi. Terjedelmi okok miatt nem lehet tárgyunk, hogy az implantáció valamennyi, gyakorlatban megvalósított alkalmazását ismertessük. Példákon azonban bemutatjuk, hogy az implantációs adalékolás flexibilitása milyen hatékony csatorna- és nyelő-optimálást tesz lehetővé. 2.4.5.2. Implantálás során keltett hibák és az ULSI gyártástechnológiák A 2.4.2-5. fejezetekben elmondottak alapján világos, hogy a legújabb követelmények csak optimálások, ellentmondó feltételek kompromisszumaként elégíthetők ki. Emiatt vált talán a legfontosabb feladattá az ismeretek beépítése a technológia-szimulációs programokba, amelyek a bonyolult optimálásokat egyáltalán végrehajthatókká teszik. Ehelyt kell felhívnunk a figyelmet, hogy a szimulációs programok piacán a legtöbb programcsomag csak igen kevés fizikai, kémiai elvet épít be. A technológiai adatok kezelése, ezek statisztikai értékelése alapján működik a legtöbb. Van azonban néhány szimpatikus kivétel, pl. az

409


ICECREM16, amely a legtöbb művelet esetén első elvekre visszavezetve számolja az eszköz adatait. Ha csak az implantáció műveletét tekintjük, a korábbiakban említett programok (TRIM, MARLOWE) kielégítik a tudományos igényeket. 2.4.5.3. Sekély átmenetek, diffúzió és a tranziens diffúzió (TED) Az 1 Gbit DRAM előállításánál a még elfogadható pn-átmenet mélysége xj = 60 nm. Az arzén (implantációs és egyéb) tulajdonságai lehetővé is teszik az ilyen sekély n +-kontaktus kialakítását. A hasonlóan sekély p+-kontaktus kialakítása B+ ionokkal azonban már nehézségekbe ütközik. Mindenek ellenére mégis a bór a legjobb kandidátus, mert ez az egyetlen p-adalék, amelynek a szilárd oldékonysága is megfelelő a kisellenállású kontaktusok előállításához. Két problémát kell megoldani: 1) a kistömegű bór ion csatornázódásából, 2) a fellépő tranziens diffúzióból ("transient enhanced diffusion", TED) fellépő gondokat, amelyek az átmenet mélyülését okozzák. A TED jelenség lényege, hogy akár kemencében hajtjuk végre a hőkezelést, mondjuk, 30 percig, Ta=800°C táján, akár RTA-val néhányszor tíz másodpercig 900°C táján, az időtartam első tizedében anomálisan gyors diffózióval nagyonis mélyre jut a bór. Az ezt követő időben szinte nincs diffúzió. Az a "valami", ami az anomálisan gyors diffúziót okozza, gyorsan elfogy. A jelenség magyarázata előtt tekintsük át a hagyományos diffúzió esetét szilíciumban. Emlékeztetünk arra, hogy az adalékok (szennyezők) a félvezetőkben a következő mechanizmusok révén tudnak mozogni: 1) a szubsztitúciós(vakancia, V), 2) a vakancia-intersticiális (V-I), a kísérletileg megkülönbözhetetlen 3) intersticiós, ("interstitialcy") és kilökéses ("kick-off") mechanizmus, valamint 4) az egyszerű rácsközi ("interstitial") diffúzió (Mayer és Lau [1990]). A rácsközi diffúzió a legegyszerűbb: ilyenkor a rácsközi atomok "bujkálva" mozognak a szubsztitúciós atomok által kifeszített térben. Ekkor az ugrás gyakoriságát k 0   0 exp  E m / kT

2.4.6

16

Az ICECREM programot a Fraunhofer Instiotut für Intergrierte Schaltungen B, Erlangen, Németország fejlesztette és fejleszti. 410


adja, ahol 0 a rács termikus rezgési frekvenciája, Em a migráció aktivációs energiája (Gandhi [1983]). Így diffundálnak a Si rácsban a H, a Li, az F és egyes nemesgázok. Ez a leggyorsabb mozgás 17, de az implantációs fejezet szempontjából ezek az anyagok csak annyiban tartoznak a tárgyhoz, hogy a félvezetőkben - egy-két kivétellel (lásd 2.4.6.) - nagyon is negatív a szerepük, nevezetesen az eszközök termikus stabilitásának lerontásáról, a töltéshordozók élettartamát csökkentő hatásukról, meg lehet és meg kell ehelyt is emlékeznünk.

4 3 2 1 rácsatom vakancia

rácsközi Si adalékatom

a.

b.

2.53. ábra. (a) Szubsztituciós, valamint (b) intersticiós diffúziós mechanizmus 2D semája. A rácsközi Si kilöki a szubsztitúciós adalékatomot A V-I mechanizmusra az jellemző, hogy a legtöbb szennyezőnek eltérő a szubsztitúciós és rácsköziként való oldékonysága (a koncentrációk Ns, ill. Ni). Ennek megfelelően helyezkednek is el a rácsban. A szubsztitúciós és a rácsközi atomok mozoghatnak egymástól függően, de függetlenül is. Általában NsNi, de a szubsztitúciós mozgás jóval lassabb. A két független mozgás kombinált ugrásfrekvenciája  eff 

s N s   i N i Ns  Ni

,

2.4.7

ahol s és i a megfelelő ugrásgyakoriságok. A folyamat egy szubsztitúciós (S) és egy rácsközi adalék (I) atom továbbá egy vakancia (V) reakcióegyenleteként írható le S  I + V.

2.4.8

A rácsközi diffúzióhoz tartozó D0 diffúziós együttható értéke a D = D0exp(-Em /kT) kifejezésből nyerhető, ahol, D0 = 10-3 cm2/s- től (H2, Li). A megfelelő Em aktivációs energiák közül a legkisebb a H2 0,48 eV, ezt követi a Li 0,7 eV. 17

411


Az adalékok mozgását a disszociáció sebessége vezérli, mert ez "termeli" a gyorsabb rácsközi diffuzánst. Nagy koncentrációjú helyekről az I atomok gyorsan távoznak (2.4.8 egyensúlya jobbra tolódik), ill. fordítva - a kis koncentrációjú helyeknél helyben maradnak, lassítva így a teljes diffúziót. A helyi vakancia-egyensúly fenntartásához vakancianyelők, pl. diszlokációk szükségesek. Ha a vakanciák nem tudnak megsemmisülni, a disszociáció lassul, 2.4.8 balra tolódik. Érthető, hogy a V-I mechanizmusnál a diffúziós sebesség erősen függ mind az adalékatomok, mind a rácshibák koncentrációjától. A szubsztituciós és az intersticiós mechanizmust egy 2D sematikus ábrával is bemutatjuk (2.53. ábra). A szubsztituciósmechanizmusban (V-mechanizmus) (a) az adalékatom átugrik egy vakancia-helyre, ha ez utóbbi a szomszédjába vándorolt. Nem meglepő, hogy ez a mechanizmus lassú diffúziót eredményez. Az intersticiós mechanizmus (b) lényegét is kiolvashatjuk az ábrából: ha rácsközi Si atomok és egyidejűleg a rácsatomokhoz hasonló méretű adalékok is vannak jelen, akkor ez utóbbiak egy része szubsztitúciós. A Si képes ezeket kilökni és maga kerül rácspontba. A hasonló atmérőjű adalék (III., V. oszlopbeli elem) azonban szintén képes egy szomszéd rácsatomot kilökni és ezzel új rácsközi Si-t létrehozni. A kilökéses mechanizmus csak abban különbözik az intersticióstól, hogy a kilökések között a komponensek rácsközi atomként is hosszabban diffundálnak. A két mechanizmust emiatt kísérletileg nem is sikerült megkülönböztetni. Általában az az elfogadott, hogy az "intersticiális" adalékokként számon tartott atomok azok, amelyek hosszabban diffundálnak a két kilökés között. A Si legfontosabb adalékai e mechanizmusok kombinációjával diffundálnak, de amíg az Sb esetében a V-mechanizmus, addig a B és P esetében az intersticiós mechanizmus dominál. Az As is főleg Vmechanizmussal mozog, de nagyobb az I-komponense, mint az Sb-nak. Az Al, Ga és In esetében szintén nagy az I-arány. A Co, Cu, Au, Fe, Ni, Pt és Ag I-V-diffuzáns, noha "gyors"-ak (a megfelelő Em aktivációs energiák: Fe 0,9 eV, a Cu 1,0 eV, a Pt 2,2 eV, végül az Au i 0,39eV). A rácsközi Si 1000°C alatt vakancia-, felette I-kontrolláltan mozog.

412


2.54. ábra. Bór újraeloszlása kemencében, ill. RTA-ban (kombináltan is) végrehajtott hőkezelési ciklusok esetén (Michel et al. [1987] nyomán). Meglepő, hogy RTA előkezelés után alig tapasztalunk diffúziót.

Ezek után visszatérünk a tranziens diffúzió részletezéséhez. Az első meglepő hőkezelési eredményt Michel et al. [1987] publikálta 60 keV-es, 2x1014/cm2 dózisú bór különféle hőkezelési feltételek mellett fellépő diffúziójáról. Mind FA, mind RTA kezelést, valamint azok kombinációját is alkalmazták. A 2.54. ábrán összehasonlítjuk a 35 perces, Ta = 800°C-on végzett hőkezelés utáni profilt azzal a bórprofillal, amely úgy áll elő, hogy a kemencés hőkezelést megelőzi egy rövid RTAkezelés. Világosan látszik, hogy az RTA valamit úgy megváltoztatott, hogy azt követően a kemencés hőkezelés már alig okozott diffúziót. Michel et al. az eseményt a defektekből szétáramló rácsközi atomok és a szubsztitúciós bór kölcsönhatásának tulajdonítja, amely magyarázat mindmáig igaznak látszik: a rácsközi Si és az eleve jelentős százalékban (kb. 30%) szubsztitúciós bór az intersticiós mozgással mozog. A TED során szerepet játszó rácsközi atomok eredetét illetően legalább két, jól megkülönböztethető forrásról tudunk. (Emlékeztetünk 413


arra, hogy az elsődleges hibák {311} hibákká kondenzálódnak (2.4.2.1.), és ez már 600°C-on is gyorsan bekövetkezik.) 1) Ha Si+ ionokat implantálunk és ezt egy olyan mintába tesszük, amelyben egy nagyon keskeny és nagykoncentrációjú B profil van (doping), e profil akkor szélesedik, amikor a {311} hibák oldódni kezdenek. 2) Ha bórt implantálunk tiszta szilíciumba, akkor a TED-hez szükséges rácsközi Si atomok elsődlegesen a bór-intersticiális fürtök ("boron interstitial cluster", BIC) oldódásából származnak és csak ezután indul meg a {311} hibák oldódásából származó áram. A {311} hibák, hosszan elnyújtott, rúdszerű hibák és a {311} síkban találhatók - innen a nevük. Ezek a hibák az <110> irányban elnyújtottak, és annak ellenére, hogy több száz nm hosszúságúak lehetnek, szélességük ritkán lépi túl a 10 nm-t. Valószínűnek látszik, hogy ezek nagyon alacsony konfigurációs energiával rendelkező "rácsközi atom-tartályok"-ként viselkednek. Térjünk most át arra az esetre, amikor amorf réteg is keletkezik. Az ilyenkor szinte mindig fellépő EOR hibák igen fontos, bár nem dicsőséges szerephez jutnak az integrált áramkörök gyártásában. Amorf rétegek ui. nem csak önimplantáláskor jönnek létre, hanem megtalálhatók mind a foszfor és arzén, mind pedig a BF 2+ implantálás esetében. Az EOR hibák kétféle hatást fejtenek ki a gyártási folyamat során. Először, a 600°C-on történő újranövesztés után megjelennek az első {311} hibák és hurkok. További, 700 és 800°C közötti hőkezelés esetén a {311} hibák ugyan feloldódnak, de eközben TED-et okoznak. Nemrég bizonyították be, hogy a {311} hibák oldódásával TED zajlik az újranövekedett szilíciumban is (Jones et al. [1996]. A közelmúltban két ok miatt tovább növekedett a TED jelenségre fordított figyelem. Az első az, hogy lehetetlenné tudja tenni a jelenlegi kívánalmak kielégítését, ugyanakkor még nehezen is modellezhető. A modellezés ui. létkérdés egy pontos gyártástechnológiai szimuláció kidolgozásához. A második ok, hogy nemrégen jelentős előrehaladás történt: TEM segítségével, Si+ implantálás esetén mennyiségileg is meghatározták a TED-et előidéző intersticiálisok koncentrációját.

414


A TED mértékének minimálisra csökkentése érdekében különböző megközelítéseket alkalmaztak. Az egyik első sikeres kisérletet Ozturk et

2.55. ábra. 10 keV, 1x1015 cm-2 bórprofil Ge preamorfizálás esetén (1x1015 cm-2) (a); ugyanaz kétlépcsős (kemence 550°C, 30 min, RTA 1050°C 10 s) hőkezelést követően (Ozturk et al. [1988] nyomán)

al. [1988] ismertette (2.55. ábra). Az (a) ábra a csatornázódás hatását mutatja. A (b) ábra a diffúziónak a előamorfizáció hatására bekövetkező csökkenését mutatja. A készített diódák elektromos viselkedése a B és C esetben volt a legjobb, ekkor a pn-átmenet az a/k határ mögé került. Nemrég Stolk et al. [1995] kimutatta, hogy a szén hatékony inetrsticiális csapdaként működik, és ha MBE segítségével előre belenövesztik a szilíciumba, akkor teljesen kiküszöbölheti a TED hatásait. Ha a szenet implantálják, akkor is csökkenti a TED mértékét, de nem annyira hatékony, valószínűleg azért, mert ebben az esetben a C implantálás során keltett rácsközi atomokkal már részben telítődik. Sajnos, az eszközparaméterek romlanak a szén bevitele miatt, emellett az MBE bevonása a tömegtermelésbe gazdaságilag elfogadhatatlan. Egy másik lehetőség a többlet rácsközi atom kiküszöbölésére a nagyenergiájú implantálás. Holland és White [1996] kimutatta, hogy alacsony energiájú bórral implantált réteget nagyenergiájú ionnal felülimplantálva, a TED mértéke számottevően csökkenthető. Az eredményt az Rp-nél sekélyebb tartománybeli nagy vakancia-populáció számlájára írják. Ez a megoldás egyike azoknak, amelyeket "defekt-mérnöki" módszereknek nevezünk. 415


További lehetőséget kínál az amorfizálási küszöb alatti dózisok alkalmazása. Ekkor a csatornázódás már csökken, de EOR hibák még nem képződnek: Kase et al. [1990] 10 keV energiájú BF2+ implantálást alkalmazott a kritikus dózis 30-60%-át elérő dózisban. Schreutelkamp et al. [1991] az implantálást több lépésben végezte úgy, hogy az egyes lépésekben   a maradt és köztük stabil hibákat kialakító részhőkezeléseket alkalmazott. Így a folyamat végén hibamentes rétegek álltak elő. Sajnos, ez az eljárás sem alkalmas technológiai bevezetésre. Ismét egy további ötlet, amelyet Sai-Halasz et al. [1987]] fogalmazott meg, abban áll, hogy az előamorfizálásra - a IV oszlopbeli ionok helyett - a III. vagy V. oszlopbeli nehéz ionokat kell alkalmazni. Mivel ekkor a a igen kicsi, akár ellentétes vezetési tipust adó ionok is alkalmazhatók. A "csak-III.-oszlop" technika érdekes további előnye, hogy a Ga vagy In roncsolása jóval alacsonyabb hőmérsékleten hőkezelhető, mint a Si önimplanté vagy Ge-é (Lin és Steckl [1990]). Ha az elektromos tulajdonságokra gyakorolt negatív hatásokat minimálisra csökkenthetjük is, az EOR hibák mindenképpen jelentős hatást gyakorolnak a diffúzióra.A magyarázat az, hogy az EOR hibák Iforrásként működnek azt követően, amikor a {311} hibák oldódása, majd a diszlokáció hurkok oldódása már lezajlott. Ugyanakkor azonban az EOR diszlokáció hurkok be is foghatják a {311} hibák oldódásából származó rácsközi Si atomokat és ezáltal csökkentik a TED folyamatban résztvevő intersticiálisok számát. Vannak (ma még?) kevésbé szokványos eljárások a sekély átmenetek kialakítására, mint például a plazma immerziós ionimplantálás (PIII, 2.7.2. fejezet), és a lézerimpulzussal végzett adalékolás (PLAD). A PIII során a szeletet olyan plazmába "merítsük", amely tartalmazza a kívánt adalékot, míg a PLAD úgy valósítja meg az adalékolást, hogy a felületet olyan atmoszférában olvasztja meg, amely tartalmazza az adalékanyagot. Mindkét eljárás ígéretesnek látszik a tizedmikron mély átmenetek előállítását illetően. A gondok inkább a nagy felületek kezelése és az adalékolás egyenletessége körül vannak. Ezeknek az eljárásoknak a biztató eredményei ellenére, valószínűnek látszik, hogy az elkövetkezendő néhány generációs IC a már "hagyományos" implantálásra alapozva fog elkészülni.

416


2.4.7. Nagyenergiájú implantálás és getterezés Ebben a fejezetben a nagyenergiájú (néhány száz keV - MeV tartományt értjük ezen) implantációnak három területen való alkalmazását ismertetjük. Ezeknek köszönhető, hogy az elmúlt években meredeken nőtt a nagyenergiájú implanterek piaca. A sekély átmenetek előállítási gondjaira gondolva, nem kizárt, hogy ez az új terep marad meg a legtartósabban az implantációs eljárás számára. A nagyenergiájú implantálásnak a CMOS áramkörök zsebeinek előállítására való felhasználása mindig is kézenfekvő volt 18. Az érdeklődés feléledését az indította el, hogy az implantációval lehetőség van hegymenetű ("retrograde", befelé növekvő adalékkoncentráció) implantált profilok kialakítására is. Ilyen profilok révén egyrészt elegendő vékonyabb epitaxiás réteget alkalmazni, ill. esetenként el is hagyható az epitaxiás réteg, másrészt csökken a CMOS eszközökben elektromos hatásra fellépő parazita bipoláris elemeknek a szerepe. A második ismertetendő alkalmazás a töltéshordozók élettartamának beállítása ionbesugárzással, amely a hosszadalmas nemesfém ("lifetime killer") diffúziót teszi feleslegessé és egyúttal a teljesítményeszközök technológiájának egységesítését is lehetővé teszi: az implantációs lépéssel testreszabott termékké lehet alakítani a standard technológiával elkészült elemeket. A harmadik terület a getterezés19. A getterezés abban az értelemben alkalmas kifejezés a félvezető eszközök előállításakor alkalmazott, rövidesen ismertetendő eljárásra, hogy a káros, de mozgékony szennyezőket a funkció szempontjából ártalmatlanabb helyeken (a hátlapon, a felület alatt, de az aktív eszközöktől távol stb.) stabilizáljuk.

18

A 2.4.6.1. fejezetben ismertetett alkalmazások egy része ebbe a fejezetbe (is) illik.

19

A "getterezés" kémiai/technikai fogalom, a szennyezéseknek "veszélytelen" helyen való megkötését, így hatástalanítását jelenti. Korábban az elektroncsövek vákuumának végső javítását (mai kifjezéssel: UHV-t hoztak létre!) végezték a csőbe forrasztott getteranyagnak (pl. Ti, V stb.) a hideg üvegfalra való átszublimálásával, amikoris a csőben lévő gázmolekulákat a getter megkötötte. 417


2.4.7.1. Hegymenetű implantált profilok Egy CMOS áramkörben, ahol kétféle eszköz kétféle tipusú alapanyagban helyezkedik el, több parazita-hatás léphet fel. 1) Ahol összeér az n- és p-zseb, a polikristályos Si-vezeték hoz(hat) létre működőképes tranzisztort, 2) parazita n-csatornás tranzisztor léphet működésbe az n+ source és a szomszédos n-zseb között, 3) a 2) tüköresete, végül 4) parazita pnpn tirisztor kapcsolhat be, ami katasztrofális hibát okozhat az eszközben. Ez a jelenség a "latch-up", amelyet lecsapásnak20 is nevezhetünk.

2.56. ábra. a) Egy CMOS inverter keresztmetszete, sematikusan, a MeV energiájú implantációk helye bejelölve, b) az adalékolás profilja

Mindezek a gondok orvosolhatók az ionimplantáció segítségével. A mély profil, ha egyúttal hegymenetű is, nem csak gyorsabbá teszi a zsebek kialakítását, mint a mély, tehát hosszadalmas diffúzió, de a parazita tirisztor lecsapási érzékenységét is lecsökkenti - legalábbis egy alsó mérethatárig. Ezzel az "egyszerű" implantált CMOS technológiával jó karakterisztikájú áramkörök állíthatók elő (2.56. ábra). Többszörös 20

Dr. Mizsei János szó-ötlete: az automata biztosíték lecsapódása analógiájára. 418


implantációval pontosan tervezett emelkedő profilú n-zsebek alakíthatók ki a CMOS eszközökben. A tirisztor lecsapását (4 m eszközök közötti távolságnál) szintén jelentősen javítja a módszer. A lecsapás jelensége azt a folyamatot jelenti, amikor a CMOS tranzisztorok forrás/nyelő (source/drain, S/D) tartományaiból és a zsebekből létrejövő két bipoláris tranzisztor tirisztorrá kapcsolódva kezd működni. Azaz a pnp tranzisztor az npn-nek pozitív visszacsatolást is eredményező bázisáramot képes szolgáltatni. Ez nagy I H fenntartó áramot okoz a tirisztor pozitív és negatív végpontja között, ami lezárja a CMOS eszközt, netán tönkre is teszi. A fenntartó áram IH 

BL  BV  1I Rw  BV  BL  1I Rs BL BV  1

,

2.4.9

ahol BL a laterális npn, BV pedig a vertikális pnp tranzisztor áramerősítése, IRw az n-zseb árama, az IRs a szubsztrát és p-zseb árama. A lecsapás iránti érzékenység csökkentésének az intenzitásokat vezérlő ellenállások, valamint a B áramerősítések csökkentését igényli. LOCOS p-Si +

FR

B

SiO2 n-zseb p-zseb

2.57. ábra. A két maszkot igénylő eljárás CMOS elemek előállítására, Borland és Seidel [1996]. Az első maszk a LOCOS (pl. Sze [1988]) kialakítására és az aktív felületek bór implantjához szükséges, a második öt implant lépést szolgál ki (pozitív és negatív lakk). FR:  2,5 m fotoreziszt

A ma legsikeresebb, nagyenergiájú implantációt alkalmazó eljárás (Borland és Seidel [1996]) fő előnye, furcsa módon, nem is csak az, hogy kisméretű (  0,5 m) eszközöknél is képes az epitaxiás rétegnél hatékonyabban megakadályozni a tirisztor lecsapását , hanem hogy ötről háromra, sőt kettőre tudta a maszkok számát leszorítani. A kétmaszkos "BILLI" eljárást a 2.57. ábrán bemutatjuk be. Az eljárás ötletesen 419


kihasználja, hogy pozitív és negatív fotolakkal tükrözött ábrákat lehet előállítani, valamint azt, hogy magát a fotolakkot ionokra áttetsző maszkként lehet alkalmazni pl. a p-zseb befelé való kiterjesztésekor. Az ábra csak az ötödik implantációt illusztrálja, amikor az n- és a p-zseb kiterjesztése már kész.

2.4.7.2. Élettartam tervezés (Lifetime Engineering) A korábbiakból következik az a lehetőség, hogy az ionok okozta rácshibákat tudatosan is alkalmazzuk a töltéshordozók élettartamának beállítására (természetesen csak annak csökkentésére). A kisebb élettartam - mint ismeretes - az eszköz kapcsolási sebességét növeli meg. Ilyen célra a MeV energiájú könnyű ionok igen alkalmasak, mert előszöris a már elkészült rétegstruktúrát kell átlőni úgy, hogy a rácshibák az aktív térfogatban keletkezzenek, másrészt a kistömegű ionok zömmel csak ponthibákat okoznak, amelyeknek az élettartammal való kapcsolata egyértelműbb, mint a véletlenszerűen kialakuló szerkezetű és méretű kiterjedt hibáké. A nagyteljesítményű bipoláris eszközök esetében éppen tanúi vagyunk az eljárás ipari térhódításának. Az eddigi technikai szint szerint a töltéshordozók élettartamának kívánt csökkentését a tiltott sávban mély csapdákat okozó nemesfém atomoknak (Pt, Au) a tértöltési tartományba való diffúziós bejuttatásával érik el. Nem nehéz belátni, hogy az eljárás nehézkes és nem könnyen reprodukálható. Ennek oka egyfelől, hogy ahhoz, hogy a tértöltési tartományban meghatározott csapdakoncentráció jöjjön létre, az egész szeletben egyenletes koncentrációt kell elérni. Az ezt biztosító hőkezelés nem csak hosszadalmas, de szennyeződés-érzékeny is. Másrészt, a diffúziót nem könnyű kézben tartani, hiszen a szóbanforgó elemek gyors diffuzánsok. Különösen akkor van gond, ha az eszköz méretei kicsinyek. Ráadásul, a folyamat izotróp, tehát az élettartamcsökkenés nem csak ott következik be, ahol az kívánatos, hanem az egész térfogatban. Az implantációs eljárás ezzel könnyen versenyez feltéve, hogy az implantációval keltett rekombinációs centrumok termikus stabilitása is megfelelő. A kísérletek azt mutatják, hogy ez is összemérhető a gyorsan diffundáló nemesfémek által keltett rekombinációs centrumok stabilitásával: mindkettőnél gondok vannak, ha az eszköz hőmérséklete

420


200°C fölé emelkedik (2.4.2. fej.). Ez azonban, normális üzemben nem következhetik be. Az ionok alkalmazásának van egy további, még vitathatatlanabb előnye: az eljárás lehetővé teszi egy egységes félgyártmányból kiinduló "testreszabást". A MeV energiájú implantálás ui. lehet az utolsó, az elektromos viselkedést beállító lépés egy topológiailag egységes eszközcsalád gyártási folyamatában. A MeV energiájú könnyű ionok behatolása elegendően nagy ahhoz, hogy a kész eszköz teljes rétegszerkezetén, beleértve még a végső védőréteget is, úgy áthatoljanak, hogy a szükséges roncsolódás a megfelelő mélységben, azaz az eszköz aktív zónájában jöjjön létre. Az még további előny, hogy mindehhez rendkívül kis dózisok szükségesek: H+ és He+-ből 109 - 1010/cm2. A mai kutatások azt vizsgálják, hogy a kissé nehezebb (C, N, O) ionok nem alkalmasabbak-e. A H+ és He+ használata azonban inkább terjed, mert ezekből valamivel magasabb dózis kell azonos károsításhoz, s ezáltal a már nehezen kézben tartható, extrém kis dózisok mérési hibája lecsökken.

421


Hüppi [1990] vizsgálta részletesen a proton besugárzás keltette hibákat egy p+-n-n+ diódán, amelyet neutron transzmutáció21 útján foszforral adalékolt (111) FZ ("float zone", lebegő zóna) szilícium szeleten alakítottak ki. A DLTS mérésekkel nyert eredmények szerint a protonok által előidézett mély nívók zöme azonosítható volt a más úton keltett és már korábban értelmezett mély nivókkal (pl. Ferenczi et al.

2.58. ábra. Töltéshordozók élettartamának beállítása protonbesugárzással. A protonbehatolás modellezése a TRIM alapján, valamint az illesztett értékek: 1, 2, és b az élettartam értékek; Vfit pedig, a vakancia koncentráció. (Khanh et al. [1997] nyomán)

21

A termikus neutronok a Si természetes izotópjait átalakítják. Míg a 28Si és a 29Si a stabil 29Si, ill. 30Si-vé alakul, a 3%-ban jelenlévő 30Si egy =1,1x10-25 cm2 keresztmetszetű reakcióval előbb 31Si-gyé, majd -bomlással, 2,6 h felezési idővel, 31 P-rá alakul. A rácshibákat eltüntető, 700-1000°C-os hőkezelés után kitűnő minőségű, egyenletesen adalékolt n-tipusú alapanyag áll elő. A folyamat tipikusan 100 órás besugárzást igényel a reaktor forró zónájában. A teljesítményelektronikai eszközök alapanyagaként rendkívül elterjedt eljárás. 422


[1977]). A fellépő defektek fajtáinak, tulajdonságainak részletes tárgyalása megtalálható Svensson et al. [1993] munkáiban. Ha nem kész eszközön, hanem próbaszeleten vizsgálják a hibák mélységi eloszlását, és a mérési módszer "mintavételi" mélysége nincs azzal pontos fedésben (professzionális eszközt, pl. -PCD típusú élettartam térképezőt használnak), a mérési eredmények értelmezésénél figyelembe kell venni a töltéscsomag mozgását a szeleten belül (Biró et al. [1996c], 2.58. ábra). A fenti vizsgálatokban a -PCD és az Elymat módszert alkalmazták. Mindkettő nagy behatolási mélységű (20 m) lézeres megvilágítást alkalmaz a szabad töltéshordozó párok keltésére, amely mélyebb, mint Rp. Három rétegből álló modellt alkalmaztak: 1) a gyengén roncsolt Si, 2) az erősen roncsolt Si a behatolási mélység tartományában és 3) a behatolási mélységnél mélyebben található roncsolatlan Si. A tartományok vastagságát a TRIM szimuláció által szolgáltatott hibaeloszlás alapján számították. A modellből számolt élettartam értékek jól illeszthetők a kísérletei adatokkal (Khánh et al. [1997]).

2.59. ábra. Protonbesugárzás okozta élettartam-csökkenés a dózis függvényében. A mérések mikrohullámú fotovezetés mérésével (-PCD, Semilab), az illesztett értékek a 2.59. ábra modellje alapján (Khanh et al. [1997] nyomán).

423


A 2.59. ábrán MeV energiájú protonok által előidézett élettartamcsökkenés mértéke látható (a mérés a Semilab -PCD élettartam térképező eszközével készült). A görbék a háromréteges modellből számolt értékek, a szimbólumok a kísérleti adatok.

2.4.7.3. Getterezés. A félvezető technológiában a "getterezés" olyan eljárás, amelynek segítségével a nemkívánatos szennyeződést/adalékot arra kényszerítjük, hogy olyan tartományba diffundáljon és ott rögzítődjék, ahol nincs zavaró hatása, vagy legfeljebb csökkent mértékben. Ennek megvalósítása érdekében szándékosan alakítanak ki hibákat. A kezdetben alkalmazott megoldás a szelet hátlapján ionimplantálással kialakított hibák voltak, a csökkenő eszközméretek azonban szükségessé és - a lecsökkent diffúziós úthossz miatt - lehetségessé tették az eszközök közötti/melletti terület bevonását, az ún. oldairányú getterezés alkalmazását is. Buck et al. [1972] majd Seidel és Meek [1973] írta le először a hátlapi implantálás alkalmazhatóságát a szükséges hibák kialakítására korábban a szeletek homokfúvott hátlapja vagy az oda leválasztott foszforüveg hozta létre azt a diszlokáció-hálót, amely a káros gyors diffuzánsokat megköti. Ryssel et al. [1980] mutatta ki, hogy valamennyi szokványosan implantált atom, beleértve a nemesgázokat, foszfort, és a molekuláris BF2+ iont is, kielégítő getterként viselkedik. Mérték az arannyal getterezett rétegekben kisebbségi töltéshordozók élettartamát. Ar, BF2 C, N és O implantálással körülbelül egy nagyságrendnyi élettartam-csökkenést értek el. A nagyenergiájú implantálás új lehetőséget kínál a getterezésre. Wong et al. [1988] 2,4 MeV energiájú szén és 3,0 MeV energiájú oxigén 14 ionok implantálását alkalmazta az 5x10 /cm2-től 2x1016/cm2 dózistartományban. A szén egy nagyságrenddel jobban getterezi az aranyat, mint az oxigén. A szén másik vonzó tulajdonsága az, hogy a hőkezelés után nem alakulnak ki kiterjedt hibák. Ezt azzal magyarázták, hogy a C jelenléte csökkenti a rácsállandó értékét és ezáltal szabad térfogatot hoz létre az a szén/intersticiális komplexek számára (U. Gösele [1984]). Ezzel a C csökkenti a rácsközi atomok számát és jobb felé tolja el az Aui + V  Aus egyensúlyt ("i" itt is a rácsközi helyzetet jelzi). 424


Végül megemlítendő Wong-Leung et al. [1995] szellemes elgondolása, amelyet azonban a gyakorlat még nem igazolt vissza. Méréseik szerint, a nagydózisú (3 x 10 16/cm2) H+ implantálással az anyag belsejében létrehozott mikroszkópikus üregek jól megkötik az aranyat. A getterezés hatásfoka jobb, mint a diszlokációs hurkoké. A jelenség magyarázata az üregek belső felületén lévő telítetlen kötésekben rejlik. Sajnos, a vasat - amely a legfontosabb lenne - az üregek csak gyengén getterezik.

425


2.5. Implantáció fémekbe Az ionimplantáció a fémek terén is a tulajdonságok jelentős megváltoztatását okozza és ezzel azoknak az alkalmazás által megkívánt értékre való beállítását is lehetővé teszi - legalábbis bizonyos korlátok között. A geometriai méretek és a besugárzott felületek fajlagos gazdasági értéke miatt azonban korlátozottabb azon alkalmazások köre, ahol az ionimplantáció gazdaságos. Elsősorban az űrkutatás, a katonai és az egészségügyi alkalmazások olyanok, ahol a nyújtott előnyök kiegyensúlyozzák a költségeket. Természetesen, ekkor is meg kell oldani a tárgyak olyan mozgatását, amely biztosítja a (közel) merőleges beesést és az egyenletes dózist. Mindennek jelentős költségvonzata van. Egyes alkalmazásoknál viszont - ha az ionforrás anyagait jól választják és a nyaláb elegendően tiszta - a tömegszeparálás mellőzhető. Az igények is más jellegűek, mint a félvezető áramköröknél. Előszöris, a beállított tulajdonságokra általában nagyobb, összefüggő felületeken van szükség és nem kis struktúrákon. Továbbá, e megkívánt tulajdonságok rendszerint az anyag kémiai összetételével kapcsolatosak, tehát az alkalmazott dózisok jelentősen nagyobbak, mint félvezetők esetén. A felületi rétegben néhány atom % nagyságrendjébe esik az adalékanyag igényelt koncentrációja. Anyagtudományi különbség is van. Ez a kovalens félvezetőkkel szemben az, hogy a fémekben a rácshibák mozgékonysága eltérő. A fejezetben foglalkozunk azzal a kérdéssel is, amikor a besugárzásnak a szerkezeti anyagokra gyakorolt káros hatásait kell tudomásul vennünk. 2.5.1. Rácshibák fémekben Nyilvánvaló, hogy az energialeadás mechanizmusára a kémiai kötéstipusnak nincs hatása: itt csak a tömegek és az ionizációs állapotok számítanak, azaz a Kinchin-Pease model érvényes a kimozdított atomok számának becslésére. Ha a kaszkád kialakulása hasonló is, a teljes lefutása azonban - ahol már a kötési erőknek is szerepe van - rendkívül eltérő. Molekuladinamikai számítások mutatják, hogy a fémekre is igaz az, hogy a kaszkádban egy vakanciákban dús központi magot egy rácsközi atomokban gazdag tartomány vesz körül. Az ionok 426


becsapódásakor létrejövő jelenségek kvalitatív képének kialakításához három hőmérsékleti tartományt tárgyalunk (Wiedersich [1985]). Alacsony hőmérsékleteken a rácshibák (V, I és kis hiba-fürtok) nem mozgékonyak, a keletkező rácshibák száma monoton nő a dózissal. Ahogy a kaszkádok átlapolódnak, az ellentétes rácshibák rekombinációs valószínűsége nő és eszerint meg is semmisülnek. A fémek egyszerű kristályrácsa is hozzájárul ahhoz, hogy a rácshibák száma nem akkumulálódik és nem vezet a rács összeomlásához, mint kovalens kristályokban. Az kváziegyensúly úgy áll be, hogy az új hibák a már meglévő rácshibák néhány nm-es rekombinációs környezetében keletkeznek. Így a kialakuló rácshiba-sűrűség sohasem haladja meg a 103 at.%-ot. Némileg magasabb hőmérsékleteken a rácsközi atomok és a kis hiba-fürtök mozgékonysága nagyobb, mint a vakanciáké, így azok a stabil hibák közelébe diffundálnak, ahol vagy rekombinálódnak, vagy aggregátumokként kötődnek meg. Kimutatható azonban, hogy a mozgékony hibák jelenléte ellenére sem tér el lényegesen az kváziegyensúlyi hibakoncentráció az alacsony hőmérsékleten észlelttől. Növekvő hőmérséklettel a kevésbé mozgékony hiba-fajta kváziegyensúlyi koncentrációja csökken, de a termikus ugrás frekvenciája (pre-exponenciális) megnő. Emiatt az egyes hibák rekombinációs tartományában a hiba megsemmisülhet mielőtt ugyanott új hiba keletkeznék. A mozgékony hibák rekombinációja révén is keletkezhetnek stabil hiba-fürtök, de az egyébként lassú hiba-nyelők, mint a felszín, a szemcsehatárok, diszlokációk is segítenek a rekombinációban. A hibáknak az anyag belsejéhez képest felépülő koncentráció-gradiense megindítja az anyag belsejéből az ottani egyensúlyi hibák kiáramlását. Ezen mozgások hatására végül fémekben is kialakulhatnak ionbesugárzáskor újtipusú szerkezetek, úm. sugárzási, vagy sugárzás által gerjesztett fázisátlalakulások, diszlokációk, ill. üregnövekedések. Sugárzás-gerjesztette diffúzió (RED) fémekben. A diffúzió fémekben túlnyomóan a vakancia-mechanizmussal zajlik. A 2.2.3.4-5 és 2.2.5-ben mondottak alapján könnyen belátható, hogy a diffúziós együttható RED esetében D vak 

1 1  R 2     R 2  z vak Pvak  vak , 6 6 427

2.5.1


ahol  R 2  az egyedi ugrások hosszának négyzetes átlaga, és az = z vak Pvak vak az üres szomszéd-helyre való ugrás valószínűsége, z vak Pvak , és vak a kicserélődés frekvenciájának szorzatával; zvak a közvetlen szomszéd helyek száma és Pvak annak a valószínűsége, hogy a szomszéd helyen vakancia található. A Pvak valószínűség jó közelítéssel (az ötvözők és a vakanciák közötti kötési energiákat a tömbivel azonosnak véve) megegyezik a vakanciák atomi koncentráció-arányával, V-vel. Noha a rácsközi atomok I relatív koncentrációja sokkalta kisebb, a diffúzió pontos értéke D sug  D vak

 b2   D i    z vak V vak  I i  ,  6

2.5.2.

ahol b a legközelebbi szomszédok távolsága. Tényleges elméleti/kísérleti adatokkal 2.5.2. olyan D sug értéket ad fémekre is, amely a dinamikus keveredéshez és a termikus folyamatokhoz tartozó diffúziós együtthatók közé esik. Sugárzás gerjesztette kiválás. Ez a folyamat, amely szintén a rácshibák nagy távolságokra való vándorlása révén keletkezik, bizonyos értelemben a RED ellentett folyamata: míg a RED közelít a termikus egyensúlyhoz, a rácshibákkal kölcsönható ötvözők szegregációja távolíthat attól. A folyamat leginkább közepes hőmérsékleteken jelentkezik: alacsony hőmérsékleteken a sok rácshiba elnyomja a nagyobb távolságú migrációt, magas hőmérsékleteken pedig a gyors diffúzió megakadályozza az ötvöző atomok felhalmozódását. Sok anyagban az ötvözők a hiba-nyelők környezetében gyülemlenek fel akár a szilárd oldékonyságot meghaladó mértékben is, így jön létre kiválás a felületeken, szemcsehatárokon és diszlokációknál. A jelenség érdekessége (Ni3Si-nál mutatta ki Rehn et al. [1984]), hogy azonos energialeadás mellett hatékonyabbak a könnyebb ionok, mint a nehezebbek. Ennek az az oka, hogy a sűrű kaszkádokban a hibák koncentráltan vannak jelen és nem tudnak onnan kiszabadulni, hogy segítsék az ötvözőket nagyobb távolságokról összegyűlni.

428


Metastabil fázisképződés. A 2.2.5. fejezetben részletesen tárgyaltuk a multirétegek keveredését, most - fémekre konkretizálva - összefoglaljuk azokat az a feltételeket, amelyek az ionok keltette metastabil, amorf fázisok létrejöttéhez szükségesek (Follstaedt [1984], Hung et al. [1983]): *

ha a két/több anyag kristályszerkezete eltér,

*

ha az ötvözők vegyülési képződéshője negatív,

*

az egyszerű összetételű fázisok "élik túl" a sugárkárosodást,

*

ha a fázisdiagramban az oldékonysági tartomány keskeny.

2.5.2. Sugárzási károsodás fémekben Amint az igen gyakori, a rokon, de párhuzamosan fejlődő tudományágakban az azonos fogalmak némileg eltérően ágyazódnak be. Pédául a reaktorokban alkalmazott szerkezeti anyagok sugárkárosodásának kutatói - noha az ottani hatások nagyon hasonlóak, hiszen az energikus neutronok szintén főleg Frenkel-párokat keltenek - a hibakeltésre fordítódó energiát ("direct transfer", T) a fékeződés formulájában külön tagként szerepeltetik: dE dE dE dE .    dx dx e dx n dx D

2.5.3.

A sugárzási károsodásnál - érthetően - a primér defektek és azok direkt hatása talán a legfontosabb, de mivel éppen a reaktorok szerkezeti elemei akár 500°C-ra is felmelegedhetnek, a másodlagos hibáknak aszerkezeti tulajdonságokat módosító szerepe is fontos lehet. Talán a fúziós reaktorokban fellépő  14 MeV-es neutronok, vagy a spallációs reaktorokban keletkező GeV-es neutronok és protonok és az általuk okozott magreakciók termékei játsszák a fő szerepet. A termikus neutronok ugyan közvetlenül nem, de a különféle anyagoknál fellépő (n,) reakciókon keresztül lehetnek ED-nél nagyobb visszalökések okozói. Minthogy gyakoriak az (n,) és (p,) reakciók is, a keletkező hélium okoz gondokat azáltal, hogy magasabb hőmérsékleten buborékokként válik ki, amely az ún. magashőmérsékletű ridegedést okozza.

429


Tanulságos összehasonlítani a különféle károsító hatásoknál a T teljes átadott energiának a visszalökésre fordítódó W(T) hányadát. A gyakorlatban előforduló különféle sugárzásokra ez rendkívül eltérő. A

2.60 . ábra. A nukleáris folyamatokban átadott teljes T energiának visszalökött ionokat eredményező W hányada a T függvényében nikkelben, különféle sugárzások esetében, Ullmaier[1997] nyomán.

2.60 ábra mutatja ezt 5 MeV-es elektronokra, protonokra és nikkel ionokra, valamint a fúziós reaktorokban keletkező  14 MeV neutronokra.

430


A kilökött atomoknak a besugárzott anyag atomi sűrűségéhez viszonyított számát szokás e tárgykörben dpa-nak ("displacement per atom") nevezni. Ez dpa   D  ,

2.5.4.

ahol D a visszalökés hatáskeresztmeteszete; praktikus ilyenkor a -t a fluxus és a besugárzási idő szorzataként tekinteni. Fémeknél az E D küszöbenergia 25 eV-től (alumínium) akár 90 eV-ig (volfrám) terjed. A következő fejezetben fogunk az implantációval mint tudatos keményítéssel foglalkozni, az itt elmondandók azonban vonatkoznak majd erre az esetre is. Az alacsony hőmérsékletű ( 0,35 Tm) "felkeményedést" lck fémekben, pl. ausztenites acélokban, a kisebb dózisoknál diszlokáció hurkok, míg nagy dózisok esetén a diszlokáció hálózatok okozzák, amelyek egyaránt akadályozzzák a diszlokációk mozgását. Szórt eloszlásban tételezve fel ezen diffúziós gátakat, a jelenségek jól értelmezhetők (Lucas [1993]). Ferrit- vagy martenzitacéloknál a kérdés bonyolultabb, mert a szokásos szennyezések, ill. adalékok (C, N, O, P, Cu,...) - noha a koncentrációjuk kicsiny - a sugárzás hatására nagyon erősen hathatnak a mechanikai tulajdonságokra. A másik ok az eredő feszültségnek a csökkenő hőmérséklettel való erős növekedése, amely a csavardiszlokációknak a tck-szerkezetben való kis mozgékonyságából ered és amely gyakran akadályozza akár az ötvözéses, akár a sugárzásos felkeményedést. Ez a felkeményedés az oka a rugalmas-rideg átmenetnek, amely töréshez vezet, ha egy kritikus hőmérséklet alatt az eredő feszültség túllépi a törési feszültséget. Ez a kritikus hőmérséklet mind az alacsony ötvözöttségű ferrit-acél atomreaktor tartályokra, mind a fúziós alkalmazások nagy Cr-tartalmú martenzites acél szerkezeteire 0°C táján van! A besugárzás növeli az eredő feszültséget, de nem befolyásolja a törési feszültséget, ezzel a kritikus hőmérséklet növekedését okozza. A kritikus hőmérséklet még inkább növekszik alacsonyabb besugárzási hőmérsékleten és mintegy 10 dpa-nál (azaz, ha minden atom tízszer kimozdult) annak telítődése figyelhető meg, amely azonban lehet akár az üzemi, de még könnyebben a leállási hőmérséklet. Korai reaktortartályoknál rézben és foszforban dús kiválásokat találtak. Ezért a mai tartályok anyagánál a Cu koncentráció felső határa 0,1%, a Pkoncentrációé pedig mindössze 0,01%. A rugalmas-rideg átmenet hőmérsékletének megemelkedése a fúziós reaktorok Mo- és Moötvözetből készülő limitereinél kritikus. Hasonló gondok léphetnek fel

431


Ta- és W-ötvözeteknél, amelyek a spallációs neutronforrások egyébként kiváló anyagai. A sugárzási károsodás jelentős (akár tízszázalékos!) térfogati növekedést is okoz az üregesedés ("void") következtében. A jelenség 0,3Tm  T 0,6Tm között lép fel és - 10-6dpa/s áramsűrűség mellett, amely tipikus mind a hasadásos, mind a fúziós reaktorokra - 0,45Tm táján mutat maximumot, amely érték csökkenő részecskeárammal csökken. Egy dózis-küszöb elérése és egy átmeneti szakasz után a relatív térfogatváltozás a legtöbb használt anyagra lineárisan nő a dózissal (1% dpa-nként). Míg a lineáris tartományban az anyagi tulajdonságoknak, ötvözőknek alig van hatása, az átmeneti szakasz jellegét ezek határozzák meg. Ezt kihasználva hoztak létre tágulásnak ellenálló ötvözeteket: pl. 1% Ti hozzáadása a 316-os ausztenites acélhoz a térfogati tágulás felléptének dózishatárát 25 dpa-ról 100 dpa-ra lehet eltolni. A következő károsodás-típus a sugárzási kúszás ("irradiation creep"). Ez, a feszültséges anyagokban a sugárzás hatására fellépő plasztikus deformáció már 0,2Tm-nél is felléphet - egy átmeneti állapotot követően. A jelenség egy konstans sebességű kúszás, amelynek nagyságrendje 10-10 - 10-11 s-1dpa-1Pa-1. Ez - szemben a termikus kúszással - alig függ a hőmérsékletttől. A térfogati növekedés kritikus hőmérdéklete alatti kúszást a rácsközi atomok preferált abszorpciójának tulajdonítják az uniaxiális feszültséghez viszonyítottan párhuzamos és merőleges orientációjú diszlokációkon. Nem-köbös szerkezetű anyagokon a sugárzás hatására akkor is felléphet térfogatváltozás, ha nincs feszültség az anyagban. Az anizotrópia hatására a vakanciák és a rácsközi atomok kondenzációja függhet a síkok orientációjától. Az ortorombos urán és a hcp cirkon és ötvözeteinél észlelték. A magreakciók révén keletkező, már említett héliumnak 0,45Tm feletti buborékosodása hirtelen és súlyos ridegedéshez vezet - ez a veszély a gyors szaporító, magas hőmérsékleten működő, valamint a fúziós reaktoroknál áll fenn. Az üregek különösen a szemcsehatárokon veszélyesek. A legérzékenyebbek erre a Ni-alapú szuperötvözetek, míg a Fe-Cr ferrites/martenzites acélok 700°C-ig stabilak akár 1000 at.ppm He szennyeződésre. Ausztenites acélok, ha sikerül bennük finom diszperz karbidkiválásokat létrehozni, szintén ellenállók.

432


2.5.3. Tribológiai alkalmazások A különféle anyagok kopása a GDP 1-4%-át felemésztő probléma (Goode [1989]). A tömbi anyag edzése mellett, esetenként helyette alkalmazzák a felületek keményítését, amely sok esetben egyúttal a kopási tulajdonságok javítását is jelenti. A kopás sok okra vezethető vissza. Okozhatja az összehegedő vagy összekapcsolódott felületi kiemelkedéseknél fellépő nyíró erő, a kiemelkedések fáradása, abrazív erők, felületi vagy felület alatti repedés-terjedés (ami hámláshoz vezethet), környezet korrozív hatására fellépő kopás. A kopás mértéke az egységnyi úton lekoptatott anyag térfogata, ami így terület-dimenziójú. Szokás a kopást dimenziónélküli Ki faktorokkal is definiálni, amely a kopás mértékének a tényleges érintkezési felülethez való viszonyítása (Archard [1980]). Az adhéziós kopásra ez: K1 

V H  , L W

2.5.3

ahol V az L úton lekoptatott anyag térfogata, H az anyag keménysége, W a terhelés és a levezetés során figyelembe vette Archard, hogy egyetlen kiemelkedés környezete plasztikus deformációt szenved, amikoris az érintkezési felület, A és a kiemelkedésre ható W terhelés között A=W/H áll fenn. E folyamatok integráljaként adódik 2.5.3. Mindez bonyolódik, ha egy kemény részecske beágyazódik a két anyag közé vagy a kenőanyagban marad - amikoris abrazív kopásról beszélünk. A kopási állandó erre az esetre K2 

2 V H ctg 0  á tl. p   ,  L V

2.5.4

2 ctg 0  á tl. egy geometriai tényező (nagyságrendje 10-1), amely az  abrazív részecskék átlagos alakját és orientációját tartalmazza. Tipikusan csak a lekopott anyag p (10-1) része jelentkezik a kenőanyagban, (1-p)ed része csak "szántja" a felületet anyagleválás nélkül. Emiatt K 2 10-2 nagyságrendű.

ahol

A felület rugalmassági határát jelentő feszültségekhez kapcsolódó fáradási folyamatokhoz a K3 együttható tartozik. A keletkező repedések, amelyeknek a mérete a mikroszkópos kiemelkedések nagyságrendjébe esik, futhatnak akár merőlegesen, akár párhuzamosan a felülettel és anyagleváláshoz vezetnek. 433


A korróziós kopás egy további együttható bevezetését jelenti. Archard leírásában a K 4  q 0 d / r ,

2.5.5

ahol r a kiemelkedések érintkezéseinek átlagos sugara, q 0 annak a valószínűsége, hogy egy leváló részecske keletkezik, amelyik egy d vastag réteg megnövekedésének sebességétől függ. A kopási folyamatban érintett anyag három rétegből áll (Vingsbo és Hogmark [1989]). Acél esetében a legkülső réteg rendkívül finom szemcsézettségű, amely gyakorta ún. dinamikus átkristályosodással áll elő. Szénacélokban a súrlódási hő elég is lehet az ausztenites anyag ilyetén szerkezeti változásaihoz. Ha a réteg hűléskor martenzitesedik, súrlódásos martenzitnek is nevezik. Szénacélokban a második zóna egy részben martenzitesedett texturált szerkezetet mutat, míg a harmadik zóna leginkább a kovácsolással keményített anyaghoz hasonlít. Itt az eredeti szemcseszerkezet megmarad, de a diszlokációk száma nagyobb és megkezdődik a texturált szerkezet képződése. A negyedik zóna az eredeti anyag. A kopás csökkentésére sok eljárás ismeretes. A bevonatoló keményrétegek egyidejűleg növelik a keménységet, csökkentik a tapadást, a surlódást és gátolhatják a korróziós kopást is. Vékony bevonatok esetén az alapnak mechanikailag kellően teherbírónak kell lennie, a bevonatnak viszont kellően rugalmasnak, hogy együtt mozogjanak (TiN, TiC, Ti(C,N), Cr7C3, gyémánt stb.). Ionimplantáció esetén a belőtt nitrogén, bór vagy szén jelenléte megnöveli szinte valamennyi acél, alumínium és titánötvözet ellenállóképességét, legtöbbször az Rp-nél akár nagyságrenddel nagyobb lekoptatott rétegvastagságokig. A kedvező hatást előidéző főbb mechanizmusok acélok esetén a következők: * Oldódási keményítés. Már közepes dózisnál erős kölcsönhatás lép fel a nitrogén és a vakanciák között, dipólok képződnek, ami megakadályozza a diszlokációk vándorlását, azaz növeli a belső súrlódást. 1017 cm-2 esetén ezek fürtösödnek és tovább nő a belső súrlódás. A legnagyobb dózisoknál a belső súrlódás ugyan nő, de a nagy fürtök miatt a diszlokációk mozgékonysága mégis csökken. * Kiválásos keményítés. Ha a titán vagy a króm ötvözőként van jelen az anyagban, a nitridképződés is kedvező hatást okoz.

434


* Kopás közbeni fázisátalakulások. Az implantáció lecsökkenti, lelassítja a kopás közben létrejövő ausztenit-martenzites átalakulásokat. * Súrlódási együttható csökkenése. Az implantációt kísérő porlódás következtében símábbá váló felületen kisebb a hőfejlődés, emiatt az adhézió és a kopás is. A következőkben néhány példát mutatunk be az egyes acélfajtákon létrehozott változásokra (Kluge et al. [1989]). Magas krómtartalmú acéloknál a nitrogén implantáció akár 1/8-ad részére csökkentheti a (kenés nélküli) kopást. A martenzites X90CrMoV18 acélnál a bór bizonyult hatásosnak: két nagyságrenddel csökkentette a kopást. A szén viszont az alacsony krómtartalmú szerszámacéloknál (100Cr6) hatásos (1/10-edére csökkenti a kopást), amelyeknél a nitrogén hatástalan. Az ütközéses implantáció is felhasználható a kopásállóság növelésére. Mintegy 50 nm-es Al réteget mintegy 90 keV-es nitrogén ionokkal átlőve, egy közepes széntartalmú acélon a kopás tizedrészére csökkent. Külön kell szólnunk az orvosi alkalmazásokról. Mesterséges protézisek (implantok) több stratégiával készíthetők. Lehet "testazonos" vagy immunreakciók szempontjából "neutrális" anyagokkal próbálkozni. A testazonos anyagok (pl. csontprotéziseknél a hidroxiapatit) kiválóak, de esetleg felszívódnak mivel éppen az azonosságuk miatt bekapcsolódnak az anyagcserébe. A neutrális anyagok közül a titán a legalkalmasabb. Ez néhány százalék vanádiummal és krómmal ötvözve mechanikai szempontból is megfelelően ellenálló anyag, amelyet a szervezet akár két évtizeden át észrevétlenül megtűr (V- vagy Cr-allergia esetén - a némi kompromisszummal a teherbírás terén - elemi Ti is használható). Az ízületi fej kopási tulajdonságai tehát rendkívül kritikusak. Az USA-ban jelenleg egyedül a nitrogén ionokkal való implantáció az engedélyezett felületkezelés a megfelelő kopásállóság elérésére. Emiatt ez az alkalmazás az, amely nagy termelési értéket képvisel.

435


2.6. Implantáció dielektrikumokba és polimérekbe A dielektrikum- és polimér-kutatások, szerkezetátalakítások is sokat köszönhetnek az ionbesugárzásnak és az implantációs adalékolásnak, bár az alkalmazások nem annyira elterjedtek, mint a félvezetőknél. Ennek oka abban keresendő, hogy a technika által megközelíthető piac is szűkebb. Igen korán ismertté vált, hogy az anyagok, elsősorban kvarc, üveg, zafir stb. optikai állandóit az ionbesugárzás jelentősen módosítja. Az elmúlt évtizedekben - mivel az implantáció ennél az anyagcsoportnál (a kerámiákat is beleértve), teljesen átalakítja a felületi réteg szerkezetét - rendkívül kiszélesedett a lehetséges, sőt egy-egy esetben unikális alkalmazások köre. Polimérek esetén az ultraibolya, valamint az elektron besugárzás kettős hatása régóta ismert volt. Azaz, hogy a foton, ill. az elektron energiája egyrészt az atomok gerjesztésére, másrészt a kötések megszüntetésére is fordítódhat. Az első hatás további polimerizációs folyamatokat indukál, míg a második ezzel ellentétes eredménnyel jár, a polimérekből gázfelszabadulással járó lebomlást, végül grafitizációt eredményez. Az UV- és elektron-besugárzással végzett polimerizáció (pl. felületi bevonatoknál) ma ipari gyakorlat. 2.6.1. Dielektrikumok optikai tulajdonságainak beállítása A dielektrikumok különféle tulajdonságainak (keménység, törési ellenállás, stb.) módosításai közül az optikai tulajdonságok beállítása nyert eddig széles körben alkalmazást, az integrált optika motivációja révén. Az észlelt hatások eléggé eltérőek attól függően, hogy milyen dielektrikumot vizsgálunk. A legfontosabbak az amorf kvarc (kisebb mértékben a kristályos is), az egykristályos zafír és a lítiumniobát. Abból a régen ismert tényből is következően, hogy ezekben az anyagokban az UV- vagy elektronbesugárzás színcentrumokat hoz létre, világos, hogy az ionbesugárzáskor az elektronos fékeződés szerepe is jelentős változásokat okoz. Az ionokra specifikus hatásokat azonban a nukleáris folyamatokban leadott energia okozza. Amorf kvarcban a keltett rácshibák tömörítik az anyagot, így a törésmutató nő, míg kristályos kvarcban a jelenség fordított. Ez 436


utóbbiban a rácskárosodás felgyülemlése során, a rácsközivé vált Si atomok relatív térfogati sűrűségét (Ni/NSi, ahol Nsi = 2,66x1022 cm-3) mint az iondózis függvényét mérve, három tartomány figyelhető meg (Götz [1987]). A fékeződés és a dózis szorzataként definiált G nmax =  (dE/dx)nmax mennyiség értékével jellemezhetők ezen tartományok. Ha Gnmax  1020 keVcm-3, a zömmel ponthibák koncentrációja lassan nő egy kritikus Nic/NSi = 0,15 értékig. Efelett, az 1x1020 keVcm-3  Gnmax  2,5x1020 keVcm-3 tartományban már amorfizálódott mikrotérfogatok keletkeznek, amelyeknek a száma exponenciálisan nő. Még ennél is nagyobb dózis, azaz fajlagos energialeadás felett a kristályos kvarc teljesen amorffá válik. Az 575 nm-en mért törésmutató, amely növekvő átadott energiával az amorf kvarc törésmutatójának értékéhez tart, a 2.61. ábrán látható. A jelenségnek az ionfajtától való függetlensége azt igazolja, hogy a hatás teljes egészében a rácshiba-keltéssel magyarázható.

437


2.61. ábra. Kristályos és amorf kvarc 575 nm-en mért törésmutatója a nukleáris folyamatokban leadott teljes energia, Gnmax =  (dE/dx)nmax függvényében, n0kr a kristályos, nfs az amorf kvarc eredeti törésmutatója (Götz [1987] nyomán, Hines és Arndt [1960] adatait is ábrázolva)

Az első tartománybeli dózisoknál a rácshibák folyamatosan, de T a = 800°C-nál már teljesen hőkezelődnek, azaz a törésmutató eredeti értéke visszaáll. A középső tartományban a teljes hőkezelődés csak T a = 1270°C-nál következik be. A harmadik tartományba eső besugárzásnál a hőkezelés nem a kristályos kvarc n0kr = 1,54 törésmutató értéke felé, hanem éppen ellenkezőleg, az amorf kvarc n0amorf = 1,46 felé közelíti a törésmutatót, amelyet Ta = 1200°C táján gyakorlatilag el is ér.

438


2.62. ábra. A LiNbO3 törésmutatójának csökkenése a nukleáris folyamatokban leadott teljes energia függvényében (Townsend [1987] nyomán), no ordináris, ne extraordináris törésmutató.

Az egykristályos LiNbO3-nál az ionbesugárzás szintén - és ismét ionfajtától függetlenül - csökkenti a törésmutatót. A 2.62. ábra Townsend [1987] összefoglaló cikke nyomán mutatja be N+, O+, He+ és Ne+ esetére a n = -0,1 nagyságrendű változást. Schineller et al. [1968] publikált először olyan eltemetett hullámvezetőt, amelyet protonbesugárzással állított elő kvarcban. Emiatt pl. az optoelektronikai elemek, fényvezetők szinte az első demonstratív alkalmazások közé kerültek. A fotolitográfiás eljárással előálított, az ionok behatolását megakadályozó maszkok lehetővé tették, hogy a gyakorlatban szükséges hullámhosszakra (1,54 m) jó tulajdonságú, kis veszteséget adó optoelektronikai elemek álljanak elő ionbesugárzással. Az még ma sem eldöntött kérdés, hogy a hatás a rácshibák miatt némileg összeroskadó rácsnak vagy részben a kémiai hatásoknak köszönhető. A következőkben összefoglaljuk az ionbesugárzás okozta változásokat a legfontosabb dielektrikumokban (Townsend [1987]): 1) Törésmutató változás:

439


Amorf kvarc tömörödik, n növekszik,  2%, Na-üveg Na-ot veszít, n csökken,  12%, Kristályos kvarc amorf lesz, n csökken,  5%, (Kristályos) kalcit amorf lesz, n csökken,  5%, LiTaO3 amorf lesz, n csökken, 5%, LiNbO3 amorf lesz, n csökken, 5%, Al2O3 felületi O-t veszít, n csökken, 1%. 2) Kettőstörés megszűnik. 3) Reflexiós együttható az n változásai miatt változik antireflexiós rétegek készíthetők, 4) Elektrooptikai, megszűnnek.

piezooptikai,

piroelektromos

hatások

5) Fázisátmenet pl. V2O5 fém-félvezető átmenet hiszterézisének beállítása. 6) Kémiai reakcióképesség amorf kvarcnál 3-szoros LiTaO3, LiNbO3, gránátoknál 1000-szeres. 7) Felületi akusztikus hullám sebességváltozása  10 %, 8) Elektromos vezetőképesség nő, főleg a halogén, ill. oxigén távoztával. 9) Mágneses domén mozgékonyság beállítása),

kijelölése

(mágneses

"buborék"

10) Felületi diszlokációk száma csökken.

2.6.2. Ionbesugárzás egyéb célokra A kerámiák törési szilárdsága nagyban függ felületük állapotától. Gyakori, hogy a törés a felületi hibákból, netán repedésekből indul el. Azzal lehet hatásosan megjavítani a kerámiák szilárdságát, ha a felületen nyomófeszültséget adó réteget alakítanak ki. Ennek - a hagyományos kémiai megoldásai mellett - az ionbesugárzás is jó eszköze. Zafirba (Al2O3) implantált Cr, Zr az anyag keménységét 28-45%-kal növeli, a 440


törési szilárdságát pedig mintegy 15%-kal (McHargue et al. [1982]). Az egyik oldalán implantált zafir (400 keV N+, 1017 cm-2) hajlítószilárdsága is jelentősen negnő, mintegy 600 MPa-ról mintegy 900 MPa-ra. Az ionbesugárzás okozta felületi átrendeződések jól kihasználhatók pl. a dielektrikumokra felviendő vékonyrétegek tapadásának javítására. Két anyag, A és B, atomosan meredek határfelületén a tapadás kritériuma, hogy a két anyag felületi szabad energiájának összege (sA+ sB) nagyobb legyen, mint az AB köztesrétegé, i,AB . Ezzel az Ead adhéziós energia definiciója (Baglin [1987]):

E ad   sA   sB   i,AB .

12.1

A  i ,AB (amely a homogén anyag bármely belső síkján eltűnő mennyiség) növekszik, ha rácshibák, diszlokációk, vagy feszültségek vannak a köztesrétegen. Csökkenteni azzal lehet, ha a felületi atomok relaxálhatnak, és felvehetik az optimális konfigurációt. Az a legjobb konfiguráció, amikor nincsenek telítetlen kötések, pl. epitaxia, de az is kedvező, ha kémiai kötés alakul ki pl. atomok szegregálódása révén. Ha ez nem lehetséges, a felületi atomok lehetőség szerinti szoros illeszkedését kell elérni. A kötés lehet a 10nm távolságon 1/r2-függő van der Waals ( 0,4 eV) erő, a felületi Fermi nívó kiegyenlítődésével fellépő elektrosztatikus vonzás, fémes, ill. kovalens kötés. Az ionok hatása ilyenkor - amelyet ionos varrásnak is neveznek nem teljesen tisztázott: a határrétegen áthaladó és elektronos fékeződéssel fékeződő ionok, amelyek legfeljebb dinamikus keveredést okozhatnak, megnövelik a tapadást több rendszernél. Példaként Au-nak teflonra, Cu-nak zafírra való jóminőségű kötődését említhetjük (Baglin [1987]). Khanh et al. [1992] Si-egykristálymembránt "varrt" SiO2-re MeV-energiájú nitrogén ionokkal. A membrán egykristályos voltát sikerült jóminőségben megőrizni, ill. hőkezeléssesl helyreállítani.

441


2.6.3. Korpuszkuláris elektromos vezetőképesség

sugárzás

hatása

polimérekre,

az

Az ionbesugárzásnak a polimérekre gyakorolt hatása sok szempontból hasonlít a dielektrikumok esetére, mert az elektronos fékeződés szerepe itt is jelentős. Nagy eltérés van azonban amiatt, higy a polimérek alapvetően kis rendszámú elemekből állnak és a termikus hatásokra igen érzékenyek. Emiatt az ionáramsűrűségek megválasztása kritikus. A szerves molekulák ionbehatásra könnyenszéttöredeznek, a gyakran gáz halmazállapotú fragmrntumok és el is távoznak. Összefoglalóan, 2 MeV Ar+ besugárzásra, a  függvényében a 2.6.3. ábra folyamatai zajlanak le. Az energiaveszteség folyamatai a Bethe-Born mechanizmus |______|_______|_______|________|________|________|________|________|________ 10

10

12

10

10

14

16

10

18

10

 (cm ) -2

_____________ Lánc átkötés/elvágás, litográfia ___________________ Monomérek polimerizációja _____________________ Polimérek disszociációja ________________________________ Oxigén felvétel, optikai tulajdonságok változása _________________________ Szenesedés, szervetlen vegyületek __________________________________ Elektron-transzport megváltozása

2.63. ábra. Tipikus ion-polimér kölcsönhatások 2 MeV Ar+ hatására, a dózis függvényében (Venkatesan et al. [1987] nyomán)

442


(Bethe [1930]) alapján érthetőek, de a polimérek különböző fajtáinál nagyon eltérő értékek lépnek fel. Példánk (2.64. ábra) hélium ionokra mutatja a fékezési keresztmetszetet [eV/(1015monomér.cm2) egységekben] polisztirén és polietilén esetében.

2.64. ábra. Fékezési keresztmetszet hélium ionokra polisztirolban (C8H8) és polietilénben (CH2)n (Venkatesan et al. [1987] nyomán)

Ezek után nem meglepő, hogy az Rp behatolás is jelentősen eltér az egyes poliméreknél. A 2.6.1. Táblázatban foglaltuk össze, ugyancsak Venkatesan et al. [1987] nyomán három polimérre a 100 keV-es ionokra vonatkozó fékeződést és a behatolási mélységet. A három polimér: polisztirol (C8H8)n , polietilén (CH2)n és egy elterjedt fotoreziszt, a polimetilmetakrilát, PMMA. 443


2.6.3.1. Táblázat. Néhány ion fékeződési keresztmetszete és behatolási mélysége egyes polimérekbe (Venkatesan et al. [1987] nyomán) Anyag

Polistirol

Polietilén

Polimetilmetakrilát PMMA

Ion

dE/dx Rp (m) (eV/nm)



H

876

1,28

112

1,07

89,8

1,36

He

190

1,05

211

0,85

160,7

1,08

Ar

600

0,14

641

0,1

517

0,12

Kr

1167

0,07

1195

0,05

1010

0,06

Az energialeadás leírására vonatkozóan visszautalunk a 2.2.1. fejezetre, a Kinchin-Pease [1955], ill. az LSS [1963] és az elektronos fékeződés Brandt-Kitagawa [1982] elméletére. A folyamatok, ED=20 eV érték feltételezésével, a TRIM kóddal jól szimulálhatók. A kísérletek összhangban vannak továbbá azzal a koncenpcióval is, hogy elsődlegesen az elektron-folyamatok felelősek a telítetlen oldalkapcsolódások létrejöttéért, míg főleg a

kötések

és

az

nukleáris folyamatok okoznak lánc-töréseket (Lee [1996], 2.65. ábra).

444


A besugárzás hatására először a hidrogén távozik a polimérből.

1 Oldalkötés 2 Telítetlen kötés

Láncszakadás

3

2.65. ábra. Az oldalkötés (1), a telítetlen kötés (2) és a láncszakadás (3) sematikus ábrázolása Könnyű ionokkal besugározva (1,5 MeV-es hélium) pl. az eredeti C:H=1:2 arány C:H=1:0,85 értéknél stabilizálódik. A távozó hidrogén az észleléskor (tömegspektrométer) már molekuláris H2 és a mennyisége átmenő sugárzás esetén - arányos a rétegvastagsággal, ami azt bizonyítja, hogy a H-fejlődés a teljes vastagságban bekövetkezik. Valóban, tipikus értékként, =6x1015 cm-2 esetén, a 4m vastag PE-ből 1,2x1019 H2/cm2 , a 8m vastagból pedig 2,4x1019 H2/cm2 hidrogén molekula távozik (Calcagno és Foti [1985]). Egy másik rendkívül fontos anyagcsalád a poliimid, különösképpen a Kapton márkanevű, amely 4K-től 400°C-ig megtartja kiváló tulajdonságait. Ionbesugárzás hatására megváltozik az optikai sűrűsége és az elektromos vezetőképessége, s ezek pontosan be is állíthatók. Különösen fontos azonban a keménységének és ezzel a kopásállóságának a megnövekedése. A kontroll Kapton-minta 0,45 GPa keménysége 640 keV C+-ionok 4x1015 cm-2 dózisának hatására 6,6 GPa értékre, 1 MeV Ar+-ionok 4,7x1015 cm-2 hatására pedig 13 GPa értékre nő meg (Lee [1996]. A félvezetőiparban használt standard fotolakk (Novolack) súrlódási együtthatójának mintegy 100-szoros csökkenését (azaz a koptatási ciklusok számának ilyen megnövekedését) mutatta ki Öchsner [1991] pl. 200 keV P+ 1017 cm-2 dózisú implantációjának hatására. Ennek a gyakorlatban ott lehet hasznát látni, hogy a fotolakk jól tapadó rétegben felvihető pl. acél felületére is és, ha kenés nélkül kell a darabot alkalmazni, az implantált fotolakk segít a súrlódás lecsökkentésében. 445


Az elektromos vezetőképesség "beállítása" kifejezést használtuk. Ez azt jelenti, hogy - típusosan - 1014 és 1016 cm-2 iondózisok hatására a legtöbb polimér vezetőképessége 10 10 ohmcm-ről mintegy 10-2 ohmcmre csökken. Az iondózisok pontos kézben tartásával lényegében tetszőleges vezetőképességet lehet ezen határok között beállítani. Nagyobb dózisoknál pedig a vezetőképesség a grafit mintegy 10 -3 ohmcm értékénél állapodik meg (Venkatesan et al [1983]). A költségek miatt azonban ma csak speciális alkalmazásoknál használják az implantációt (űrkutatás stb.), mert ha csak polimerizációról van szó és nem kelle pl. vezető réteget előállítani, hasonló hatás UVbesugárzással jelentősen olcsóbban elérhető. Nemrég alakult ki az ionbesugárzásnak - igaz, végülis a költségek miatt az "egyszerű" plazmás kezelésnek egy tömegárú piaca: a gépkocsik műanyag üzemanyagtartályának ionos kezelése, hogy a benzin-adalékok kipárolgását, ezáltal az oktánszám fokozatos lecsökkenését megakadályozzák.

446


2.7. Speciális ionos eljárások Ebben a fejezetben ízelítőt adunk azon eljárásokból, amelyek rokonai az ionimplantációnak. A különféle kombinált eljárásoknak széles arzenálja fejlődött ki az elmúlt évtizedben, valamennyi ismertetésére nem is térhetünk ki. Néhány prespektívikus módszerről azonban röviden beszámolunk. Az implantációs ismeretek alapján az egyes eljárások alapjai könnyen megérthetők. 2.7.1. Fókuszált ionnyaláb és alkalmazásai (Focused Ion Beams, FIB) A Bevezetésben már ejtettünk szót arról, hogy a fókuszált ionnyalábok felhasználása mindig is szerepelt a tervek között - valójában azonban, egészen a legutóbbi időkig nem alakult ki a FIB alkalmazásainak azon köre, amely már meggyőző lehetett. Technikailag még egy fontos kérdést kellett megoldani. Az optika azon elve, hogy egy fényforrrást önmagánál kisebb felületre jó minőségben fókuszálni bonyolult, természetesen igaz az ionoptikára is. Kis felületi fényességű, nagy felületű források tehát alkalmatlanok a FIB céljaira. A változáshoz a fémolvadék ionforrások (Liquid Metal Sources) megalkotása volt szükséges. Ezek a források - legelterjedtebben - az alacsony olvadáspontú és kis gőznyomású galliumot használják. Egy fűtött, alakú W-huzal egyik (spirálalakúra hajlított) vége olvadt Ga-ot tartalmazó tégelybe merül. A felületi feszültség/nedvesítés révén az olvadt Ga elkúszik a huzal másik, kihegyezett végére, ahonnan mintegy max. 40 kV-os feszültség okozta térionizáció révén pozitív Ga-ionok válnak le. Világos, hogy egy ilyen ionforrás felületi fényessége rendkívül nagy és kiválóan alkalmas szubmikronos ionnyalábok előállítására. Ezek után nem meglepő, hogy egy FIB berendezés felépítése - a polaritástól és az ionforrástól eltekintve gyakorlatilag azonos egy elektronmikroszkópéval. Az új generációs FIB-berendezések első sikeres alkalmazása talán az a bór ionokkal implantált zseb volt, amely a VLSI/ULSI áramkörökben szokásos szigetelő árkot helyettesítette, azaz amely gátolja két szomszédos tranzisztor nemkívánt kapcsolatát ("cross-talk"). A vizsgálatok során kiderült, hogy a megkívánt dózis/pásztázási idő kapcsolata miatt a FIB használatakor jelentős önhőkezelődés is létrejön, 447


így a rétegek tulajdonságai eltérnek a hagyományosan implantáltétól. Noha ez az alkalmazás már sok előnyt bizonyított, mégsem okozott áttörést. A várt áttörést az a koncepcióváltás hozta, amely az integrált áramkörök minőségellenőrzésének korábbi stratégiáját tette korszerűtlenné, gazdaságtalanná. Korábban ui. a szeletek elkészültekor az egyes chipeket - a kontaktusaikra "rálépő" tűkontaktusok segítségével (a sztatikus karakterisztikák lehetőleg teljes, a dinamikus karakterisztikák korlátozott kimérésével) funkcionálisan bemérték, tesztelték. Ezt követően a hibás chipeket kiiktatták a tokozás költségeinek megtakarítására. A mai áramkörök ezen állapotukban már olyan értéket jelentenek, hogy selejtezésük nem gazdaságos: kialakult a chipek megjavításának igénye, ill. ez vált stratégiává. Elsősorban a fémes összeköttetések javítása, azaz egyes vezetékek porlasztásos elvágása, ill. új összeköttetések készítése lett a FIB igazi területe. Annak köszönhetően, hogy a becsapódó Ga-ionok szekundér elektronokat váltanak ki, az in situ és valósidejű pásztázó elektronmikroszkópi képalkotás is lehetővé válik, a FIB készülékben folyamatosan megfigyelhető a megmunkálási folyamat. Ez a konkurrens lézeres rétegeltávolítás ("ablation"), ill. lézeres kémiai rétegleválasztással szemben nagyon kellemes előny. A hibás helyek lokalizációja mindkettőnél azonos nehézségű feladat (a készülékek árának nagyobb része ennek megoldásától függ). A porlasztás révén szinte tetszőleges alakú és mélységű metszetek készíthetők, ill. az ionok energiája révén (pl. W-tartalmú) ún. fémorganikus gázokból kívánt alakú fémcsíkok választhatók le.

448


2.7.2. Plazma Immerziós Implantáció (Plasma Immersion Ion Implantation, PIII) A ma PIII-nek nevezett eljárás fokozatosan alakult ki. Először a vákuumpárologtatáskor alkalmaztak egyenfeszültséget az ionos hányad felgyorsítására, hogy az belebombázza a neutrális atomokat is a

2.66. ábra. Getterezés Plazma Immerziós Implantációs eljárással. a) Hátoldali Ar-implantáció, hibakeltésre, b) hőkezelés révén a fémszennyezések a hátlaphoz diffundálnak és ott megkötődnek (Cheung [1991] nyomán). 449


felületbe. Ez a 2.7.3.-ban ismertetendő IBAD alapgondolata is. A beviendő anyagot tartalmazó gáz plazmaállapotba való alakítására több lehetőség kínálkozik. A legegyszerűbb és emiatt legelterjedtebb eljárás az, hogy a ritka gázelegyet nagyfrekvenciás térrel ionizálják (Penning kisülés). A negatív feszültségre előfeszített tárgy és a plazma között PLAZMA ION IMMERZIÓ Si MULTIKRISTÁLYBA Rétegellenállás vs. immerziós idõ 140

Ub=950 V, Gáz: 1% PH3-H2

120

Hõkezelés: 600oC, 10 min 930oC, 5 min

Rs [/] 100

80

60

40

0

2

4

6

8

10

Immerziós idõ [min]

2.67. ábra. A felületi rétegellenállás csökkenése növekvő dózis (besugárzási időtartam) esetén, 980 V egyenfeszültség hatására, sekély np-átmenet előállítására (Pintér I. [1997]) létrejön egy - a kisülési csövek fizikájából ismert - ionokat tartalmazó tértöltési réteg ("sheath"). Az implantáláshoz, azaz az ionoknak a tárgy felülete felé való gyorsításához lehet egyenfeszültséget vagy - akár 100 kV-os - impulzusokat alkalmazni. Ez utóbbi esetben minden impulzus alkalmával a plazma teljes "kiürülése" is elérhető. Ha a plazma elegendően sűrű (1010-1011 cm-3), a tárgy és a plazma közötti tér jelentős feszültségesést tud fenntartani. Az ionok a semleges atomokkal való ütközéseikhez tartozó szabad úthossznak megfelelően jutnak el a tárgyba vagy enyésznek el a vákuumrendszerben. Az ionok energia- és irányeloszlása a gáznyomástól, az alkalmazott feszültségtől, az ionok töltésállapotától és a tárgy felületének alakjától függ. Egyszerű alakjában a PIII-nál nincs sem tömegszeparáció, sem ionoptika, de az ionáramsűrűség nagyon nagy lehet (akár 10 16 cm-2s-1) és nagyfelületű tárgyak is gyorsan besugározhatók.

450


Ha a t=0 időpillanatban feszültségimpulzust alkalmazunk, 10 -9 s idő alatt felépül a kezdeti réteg, amelyből a tér kiszorítja a mozgékonyabb elektronokat. A pozitív ionoknak a tárgy felé való gyorsulásával együtt - mintegy s alatt - kiterjed a tértöltési réteg. Ezt követően kialakul az egyensúly a Child-Langmuir törvény szerint. A feszültség lekapcsolása után, ill. annak újraindításával a folyamat ismétlődik. Az implantáció hatékonysága tehát olyan optimálási feladat, amelynél azt kell elérni, hogy az ionok ne tudjanak a tértöltési rétegen áthaladtukban rekombinálódni (Cheung [1991]). A 2.66. ábra a PIII egy sikeres félvezetős alkalmazását, a getterezést mutatja be. Egy további alkalmazást mutat a 2.67. ábra, amely PH3 gázkeverékből előállított foszfor-ionokkal hoz létre npátmenetet olcsó napelemek előállítása céljából. A gyorsító tér 950 V egyenfeszültség volt volt. A fémek kopásállóságának növelésére ma már gyártmány-jellegű berendezések jelentek meg. A legimponálóbb alkalmazást a Los Alamos Nemzeti Laboratórium (USA) fejlesztette ki: mintegy két méter átmérőjű vákuumkamrában egyidejűleg 50 darab A390 alumínium-ötvözetből készült motor-dugattyút lehet felületkezelni: első lépés egy alacsony energiájú Ar ion bombázás, ezt követi egy nagyenergiájú szén ion implantálás, amelynek révén Al-C és Si-C keletkezik, ezt követi ismét egy alacsony energiájú Ar besugárzás a felületi grafitréteg eltávolítására, végül alacsony energiájú szén bombázással alakul ki az ellenálló réteg (Kodali és Nastasi [1996]).

451


2.7.3. Ionsugárral segített rétegleválasztás (Ion Beam Assisted Deposition, IBAD) A részben ionizált anyag-áramlás seítségével megvalósított rétegfelvitel, párologtatás két szempontból is kedvező a hagymányos vákuumpárologtatáshoz képest. Előszöris az ütközéses implantáció, valamint a sugárzás gerjesztette diffúzió, RED, révén létrejövő keveredés nem csak jobb rétegtapadáshoz, hanem eltérő kémiai fázisok

2.68. ábra. Ni-réteg leválasztása IBAD segítségével, molekuladinamikai számítás. Az egyenes vonalak mutatják az atomok újraeloszlását (Müller [1987] nyomán)

létrejöttéhez is vezethet. A hazánkban, Vágó Gy. által kifejlesztett magnetronos változat ipari termékként kiemelkedő. A folyamatot molekuladinamikai modellezéssel mutajuk be a 2.68. ábrán. Az ábra négy időpontban mutatja egy 100 eV energiájú Ar-ion hatását a párologtatással érkező Ni atomok újraeloszlására (Müller [1987]).

452


Korrózió- és kopásálló felületi bevonatok készítésénél a módszer terjedőben van. Részletesebb ismertetését megtalálhatja az olvasó Itoh [1989] által szerkesztett monográfiában. Ugyanitt foglalkozik egy fejezet az Ion-fürtös (klaszter) rétegleválasztással is (253. o.).

2.7.4. Ionfürtös (klaszter) rétegleválasztás (Cluster Ion Deposition, CID) A CID alapötletét (Takagi et al. [1972]) a molekulaionokkal való implantáció adhatta (2.2.3.7.). Ha atomcsoportokat, molekulákat ionizálunk és felgyorsítunk, azok a becsapódáskor atomokra esnek szét és az egyes atomok, ionok a megmaradási tétel szerinti megosztásban viszik tovább a teljes impulzust. Ha nagy atomszámú a molekula, aránylag kis, a termikusnál nem sokkal nagyobb energia jut egy-egy atomra. (Többszörös ionizációra nem kell gondolnunk, mert a molekula automatikusan tovább bomlik, ha netán több atomja ionizálódik.) Ha tehát sikerül pl. ezer azonos atomból álló fürtöt előállítani és azt, mondjuk, 10 kV feszültséggel felgyorsítani, egy-egy atomra 10 eV energia jut, ami a felületi újraeloszlás mértékét valahol a molekulasugaras epitaxia (MBE) és az alacsonyenergiás implantáció között rögzíti. Ilyen nagy atomi fürtöket egy lefojtott, de megfelelően méretezett kilépő nyílással ellátott, párologtató forrással (pl. elektronsugaras) állítanak elő. Amikor ui. a (fém)gőz a nyíláson elhagyja a nagy gőznyomású teret, adiabatikusan kiterjed, lehűl és atomi fürtök, klaszterek képződnek. Ezeket ionizálják és gyorsítják. Egy 1630°C-on lévő tégelyből, 1 mm2-es fúvóka-nyílás esetén az ezüst-atomoknak mintegy 60%-a alkot 1000-2000-atomos fürtöket. Az egyes atomokra jutó energia ahhoz elegendő, hogy a felületen a termodinamikai egyensúlytól nem nagyon távoli metastabil állapotban akkomodálódjanak az atomok, ahhoz azonban kevés, hogy az implantációhoz hasonlítva jelentős mennyiségű rácshibát okozzanak. A CID révén tehát speciális metastabil szerkezetek állíthatók elő, olyanok, melyeket egyéb módon eddig nem sikerült előállítani. Így tudtak pl. (111)-orientációjú szilíciumra ugyancsak (111)-orientációjú epitaxiális alumíniumréteget növeszteni. A technika elterjedésének napjainkban lehetünk tanúi.

453


2.8. Irodalmi hivatkozások

Agullo-Lopez, F., C. R. A. Catlow, P. D. Townsend, "Point Defects in Materials" (Academic Press, 1988, London), Andersen, H.H. és H.L. Bay, J. Appl. Phys. 46 (1975) 1919 Andersen, H.H. és Ziegler, J.F., Hydrogen Stopping Powers and Ranges in All Elemental Matters (Pergamon Press, NY, 1977) Archard, J.F., p.59, Eds. M.B. Peterson és Winer W.O., Wear Control Handbook ( The Amer. Soc. of Mechanical Engineers, 1980) Auberton-Hervé, A., Semiconductor International, 1995 Oct., p. 97 Auciello, O. és R. Kelly, Eds., "Ion bombardment Modification of surfaces, Fundamentals and applications" (Elsevier, Amsterdam, 1984) Baglin, J.E.E., p. 585, Eds. P. Mazzoldi és G.W. Arnold "Ion beam modification of insulators" (Elsevier, Amsterdam, 1987) Banisch, R., B. Tillack, H.H. Richter, B. Hunger, P.B. Barna, V. Schiller, A. Adam és J.Gyulai, phys. stat. sol. /a/ 112 (1989) 721 Barna, Á., G. Radnóczi és B. Pécz, in Handbook for Microscopy, Eds. S. Amelickx, D. Van Dyck, J. van Tendeloo, Vol. 3. Applications, II. Special Topics, Chapter 3 (VCH Verlaggesellschaft mbH, Weinheim, Germany, 1997) p. 751-801, Barna, A., A Sulyok és M. Menyhard, Surf. and Interface Anal. 19 (1992) 77 Barrett, J.H., Phys. Rev. B3 (1971) 1527 Battaglia, A., S. Coffa, F. Priolo, C. Spinella, és S. Libertino, Nucl. Instr. Meth B96 (1995) 2081 Bethe, H. A., Ann. Physik 5 (1930) 553 Bethe, H.A., Z. f. Physik, 76 (1932) 293, Biersack, J.P. és L.G. Haggmark, Nucl. Instr. Meth 174 (1980) 257 Biersack, J.P. és J.F. Ziegler, az Ion Implantation Techniques, Eds. H. Ryssel és H. Glawschnig (Springer Vl., Berlin, 1982)p.157 Binning, G., H. Rohrer, C. Gerber és E. Weibel, Phys. Rev. Lett. 49 (1982) 57 Binning, G., C. Quate és C. Gerber, Phys. Rev. Lett. 56 (1986) 930

454


Biró, L. P., J. Gyulai, H. Ryssel, L. Frey, T. Kormány, N. M. Tuan és Z. E, Horváth, Nucl. Instr. Meth B 80/81 (1993) 607 Biró, L. P., J. Gyulai és K. Havancsák, Nucl. Instr. Meth. B112 (1996a) 270 Biró, L. P., J. Gyulai., K. Havancsák, A. Yu. Didyk, S. Bogen és L. Frey, Phys. Rev B. 54 (1996b) 11853 Biró, L.P., J. Gyulai, N.Q. Khánh és P. Tüttő, Nucl. Instr. Meth. B112 (1996c) 173 Biró, L. P., J. Gyulai, K. Havancsák, A. Yu. Didyk, L. Frey és H. Ryssel, Nucl. Instr. B 122 (1997) 559 Bloch, F., Ann. Physik 16 (1933a) 287 Bloch, F., Z. f. Physik, 81 (1933b) 363, Bohr, N., Phil. Mag. 25 (1913) 10 Bohr, N., Phil. Mag. 30 (1915) 581, Bohr, N., Phys.Rev. 58 (1940) 654 Bohr, N.: Mat.Fys.Medd.Dan.Vid.Selsk 18, No.8 (1948) Borland, J.O. és T.E. Seidel, Solid St. Technol. (1996 jún.) 89 Brandt, W. és M. Kitagawa, Phys. Rev. B25 (1982) 5631 Brice, D. K., p. 101, Eds. F.H. Eisen és L.T. Chadderton "Ion Implantation" (Gordon Breach, New York, 1971a) Brice, D. K., Rad. Effects 11 (1971b) 227 Buck, T. M., K. A. Pickar, J. M. Poate és C.-M. Hsieh, Appl. Phys. Lett. 21 (1972) 485 Calcagno, L. és G. Foti, Appl. Phys. Lett. 47 (1985) 363 Carter, C., W. Maszara, D. K. Sadana, G. A. Rozgonyi, J. Liu és J. Wortman, Appl. Phys. Lett. 44 (1984) 459 Chadderton L. T., H. MontaguüPollock, Proc. Roy. Soc. A274 (1969) 239 Cheung, N.W., Nucl. Instr. Meth. B55 (1991) 811 Cho, K., W.R. Allen, T.G. Finstad és W.-K. Chu, Nucl. Instr. Meth. B7/8 (1985) 265 Cramér, H., Mathematical Methods of Statistics (Princeton Univ. Press, Princeton, 1946) Csepregi, L., W.-K. Chu, H. Müller, J.W. Mayer és T.W. Sigmon, Rad. Effects 28 (1976) 227 455


Csepregi, L., E.F. Kennedy, T.J. Gallagher, J.W. Mayer és T.W. Sigmon, J. Appl. Phys. 48 (1977) 4234, valamint E.F. Kennedy, L. Csepregi, J.W. Mayer és T.W. Sigmon, J. Appl. Phys. 48 (1977) 4241 Chu, W-K., J.W. Mayer és M-A. Nicolet "Backscattering Spectrometry" (Acad. Press, New York, 1978) Curie, M., Comptes Rendus, 130 (1900) 76, Dehm, C., J. Gyulai és H. Ryssel, Appl. Surf. Sci. 53 (1991) 313 Dzioba, S. és R. Kelly, J. Nucl. Matl. 76 (1978) 175 Eaglesham, D.J., P.A. Stolk, H.-J. Gossman, J. M. Poate, Appl. Phys. Lett. 65 (1994) 2305 Eaglesham, D.J., P.A. Stolk, P.H. Chi és D.S. Simons, Appl. Phys. Lett. 67 (1995) Eaglesham, D. J., P. A. Stolk, H. J. Gossmann, T. E. Haynes és J. M. Poate, Nucl. Instr. Meth. B, in press 1996 Echenique, P.M. és R.H. Ritchie, Sol.St.Comm. 37 (1981) 779 Elliman, R.G., D.C. Jacobson, J. Linnros és J. M. Poate, Appl. Phys. Lett., 51 (1987) 314 Erokhin, Yu. N., J. Ravi, C. W. White és G. A. Rozgonyi, Nucl. Instr. Meth., B96 (1995) 219 Fair, R.B. és G.A. Ruggles, Solid State Technology (1990 május) 107 Ferenczi, G., C. A. Londos, T. Pavelka, M. Somogyi és A. Mertens, Inst. Phys. Conf. Ser. 46 (1977) 273 Fermi, E., Phys. Rev. 57 (1940) 485 Fermi, E. és E. Teller, Phys. Rev. 72 (1947) 399 Firsov, O. V., Zh. Eksper. Teor. Fiz., 32 (1957) 1464, ibid. 33 (1957) 696, Firsov, O.V., Zh. Eksper. Teor. Fiz. 34(1958)447 Fleischer R. L., P. B. Brice, R. M. Walker, J. Appl. Phys. 36 (1965) 3645 Föll, H., V. Lehmann, F. Gelsdorf, G. Zoth és B. Göttinger, Productronica, 1989; H. Föll, Appl. Phys. A 53 (1991) 8 Follstaedt, D.M., Nucl. Instr. Meth. B7/8 (1984) 11 Fried, M., T.Lohner, J.M.M. de Nijs, A. van Silfhout, L.J.Hanekamp, Z.Laczik, N.Q.Khanh és J.Gyulai, J. Appl. Phys. 66 (1989) 5052 Furukawa, S., H. Matsumura és H. Ishiwara, Jpn. J. Appl. Phys. 11 (1972) 134

456


Gandhi, S.K., "VLSI Fabrication Principles, Silicon and Gallium Arsenide" (Wiley, New York, 1983) Ch.4. Geiger, H. és E. Marsden, Proc. Roy. Soc., 82 (1909) 495, Gemmel, D.S., Rev. Mod. Phys. 46 (1974) 129 Ghaly Mai és R. S. Averback,Phys. Rev. Lett. 72 (1994) 364 Giles, M.D., IEEE Trans. CAD 5 (1986) 679 Gombás, P. "Die statistische Theorie des Atoms und ihre Anwendungen" (Springer-Verlag, Austria, 1949) Goode, P.D., Nucl. Instr. Meth. B39 (1989) 521 Gösele, U, p. 419, Ed. U. Gösele "Oxygen, Carbon, Hydrogen and Nitrogen in Crystalline Silicon" (Academic Press, New York, 1984) Götz, G., p.412, Eds. P. Mazzoldi és G.W. Arnold "Ion beam modification of insulators" (Elsevier, Amsterdam, 1987) Grassenbauer, M. és H. W. Werner, Eds., "Analysis of Microelectronic Materials and Devices" (John Wiley & Sons, Chichester, 1991) Grob, A., J. J. Grob, A. Piero, P. Thevenin, és P. Siffert, p.197, MRS Symposia Proceedings Vol. 147 (MRS, Pittsburg, 1989) Gusev, V.M. és M.I. Guseva, Priroda No.12 (1979) 26 Gyulai, J., O. Meyer, J.W. Mayer és V. Rodriguez, Appl. Phys. Lett. 16 (1970) 232 Gyulai J. és Mezey G., "Felületek és vékonyrétegek vizsgálata MeV energiájú ionokkal", Ed. T.Siklós "A szilárdtestkutatás újabb eredményei" Vol. 14 (Akadémiai Kiadó, Budapest, 1985) Gyulai, J. és I. Krafcsik, Nucl. Instr. Meth. B37/38 (1989) 275 Gyulai, J., F. Pászti és E. Szilágyi, Nucl. Instr. Meth. B106 (1995) 32 Hallén, A., N. Keskitalo, F. Masszi és V. Nágl, J. Appl. Phys. 79 (1996) 3906 Hecking, N. és Te Kaat, Appl. Surf. Sci. 43 (1989) 87 Hemment, P.L.F., K.J. Reeson, J.A: Kilner, R.J.Chater, C. Marsh, G.R: Booker, J.R: Davis és G.K. Celler, Nucl. Instr. Meth B21 (1987) 129 Hines, R.L. és R. Arndt, Phys. Rev. 119 (1960) 623 Hofker, W.K., D.P. Oosthoek, N.J. Koeman és H.A.M. De Grefte, Rad. Eff. 24 (1975) 223 Holland, O. W., M. K. El-Ghor és C. W. White, Appl.Phys. Lett. 53 (1988) 1282

457


Holland, O. W., S. J. Pennycook és G. L. Albert, Appl. Phys. Lett. 55 (1989) 2503 Holland, O. W., C. W. White. M. K. ElGhor és J. D. Budai, J. Appl. Phys 68 (1990) 2081 Holland, O.W. és C.W. White, Nucl. Instr. Meth. B59/60 (1991) 572 Holland, O.W., L. Xie, B. Nielsen, és D. S. Zhou, J. of Elect. Mat. 25 (1996) 99 Howe, L.M. és M.H. Rainville, Nucl. Instr. Meth. 182/183 (1981) 143 Hung, L.S., M. Nastasi, J. Gyulai és J.W. Mayer, Appl. Phys. Lett. 42 (1983) 672 Hüppi, M. W., J. Appl. Phys. 68 (1990) 2702 Iafrate, G. J. és J. F. Ziegler, J. Appl. Phys. 50 (1979) 5579 és Erratum Itoh, T. Ed., "Ion beam assisted film growth" (Elsevier, Amsterdam, 1989) Izumi, K., M. Doken és H. Ariyoshi, Electron. Lett. 14 (1978) 593 Javor, A.: LOBSTER-M: A Mixed Model Simulator for CAD, p. 669, Ed. Trappl, R. "Cybernetics and Systems'86" (D. Reidel Publishing Company, 1986) Johnson, W.L., Y.T. Cheng, M. Van Rossum és M-A. Nicolet, Nucl. Instr. Meth. B7/8 (1985) 657 Jones, K. S. és S. Prussin p. 172, in Defect structures generated by buried amorphous layer regrowth in <100> arsenic implanted silicon, 1986, Jones, K. S., S. Prussin és E. R. Weber, J. Appl. Phys 62 (1987) 4114 Jones, K. S., S. Prussin és E. R. Weber, Appl. Phys. A 45 (1988) 1 Jones, K. S., D. K. Sadana, S. Prussin, J. Washburn, E. R. Weber és W. J. Hamilton, J. Appl. Phys. 63 (1988) 1414 Jones, K. S. és G. A. Rozgonyi, "Extended Defects from Ion Implantation and Annealing" (Acadenic Press, Orlando, 1993) Jones, K.S. és J. Gyulai, p.265, Ed. J.F. Ziegler, "Ion Implantation Science and Technology" (Ion Implantation Science and Technology Co., Yorktown(1996a) Jones, K. S., V. Krishnamoorty, L. H. Zhang, M Law, D. S. Simons, P. H. Chi, L. Rubin és Elliman, G., közlésre benyújtva Appl. Phys. Lett. (1996b).

458


Jull, A.J.T. és C.T. Pillinger, p.1509, Eds. J. Gyulai, T. Lohner és E. Pásztor Proc. Intl. Conf. "Ion Beam Modification of Materials, IBMM-1" (KFKI Publ., 1978) Kase, M., M. Kimura, H. Mori és T. Ogawa, Appl. Phys. Lett. 56 (1990) 1231 Kelly, R., Rad. Effects, 32 (1977) 9 Kelly, R. "Implantation, recoil implantation, and sputtering", p.27, Auciello és Kelly, Eds. (1984), Keskitalo, N. és A. Hallén, Solid- St. Electronics 37 (1994) 55 Khánh, N.Q., M. Fried, A. Toth, J. Gyulai, B.Pecz, J. Appl. Phys., 72 (1992) 5602. Khánh, N.Q., P. Tüttő, O. Buiu, E.N. Jároli, L.P. Biró, A. Manuaba, J. Gyulai, Nucl. Instr. B (1997) in press] Kinchin, G.H. és R.S. Pease, Rept. Progr. Phys. 18 (1955) 1 Klatt, J.L., R.S. Averback és D. Peak, Appl. Phys. Lett. 55 (1989) 1295 Klein, K., C. Park, A. Tasch, R. Simonton és S. Novak, J. Electrochem. Soc. 138 (1991) 2102 Kluge, A., K. Langguth, R. Öchsner, K. Kobs és H. Ryssel, Nucl. Instr. Meth. B39 (1989) 531 Kodali, P és M. Nastasi, személyes közlés (1996) Kótai, E., F. Pászti, A. Manuaba, G. Mezey és J. Gyulai, Nucl. Instr. Meth. B 19/20 (1987) 312 Lanaab, L., C. Bergaud, M. M. Fahey, J. Faure, A. Martinez és A. Claverie, Mat. Res. Soc. Symp. Proc. 279 (1993) 381 Laanab, L., A. Martinez, A. Essaid, C. Bonofos és A. Claverie, Ann. Chim. Fr. (1994) 459 Lam, H.W. és R.F. Pinizzotto, J. Cryst. Growth 63 (1983) 554 Lau, S.S., S. Matteson, J.W. Mayer, P. Revesz, J. Gyulai, J. Roth, T.W. Sigmon, Appl. Phys. Lett. 34 (1979) 76 Lee,E.H. p. 471, Eds. M.K. Gosh és K.L. Mittal "Polyimidees, Fundametals and Applications" (Marcel Dekker, Inc., New York, 1996) Lenz, W., Z.f.Physik 77(1932)713, H.Jensen Z.f.Physik 77 (1932) 722 Lin, C.-M. és A. J. Steckl, Solid St. Electr. 33 (1990) 472 Lindhard, J. és M. Scharff, Mat. Fys. Med. Kgl. Dan. Vid. Selsk., 27, No.15 (1953), Lindhard, J., Mat.Fys.Medd.Dan.Vid.Selsk. 28, No.8 (1954a) 459


Lindhard, J., Mat.Fys.Medd.Dan.Vid.Selsk., 28, No.58 (1954b), Lindhard, J., M. Scharff és H.E. Schiott: Mat.Fys.Medd.Dan.Vid.Selsk. 33, No14.(1963) Lindhard, J., Mat.Fys.Medd. Dansk.Vid.Selsk. 34, No. 14 (1965) Liu, B.-X. Nucl. Instr. Meth. B7/8 (1985) 547 Liu, J., M. E. Lawn és K. S. Jones, Solid-State Electronics 38 (1995) 1305 Lorenz, E., L. Frey, J. Gyulai, H. Ryssel és N. Q. Khánh, J. Mat Res. 6 (1991) 1695 Lu, W.X., Y.H. Qian, R.H. Tian, Z.L. Wang, R.J. Schreutelkamp, J.R. Liefting és F.W. Saris, Appl. Phys. Lett. 55 (1989) 1838 Lucas, G.E., J. Nucl. Mater.206 (1993) 287 Mayer, J.W., L. Eriksson és J.A. Davies "Ion Implantation in Semiconductors" (Acad. Press, New York, 1970) Mayer, J.W. és S.S. Lau "Electronic Materials Science: For Integrated Circuits in Si and GaAs" (Macmillan Pub., New York, 1990), Mazzone, A.M., phys. stat.sol. (a) 95 (1986) 149 McHargue, C.J., H. Naramoto, B.R. Appleton, C.W. White és J.M. Williams, p. 147, Eds. S.T. Picraux és W.J. Choyke "Metastable Materials Formation by Ion Implantation" (North-Holland, New York, 1982) Meftah, A., F. Brissard, J. M. Constantini, M. Hage-Ali, J. P. Stoquert, M. Toulemonde, Phys. Rev. B48 (1993) 920 Menyhard, M., A. Barna, J.P. Biersack, K. Järrendahl és J-E Sundgren, J. Vac. Sci.Techol. A13 (1995) 1999 Michel, A.E:, W. Rausch, P.A. Ronsheim és R.H. Kastl, Appl. Phys. Lett. 50 (1987) 416 Moliére, G., Z.Naturforschg. A2 (1947) 133 Mordkovich, V. N., A. B. Danilin, Yu. N. Erokhin és S. N. Boldyrev, MRS Symp. Proc. 201 (1991) 477 Morehead, F.F. és B.L. Crowder, p.25, Eds. F.H. Eisen és L.T. Chadderton "Ion Implantation" (Gordon and Breach, New York, 1971) Morozov, N. P. és D. Tetelbaum, phys. stat. sol. (a) 51 (1979) 629 Müller, H., H. Ryssel és I. Ruge, p. 85, Eds. I. Ruge és J. Graul "Ion Implantation in Semiconductors" (Springer Vl., Berlin, 1971) Müller, H., J. Gyulai, W. K. Chu, J. W. Mayer és T. W. Sigmon, J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 1234 460


Müller, K.-H., Phys. Rev.B 35 (1987) 7906 Myers, D.R., J. Comas és R.G. Wilson, J. Appl. Phys. 52 (1981) 3357 Nastasi, M., J. W. Mayer és J. K. Hirvonen "Ion Solid Interactions" (Cambridge University Press, 1996) p. 151 Nelson, R.S. és M.W. Thompson, Phil Mag. 8 (1963) 1677 Northcliffe, L. C., Phys. Rev.120 (1960) 1744 Öchsner, R., A. Kluge, L. Frey és H. Ryssel, Nucl. Instr. Meth. B59/60 (1991) 793 Ódor, G. és J. Gyulai, Nucl. Instr. Meth. B30 (1988) 217 Ohzone, T., H. Shimura, K. Tsuji és T. Hirao, IEEE Trans. El. Dev., ED27 (1980) 1789 Olson, G.L. és J.A. Roth, Matl. Sci. Rept. 3 (1988) 1 Park, C., K. Klein, A. Tasch és J.F. Ziegler, J. Electrochem. Soc. 138 (1991) 2107 Pászti, F., L. Pogany, G. Mezey, E. Kotai, A. Manuaba, L. Pocs, J. Gyulai és T. Lohner, J. Nucl. Materials 98 (1981) 11 Pászti, F., M. Fried, L. Pogány, A. Manuaba, G. Mezey, E. Kótai, I. Lovas és L. Pócs, Phys. Rev. B28 (1983) 5688 Pavlov, P.V. és E. Shitova, Sov. Phys. 12 (1967) 11 Pető, G. és J. Kanski, Solid State Comm. 96 (1995) 919 Pintér, I. és az MTA ATKI munkatársai, személyes közlés (1997) Rehn, L.E., P.R. Okamoto és R.S. Averback, Phys. Rev. B30 (1984) 3074 Rehn, L.E. és P.R. Okamoto, Nucl. Instr. Meth. B39 (1989) 104 Révész, P., Gy. Farkas és J. Gyulai, Rad. Eff. 47 (1980) 149 Robinson, M.T., Phys. Rev. B27 (1983) 5347 Rossi, F. és M. Nastasi, J. Appl. Phys. 69 (1991) 1310 de la Rubia, T. D., R.S. Averback, R. Benedek és H. Hsieh, J. Mat. Res. 4 (1989) 579 Rutherford, E., Phil. Mag. 21 (1911) 212 és 699, Ryssel, H. és I. Ruge "Ion implantation of Semiconductors" (Edward Arnold, London, 1976) Ryssel, H., H. Kranz, P. Bayerl és B. Schmiedt, Rad. Eff. 48 (1980) 125 Ryssel, H. és H. Glawschnig, Eds., "Ion Implantation Techniques" (Springer Vl., Berlin, 1982) 461


Sadana, D. K., J. Washburn és G. R. Booker, Philos. Mag. B46 (1982) 611 Sai-Halasz, G.A., M.R. Wordeman, D.P. Kern, E.Ganin, S. Rishton, D.S. Zicherman, H. Schimd, M.R. Polcari, H.Y. Ng, P.J. Restle, T.P. Chang és R.H. Dennard, IEEE Electron. Dev. Lett. EDL-8 (1987) 463 Schineller, E.R., R.P. Flam és D.W. Wilmot, J. Opt. Soc. Amer. 58 (1968) 1171 Schreutelkamp, R.J., J.S. Custer, J.R. Liefting és F.W. Saris, Appl. Phys. Lett. 58 (1991) 2827 Seidel, T.E. és R.L. Meek, p. 305, Ed. B.L. Crowder "Ion implantation in Semiconductors and Other Materials" (Plenum, New York, 1973) Seidel, T. E., Mat. Res. Soc. Symp. Proc. 45 (1985) 7 Servidori, M., Nucl. Instr. Meth. B19/20 (1987) 443 Shi, J., T. Boden és L. A. Larson, Mat. Res. Soc. Symp. Proc., Vol. 316 (1994) 153 Shockley, W. és W. T. Read, Phys. Rev. 87 (1952) 835 Sigmund, P., Phys. Rev. 184 (1969) 383 Sigmund, P., Rev. Roum. Phys. 17 (1972) 1079 Sigmund, P. és A. Gras Marti , Nucl. Instr. Meth. 182/183 (1981) 25 Simonton, R., L. Rubin és Yu. Erokhin (1996), p. 1, Ed. J.F. Ziegler (1996) Sizmann, , J. Nucl. Matl. 69/70 (1968) 386 Sommerfeld, A.: Z.f.Physik 78 (1938) 283 Spaepen, F. és D. Turnbull, p. 73, Eds. S. Ferris, H.J. Leamy és J.M. Poate "Laser-Solid Interactions and Laser Processing" (AIP Conf. Proc. Vol. 50, New York, 1979) Stolk, P. A., H. J. Gossmann, D. J. Eaglesham. D. C Jacobson, J. M. Poate és H. S. Luftman, Appl. Phys. Lett. 66 (1995) 568 Svensson, B. G., C. Jagadish és J. S. Williams, Phys. Rev. Lett. 71 (1993) 1863 Swanson, M. L., J. R. Parsons és C. W. Hoelke, Radiat. Eff. 9 (1971) 249 Sze, S.M. Ed. "VLSI Technology" (McGraw Hill, New York, 1988), p. 438 Takagi, T., I. Yamada, M. Kunori és S. Kobiyama, p. 790, Proc. Intl. Conf. Ion Sources, (Öst. Studienges. für Atomenergie, Vienna, 1972) Takeda, S. és M. Kohyama, Am. Inst. Phys. Conf. Ser. 134 (1993) 33

462


Tamura, M., M. Horiuki és Y. Kawamoto, Nucl. Instr. Meth. B37/38 (1989)329; M. Tamura, S. Shukuri és Y. Kawamoto, Mat. Res. Soc. Symp. Proc. 147 (1989) 143 Thompson, D.A., A. Golanski, H.K. Haugen, L.M. Howe és J.A. Davies, Rad. Eff. Lett. 50 (1980) 125 Thomson, J.J. "Conduction of Electricity through Gases" (Cambridge University Press, 1903) Tokuyama, T. , M. Miyao és N. Yoshihiro, J. Appl. Phys. 17 (1978) 1301 Townsend, P.D., J.C. Kelly és N.E.W. Hartley "Ion implantation, Sputtering and their Applications (Academic Press, London, 1976) Townsend, P.D., Rept. Progr. Phys. 50 (1987) 501 Ullmaier, H., MRS Bulletin 22 (1997) 14 Venables, D. és K. S. Jones, Nucl. Instr. B 59/60 (1991) 1019 Venkatesan, T., S.R. Forrest, M.L. Kaplan, C.A. Murray, P.H. Schmidt és B.J. Wilkens, J. Appl. Phys. 54(1983)3150 Venkatesan, T., L. Calgano, B.S. Elman és G. Foti, p. 301, Eds. P. Mazzoldi és G.W. Arnold "Ion beam modification of insulators" (Elsevier, Amsterdam, 1987) Vineyard, G.H., Radiat. Eff. 29 (1976) 245 Vingsbo, O., és S. Hogmark, p. 373. Ed. D.A. Rigney "Fundamentals of Friction and Wear of Materials (Amer. Soc. for Metals,1989) Winterbon, K.B., P. Sigmund és J.B. Sanders, Mat. Fys. Med. Kgl. Dan. Vid. Selsk., 37, No.14 (1970), Watanabe, M. és A. Tooi, Jpn. J. Appl. Phys. 5 (1966) 737 Wiedersich, H. Nucl. Instr. Meth. B7/8 (1985) 1 Williams, J.S. és K.T. Short, Nucl. Instr. Meth. 209/210 (1983) 767 Wilson, R.G., H.L.Dunlap, D.M. Jamba és D.R. Myers, Natl. Bureau of Standards Rept. SP 4-49, Nov. 1978. Wong, H., N.W. Cheung. P.K. Chu, J. Liu, és J.W. Mayer, Appl. Phys. Lett. 52 (1988) 1023 Wong-Leung, J., J.S. Williams, R.G. Elliman, E. Nygren, D.J. Eaglesham, D.C. Jacobson és J. M. Poate, Nucl. Instrum Meth. B96 (1995) 253; J. Wong-Leung, E. Nygren és J.S. Williams, Appl. Phys. Lett 67 (1995) 416

463


Yang, G.Q., N.Q. Khanh, M. Fried, E. Kótai, Vera Schiller, L.C. Lu, J. Gyulai és S.C. Zou, Rad. Effects, 115 (1990) 183 Yu, Y.H., R. Schork, P. Pichler és H. Ryssel, Nucl. Instr. Meth. B83 (1993) 167 Ziegler, J.F., Helium Stopping Powers and Ranges in All Elemental Matters (Pergamon Press, NY, 1977) Ziegler, J.F., J.P.Biersack és U.Littmark: The Stopping and Range of Ions in Solids, Vol.1 (Pergamon Press, NY, 1984) Ziegler, J.F. és R.F. Lever, Appl.Phys. Lett. 46 (1985) 358 Ziegler, J. F., Ed., "Ion Implantation Science and Technology, 2nd Edition" (Acad. Press, Boston, 1988). Ziegler, J.F., p. 1, Ed. J.F. Ziegler "Handbook of Ion Implantation Technology" (North-Holland, Amsterdam, 1992) Ziegler, J.F., Ed. "Ion Implantation Science and Technology" (Ion Implantation Science and Technology Co., Yorktown, 1996) Zhang, L. H., K. S. Jones, P. H. Chi és D. S. Simons, Appl. Phys. Lett. 67 (1995) 2025

464


2.9. Függelék 2.9.1 Betűszavak (akronimok) 22 AES Auger elektronspektroszkópia ("Auger Electron Spectroscopy"); elektrongerjesztésen és az Auger elektronok detektálásán alapuló felületvizsgálati módszer, rétegeltávolítással kombinálva mélységi profilok is nyerhetők. BiCMOS IC-technológia

mind bipoláris, mind CMOS eszközöket kombináló

CMOS komplementer ("Complementary"), azaz p-csatornás, PMOS, ("Metal-Oxide-Semiconductor") és n-csatornás, NMOS, tranzisztor-párokból álló inverter DRAM dinamikus véletlen hozzáférésű memória "Dynamic Random Access Memory" DWB szeletek szilárdfázisú "hegesztése" ("Direct Wafer Bonding"), elsősorban a SOI-technológia alkalmazza, ilyenkor a két Siszeletet egy SiO2-réteggel elszigetelten hegesztik; 2.2.6. FA annealing") FP

kemencében való hőkezelés rövidítése ("Furnace Frenkel-pár (rácshiba, vakancia-rácsközi atom pár)

IBAD Ionbesugárzás kíséretében vákuumpárologtatás ("Ion Beam Assisted Deposition"); 2.7.3.

végzett

IBIA Amorf-kristályos átmenet eltolása az amorf réteg javára a rétegen áthatoló ionbesugárzás segítségével; 2.4.3.1. IBIEC Kristályos anyag felületén lévő (tetszőlegesen létrehozott) amorf réteg epitaxiás visszanövekedése a rétegen áthatoló ionbesugárzás segítségével; 2.4.3.1. IC Circuit")

integrált áramkörök általános rövidítése ("Integrated

KFKI MTA Központi Fizikai Kutató Intézet; 1992-ben formálisan megszűnt, öt független intézetté alakult. 22

A vastag betűvel szedett betűszavak külön is szerepelnek, a fejezetszám jelzi, hogy részletesebb információ is található a tárgyról. 465


LSS-elmélet Lindhard-Scharffbehatolására; 2.2.1.

Schiott

elmélete

az

ionok

MNOS "Metal-Nitride-Oxide-Semiconductor" (értsd Si3N4 és SiO2 kettős dielektrikummal szigetelt) technológia. A nitrid kiválóan gátolja a szennyezések diffúzióját. MOS Fém-Oxid-Félvezető, más tranzisztor ("Metal-Oxide-Semiconductor") NMOS

n-csatornás MOS-tranzisztor

PMOS

p-csatornás MOS-tranzisztor

RBS Rutherford visszaszórásos ("Rutherford Backscattering Spectrometry"),

néven

vizsgálati

unipoláris

módszer

RED Diffúzió (általában) sugárzás jelenlétében ("Radiation Enhanced Diffusion"); 2.2.5. RTA, RTP (Halogén)lámpás hőkezelés, ill. rétegnövesztés ("Rapid Thermal Annealing, - Processing"), tartama a 10s-tartomány innen a "gyors" jelző SEM Microscope")

Pásztázó elektronmikorszkóp ("Scanning Electron

SIMOX A SOI-technológia egyik ("Separation by IMplanted Oxygen"); 2.2.6.

jelentős

alapanyaga

SIMS Szekundér ion tömegspektrometria ("Secondary Ion Mass Spectrometry") SOI Dielektromos szigetelésű eszközök/technológiák neve ("Silicon-On-Insulator") SOS Zafíron epitaxiásan növesztett Si-kristály ("SiliconOn-Sapphire"); a SOI egy fajtája, ma már a költséges volta miatt kiszorulóban van. SPEG Szilárdfázisú epitaxiás növesztés ("Solid Phase Epitaxial Growth", SPE-ként is) TED A hőkezelések elején fellépő nemkívánatos diffúzió ("Transient Enhanced Diffusion") TEM Transzmisssziós elektronmikroszkóp ("Transmisssion Electron Microscope") TRIM szimulációja

A behatoló ion okozta folyamatok Monte-Carlo elvű ("TRansmisssion of Ions through Matter") 466


UHV vacuum")

Ultranagy vákuum, 10-9 mbar és alatta ("Ultrahigh

ULSI A mai legnagyobb bonyolultságú áramkörök neve ("Ultra Large Scale Integration"); 0,5 m-nél kisebb vonalszélességű technológiákkal készülnek. UPS Spectroscopy")

Ultraibolya fotoelektronspektroszkópia ("UV Photon

VLSI A 2 - 0,5 m-es vonalszélességű technológiákkal készült áramkörök neve ("Very Large Scale Integration") XTEM Keresztmetszeti TEM ("Cross-sectional TEM"); mindkét oldaláról maratott mintán végzett TEM vizsgálat. Szemben a merőlegesen vékonyított mintán, rátekintéses ("plane view") módon készült felvétellel, mélységskálát is ad.

467


2.9.2. A lassú kaszkád porlódás (Kelly [1984], "Slow Cascade Sputtering", 2.2.2.) A 2.2.3.1. fejezetben foglalkozunk az implantált atomok mélységi eloszlásával. Ott szerepel a Pearson eloszlások ismertetése is. Itt hasonlóan járunk el. Winterbon et al. (1970) adta meg azt az integrálegyenletet, amely az ion-szilárdtest kölcsönhatáskor egyrészt a szilárdtestben előre, másrészt visszafelé mutató momentumok által létrehozott eseményekkel számol. Továbbá, ugyanaz az egyenlet alkalmazható mind az atomok, mind a rácshibák eloszlásának leírására. Most ez utóbbiakkal foglalkozunk. A folyamatot a negyedik momentum mélységéig (x, x2,...) szokták tárgyalni (a momentumok jelöléseiben - ahol egyértelmű - alkalmazkodunk a 2.2.3.1. fejezet jelöléseihez). E momentumok behelyettesíthetők egy 1D-Edgeworth sorfejtésbe (pl. Cramér [1946]), amelynek fő eleme egy Gauss-eloszlás. A 2.2.3.1. jelölésével analóg jelöléssel, a nukleáris energialeadás (" n" index) differenciális eloszlása így írható: f ndiffer .  xdx 





dx exp   2n  2 p ,n   1   1  n 3 n   3n  n 15 2n  10 4n   6n  72  6 









,

2.10.1. ahol   (x - x)/p,n. Tegyük fel, hogy 2.2.36. független a mélységtől. Ekkor E 1 helyettesíthető E1fndiffer.(x)dx-szel, ahol fndiffer.(x)dx az (x,x+dx) között a kristálynak a nukleáris folyamatokban átadott energia differenciális eloszlásfüggvénye. Legyen továbbá U a felületi kötési energia. Ha 2.10.1-et behelyettesítjük 2.2.36-ba és integrálunk E0' szerint U/cos2'-tól -ig, valamint ' szerint 0 és /2 között, továbbá, ha dx helyett a  atomi távolságot és x = 0 helyettesítünk, a lassú kaszkádok okozta porlódási együtthatóra a következő adódik: 

S kaszk .  1 / 



/ 2



U /cos 2   0

 4,2 E f 2

differ . 1 n





H  E1f ndiffer . 0, E 0 dE 0 cos  d ,

0 / U 468

atom / ion

, 2.2.37


ahol  az ionfluxus és  nm-ben mérendő. Ez az eredmény egyébként alkalmazható az ütközéses implantáció leírására is.

469

2. IONIMPLANTÁCIÓ 282

Recommend Documents