/
Текст
ИОННАЯ
ИМПЛАНТАЦИЯ
I
22.36
P43
УДК 539.1
lonenimplantation
Vor Dr. — Ing. Heiper Ryssel
Institut fur Festkorper — Technologie
der Fraunhofer — Gesellschaft, Munchen
und Dr. — Ing. Ingolf Ruge
o. Professor an der Technischen Dniversitat Munchen
sowie Institut Festkorper — Technologie
der Fraunhofer — Gesellschaft, MGnchen
Mit 304 Figuren und 50 Tabellen
X. P и с с e л, И. P у г e. Ионная имплантация: Пер. с нем. В.В. Климова, В.Н. Палья-
нова./Под ред. М.И. Гусевой. — М.: Наука. Главная редакция физико-математической
литературы, 1983.
В книге кратко излагаются теоретические основы ионной имплантации. Описаны
различные методы исследования имплантированных слоев, оборудование и технология
ионного легирования. Рассмотрены проблемы, связанные с пассивацией и локализа-
цией р — «-структуры. Приведены примеры использования ионной имплантации для
создания различных классов дискретных полупроводниковых и оптоэлектронных
приборов, а также в "имплантационной” металлургии.
Рис. 312, библ. 797 назв.
X. Риссел, И. Руге
ИОННАЯ ИМПЛАНТАЦИЯ
Редактор Т.Г. Корышева
Тех. редактор С.В. Геворкян
Корректоры Т.В. Обод, Т.А. Печко
ИБ№ 11583
Сдано в набор 11.02.83. Подписано к печати 2.08.83
Формат 60 X 90/16. Бумага типографская №3
Печать офсетная-Уел. печ. л. 22,50-. Уч.-изд. л. 27,70
Тираж 2550 экз. Тип. зак. 740 Цена 4 р. 50 к.
Издательство ’’Наука”
Главная редакция физико-математической литературы
117071, Москва, В-71, Ленинский проспект, 15
4-я типография издательства ’’Наука”
630077, Новосибирск, 77, ул. Станиславского, 25
1704060000-133
053(021-83
© B.G. Teubner Stuttgart 1978
© Издательство’’Наука”
Главная редакция физико-математической
литературы, 1983, перевод на русский язык.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Список принятых обозначений............................................. ®
Предисловие редактора перевода.......................................... 7
Предисловие авторов.................................................... 8
Глава 1. Введение..................................................... 9
1.1-Свойства и возможности ионной имплантации..... ... 9
1.2. Исторический обзор. . . 11
Глава 2. Основы метода ионной имплантации.............................. 13
2.1. Пробеги ионов в твердых телах...................................... 13
2.1.1. Ядерное .торможение (16). 2.1.2. Электронное торможение (18).
2.1.3. Распределение пробегов (20).
2.2. Радиационные дефекты в твердых телах.............................. 23
2.2.1. Структура дефектов (23). 2.2.2 Число смещенных атомов (24).
2.2.3. Распределение радиационных дефектов по глубине (25). 2.2.4. Обра-
зование аморфных слоев (29) •
2.3. Эффект каналирования........................................... 30
2.3.1. Критический угол (30). 2.3.2. Профили каналируемых иоиов (31).
Глава 3. Проблемы ионной имплантации в реальных твердых телах...... 36 •
3.1. Влияние радиационных дефектов и их отжиг.......................... 37
3.1.1. Образование радиационных дефектов (38). 3.1.2. Изменение свойств
материалов (43). 3.1.3. Рекристаллизация радиационных пов реждений (45) -
3.2. Электрическая активация имплантированных ионов. .................. 53
3.2.1. Изохронный отжиг (54). 3.2.2. Изотермический отжиг (57).
3.3. Распределение пробегов в двухслойных структурах................... 58
3.4. Маскирующие пленки.............................................. 59
3.4.1. Контактное маскирование (59)- 3.4.2. Проекционное маскирование
(64) . 3.4.3. Краевые эффекты (65).
3.5. Боковое рассеяние.-............................................... 65
3.6. Пассивирующие пленки.............................................. 67
3.6.1. Пассивация во время имплантации (68). 3.6.2. Имплантация методом
атомов отдачи (69)- 3.6.3. Пассивация для защиты от обратной диффу-
зий (72).
3.7. Ионное распыление в процессе имплантации.......................... 75
3.7. J. Скорость распыления (75). 3.7.2. Изменение профиля в процессе ион-
ного распыления (78).
3.8. Диффузия........................................................ 80
3.8.1. Термическая диффузия (81). 3.8.2. Отжиг в окислительной атмосфе-
ре (88). 3.8.3. Радиационно-ускоренная диффузия (91). 3.8.4. Другие диф-
фузионные эффекты (96).
3.9. Нагрев образцов...... • .............. 96
3
Глава 4. Оборудование для ионной имплантации........................ 99
4.1. Ионные источники................................................ 99
4.1.1. Источники с накаленным катодом (100). 4.1.2. Высокочастотные ион-
ные источники (103). 4.1.3. Источники Пеннинга (106). 4.1.4. Другие типы
источников ионов (106) . 4.1.5. Эксплуатация ионных источников (107).
4.2. Ускорение и фокусировка........................................ 108
4.2.1. Ускорение (108) 4.2.2 Фокусировка (109). 4.2.3. Система точной фо-
кусировки (110) . 4.2.4. Примеры ионных ускорителей (112).
4.3. Анализ пучка . -............................................. 115
4.3.1. Магнитная сепарация (116). 4.3.2. Фильтр Вина (117). 4.3.3. Разрешаю-
щая способность (118).
4.4. Сканирование ионного пучка и однородность имплантации. ... 118
4.5. Приемная камера................................................ 123
4.5.1. Измерение тока (123). 4.5.2. Ориентация мишени (124). 4.5.3. Нагрев
и охлаждение (125). 4.5.4. Примеры вакуумных камер (125).
4.6. Вакуум.......................................... . 129
Г л а в а 5. Методы исследования имплантационных слоев.............. 131
5.1. Травление р - «-переходов. ................................... 132
5.2. Определение типа проводимости ................................. 134
5.3. Измерение зависимости емкости от напряжения................. - 134
5.3.1. Границы применимости метода (135) .5.3.2. Способы измерения (140) -
5.4. Измерения слоевого сопротивления............................... 141
5.4.1. Четырехзондовый метод (141). 5.4.2. Метод омических контак-
тов (146).
515. Измерение эффекта Холла........................’............... 147
5.5- 1. Структура Ван дер Пау (147). 5.5.2. Измерение профилей (149).
5.5. 3. Методы удаления слоев (153).
5.6. Измерение сопротивления растеканию . -. ................ 155
5.7. Измерение вольт-амперной характеристики................... 157
5.7.1. Вольт-амперная характеристика р — «-перехода (157). 5-7-2. Определе-
ние времени жизни неосновных носителей заряда (161).
5.8. Анализ имплантационных слоев с помощью легких высокоэиергетичных
ионов............................................................... 162
5.8.1. Обратное резерфордовское рассеяние (162). 5.8.2. Каналирование и
местоположение атомов в кристаллической решетке (165). 5.8.3. Характе-
ристическое рентгеновское излучение (167). . 5.8.4. Метод ядериых реак-
ций (170).
5.9. Актирационный анализ........................................... 175
5.10. МасЬ-спектроскопиявторичных ириов.......................... 181
5.11. Другие методы измерений....................................... 183
5.12- Сравнение различных методов измерений......................... 188
Глава 6. Свойства ионно-легированных полупроводниковых слоев..... 190
6Л. Имплантация ионов в кремний......................,........... 191
6.1.1 Алюминий (192). 6.1.2. Сурьма (194). 6.1.3. Мышьяк (196). 6.1.4. Бор
(204). 6.1.5. Галлий (213).6.1.6. Индий(215). 6.1.7. Фосфор(216). 6.1.8. Им-
плантация ионов других элементов (220). 6.1.9. Геттерирование (221).
6.1.10. Окисление имплантированного кремния (222).
6.2. Имплантация ионов в германий.................................. 223
6.3. Полупроводниковые соединения типа А^В ....................... 229
6.3.1. Арсенид галлия (229). 6.3.2. Другие полупроводниковые соединения
AIHBV (240). 6.3.3. Получение изолирующих участков с помощью ионной
бомбардировки (244).
6.4. Имплантация ионов в полупроводники типа AI1BIV, а также AJVBVl. . . 246
6.5. Карбид кремния................................................. 248
4
Г л а в а 7. Полуороводниковые приборы............................. 250
I 1. МОП-приборы........ ........................................... 251
/II. Самосов мешенный затвор (251). 7.1.2. Снижение порогового напряже-
нии (252). 7.1.3. Транзисторы, работающие в режиме обеднения (255).
/ 1.4. Комплементарные МОП-транзисторы (258). 7.1.5. Приборы с зарядо-
ной связью (260) -
7.2. Резисторы..............................- . ъ................... 262
7.2.1. Диапазон сопротивлений (262). 7.2.2. Температурный коэффициент
(263). 7.2.3. Линейность (265)
/Л. Диоды........................................................... 265
7.3.1. Параметрические диоды (265). 7.3.2. Лавинно-пролетные диоды (266).
7.3.3. Матрицы диодов на кремнии (267). 7.3.4. Солнечные батареи (268).
7..3.5. Детекторы ядерных частиц (268). 7.3.6. Фотодиоды (270). 7.3.7. Лю-
минесцентные и лазерные диоды (272).
7.4. Биполярные транзисторы......................................... 275
7.5. Полевые транзисторы............................................ 278
7.6. Различные полупроводниковые приборы. . . ... 281
Глава 8. Имплантация ионов в неполупроводниковые материалы .... 283
8.1. Имплантация ионов в металлы.................................. 283
8.1.1- Коррозия (283). 8.1.2. Исследование конструкционных материалов
1срмоядерных реакторов (286). 8-1.3. Изменение механических свойств по-
перхности (290). 8.1.4. Получение сверхпроводящих соединений (292).
8.2. Имплантация в оптические материалы........-.................... 294
8.3. Прочие области использования ионной имплантации для неполупровод-
пиковых материалов................................................ 296
Глава 9- Приложение.............................................. 299
9.I. Характеристики полупроводников и изоляторов. . . 299
9.2. Коэффициенты диффузии.......................................... 299
9.3. Растворимость элементов в кремнии и германии ... 299
9 4. Таблицы пробегов ионов... ... . 301
9.5. Распространенность изотопов 302
9.6. Давление паров................................................. 303
9.7. Функция ошибок. ... 305
Птература. 345
СПИСОК ПРИНЯТЫХ ОБОЗНАЧЕНИЙ
А - площадь; атомный вес
а — длина; интервал; параметр экра-
нирования
а0 - радиус Бора (а0 & 0,053 нм)
В - магнитная индукция
С - концентрация (индекс Г принят
для вакансий); емкость
Сох ~ удельная емкость оксидного
слоя
с0 - скорость света (с„ = 2,998 X
X 108 м с’1)
D - коэффициент диффузии (для
междоузлий индекс i, для вакан-
сий Г, дЬя электронов п, для ды-
рок р); диаметр
d - толщина, интервал
dqx — толщина оксидного слоя
dp - коэффициент ускорения полем
dy - коэффициент ускорения вакан-
сий
Е эиесгия (индекс с для энергии
активации); напряженности
электрического поля
Eq - энергетический уровень
E't — энергетический уровень ловуш-
ки
Ej — уровень Ферми
- энергия смещения
Ер - энергия Ридберга (Ер = 13,6 эВ)
f — частота
g — скорость генерации
h - постоянная Планка (й = 6,626 X
х 1(Г34 Дж-с)
к - постоянная Больцмана
та - атомная единица массы
те — масса покоя электрона
т* — эффективная масса
N/1 — концентрация акцепторов
Ng — концентрация примеси в исход-
ном материале
— Доза облучения
Np - концентрация доноров
Ng - поверхностная концентрация но-
сителей
Na - число смещенных атомов
п - концентрация электронов
- собственная концентрация но-
сителей
Р — мощность
R —. пробег
ДЛ - отклонение пробега
Rp - коэффициент Холла
Rp - средний проецированный прибег
ДЯр - среднее проецированное стан-
дартное отклонение
S - коэффициент распыления
s - показатель степени потенциала
Т - температура (ТОТУК для после-
дующего отжига, - в про-
цессе имплантации)
V - потенциал взаимодействия
и> - ширина области пространствен-
ного заряда
- средний пробег радиационных
дефектов
EXd стандартное отклонение профи-
ля распределения радиационных
дефектов
Xi — глубина залегания р — «-перехо-
да
Z - порядковый номер элемента
д - подвижность (с - дрейфовая
подвижность, Н - холловская
подвижность)
ps — слоевая подвижность
ps — слоевое сопротивление
us — слоевая проводимость
т - время жизни носителей заряда
6
ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА ПЕРЕВОДА
С момента выхода в свет русского перевода первой монографии, посвя-
щенной проблеме ионной имплантации в полупроводниках, Дж. Мейера,
Л Эриксона и Дж. Дэвиса* прошло десять лет. За это время метод ионной
имплантации вышел за пределы лабораторных исследований. Период на-
копления знаний об основных физических закономерностях и технологи-
ческих особенностях ионной имплантации в кремнии сменился стреми-
ельным вторжением этого метода в производство большинства классов
полупроводниковых приборов и схем. В настоящее время имплантацион-
ные приборы и схемы выпускаются многомиллионными тиражами.
Метод ионной имплантации был применен к полупроводникам прежде
всею как способ введения примеси. В последние годы все в большей сте-
пени применяется и контролируемое введение радиационных дефектов
и твердые тела с целью модификации их электрофизических, химических,
оптических, механических и других свойств.
Хотя основная мас-.;а работ по ионной имплантации выполнена на полу-
проводниках, в последнее десятилетие быстро развиваются работы и в
области имплантационной металлургии.
Предлагаемая вниманию читателей монография Г. Риссела и И. Ру-
ic рассматривает все эти вопросы, она охватывает богатый эксперимеи-
пшьный материал по ионной имплантации в различные полупроводнико-
вые и неполупроводниковые материалы, в ней дано подробное-описание
оборудования для ионной имплантации, большое внимание уделено вопро-
сам маскирования поверхности в процессе ионного легирования полу-
проводников, а также применения ионной бомбардировки для получения
изолирующих областей в GaAs и других полупроводниковых соединениях
AniBv
В целом книга Г. Риссела и И. Руге несомненно будет полезна широкому
кругу физиков и инженеров, занимающихся вопросами многочисленных
применений метода ионной имплантации. Она может быть также отличным
пособием для студентов старших курсов, специализирующихся в области
физики полупроводников и взаимодействия .атомных частиц с твердым
телом.
* См. русский перевод Мейер Дж., Эриксон Л., Дэвис Дж. Ионное легирование
полупроводников./Под ред. В.М. Гусева. - М.: Мир, 1972.
7
ПРЕДИСЛОВИЕ АВТОРОВ
В последние годы вышло в свет много книг, посвященных ионной им-
плантации. Почти все они предназначены для научных работников, и поэ-
тому основное вйимание в них уделено теоретическим вопросам.
Предлагаемая читателю книга представляет интерес прежде всего для
инженерно-технических работников промышленных предприятий, заводских
и проблемных вузовских лабораторий, для которых ионная имплантация
является одним из новых способов направленного изменения поверхност-
ных свойств материалов.
При таком подходе, наряду с кратким изложением основ теории, глав-
ное внимание, по нашему мнению, следует уделить проблемам применения
ионной имплантации и прежде всего вопросам электрической актйвации
имплантируемых ионов, диффузионным эффектам, а также основным
экспериментальным методам исследования имплантационных слоев, ап-
паратурному оснащению ускорителей и, конечно, многочисленным кон-
кретным примерам практического использования ионной имплантации.
Книга в основном посвящена введению примеси в полупроводниковые
материалы методом ионной имплантации, поскольку в настоящее время
и, может быть, еще достаточно долго эта область применения ионной им-
плантации будет самой важной; но все же иногда будут рассмотрены и дру-
гие возможные направления использования имплантации.
Для удобства использования уравнений принята международная система
единиц СИ или производные от нее единицы. Исключение сделано лишь для
второй главы, в которой изложены теоретические основы ионной импланта-
ции. Видимо, ие следует переводить выведенные уже давно уравнения
в новую систему единиц. Нам кажется, что такой подход правомерен,
так как предлагаемая читателю книга представляет собой ие теоретический
труд по исследованию проблемы торможения ионов в твердых телах,
а практическое руководство для специалистов, использующих метод ион-
ной имплантации.
Мы хотели бы выразить особую благодарность г. Бетцу, Эйхингеру,
Кранцу и Видербургу за поддержку и полезные советы, высказанные ими
в процессе обсуждения книги. Мы признательны г. Эйхиигеру за помощь,
оказанную нам при подготовке нескольких разделов пятой главы. Мы
благодарны также г. Шмидт, Шенк, Траумюллер, Целлер, Подстовка и
г. Бляйеру за помощь при проведении измерений и подготовке книга к печати.
Мюнхен, Риссел, И. Руге
осень 1977 г.
8
I JI А В A 1
введение
I. к свойств а и возможности ИОННОЙ ИМПЛАНТАЦИИ
Метод ионной имплантации основан на внедрении (имплантации) в твер-
дое icno ускоренных в электростатическом поле ионизованных атомов или
молекул. При этом возможны любые комбинации ион — мишень (напри-
мер, имплантация ионов бора в кремний, ионов кремния в кремний, ионов
силура в арсенид галлия, ионов платины в железо). Энергия ионов может
и Iменяться от нескольких килоэлектронвольт (кэВ) до нескольких мега-
шскгронвольт (мэВ). Глубина внедрения ионов зависит не только от
шергии, но и от массы ионов, а также от массы атомов твердого тела. Так,
средний пробег ионов фосфора с энергией 10 кэВ в кремнии составляет
примерно 14 нм, а ионов бора с энергией I МэВ — около 1756 нм. Ионная
(юмбардировка позволяет изменять практически все свойства поверхности
шердого тела или прилегающего к ией слоя.
В последние годы ионная имплантация стала одним из новых методов
введения примесей в полупроводниковые кристаллы. До сих пор самым
распространенными способами введения примесей были внедрение приме-
сей в процессе роста кристалла (эпитаксия), диффузия и сплавление. Эпи-
гаксия позволяет наращивать на исходный кристалл слои с заданной кон-
центрацией примесей; диффузионный метод основан на диффузии приме-
сных атомов с поверхности в полупроводник. Наконец, при сплавлении
прилегающий к поверхности слой полупроводника расплавляют и
в процессе последующей рекристаллизации обогащают примесными
атомами.
Me год ионной имплантации по еврей сущности не зависит прежде всего
ит пределов химической растворимости, а также от температуры в процес-
се имплантации и концентрации материала примеси на поверхности полу-
проводника. Концентрация внедренных атомов примеси имеет некоторое
распределение по глубине, которое в общем случае можно описать гауссо-
вым распределением со средним проецируемым пробегом Rp и стандартным
отклонением ДДР.
Метоп ионной имплантации имеет ряд преимуществ,важных как с техно-
логической точки зрения, гак и с точки зрения разработки электронных
приборов•
1. Сокращение длительности процесса введения примесей, однородность
распределения и воспроизводимость параметров.
2. Возможность точного контроля количества вводимых атомов примеси
простым интегрированием тока, что особенио важно при низких концент-
рациях (например, сдвиг напряжения отсечки в МОП-траизисторах).
9
3. Менее жесткие требования к чистоте легирующих материалов, по-
скольку они разделяются по массам в ускорителе
4. Отсутствие необходимости поддерживать высокую температуру в про-
цессе имплантации.
5. Простота методов маскирования, например, путем применения тол-
стых оксидных, нитридных, металлических или фоторезисториых слоев.
6. Возможность легирования через тонкие пассивирующие слои (напри-
мер, SiO2, Sig N4).
7- . Малая глубина внедрения ионов (в общем случае меиее нескольких
микрон); отсюда—возможность легирования тонких, приповерхностных
слоев с очень крутым градиентом концентрации примесей (например, для
лавинно-пролетных диодов, микроволновых транзисторов).
8. Многоступенчатая имплантация посредством изменения ускоряющего
напряжения позволяет относительно свободно выбирать профиль распреде-
ления имплантированных примесей; поэтому он может и не подчиняться
гауссовому распределению (например, в случае параметрических диодов,
транзисторов).
9. Благодаря незначительному боковому рассеянию становится возмож-
ным изготовление миниатюрных приборов, обладающих низкими паразит-
ными емкостями (например, МОП-транзисторы с самосовмещенным затво-
ром) .
Однако метод имплантации имеет и ряд недостатков, ограничивающих
области его применения:
1. Бомбардировка тяжелыми частицами приводит к образованию радиа-
ционных дефектов, появление которых в общем нежелательно, поскольку
они вызывают изменение электрических свойств полупроводников; кроме
того, большинство имплантационных атомов занимают нерегулярные поло-
жения в решетке и потому электрически не активны. В связи с этим необ-
ходимо проведение соответствующей термообработки ионно-легированных
образцов (отжиг, во-первых, для того, чтобы восстановить кристалличес-
кую решетку и, во-вторых, чтобы перевести имплантированные атомы в
электрически активные положения решетки).
2. Легирование путем имплантации ионов ограничено поверхностным
слоем. Хотя повышением ускоряющего напряжения можно увеличить глу-
бину проникновения имплантируемых атомов, электрические свойства та-
ких слоев все еще неудовлетворительны.
3. Дополнительные эффекты, появляющиеся в процессе или после им-
плантации (например, каналирование, диффузия), делают вообще невоз-
можным получение теоретически предсказываемого профиля. Чаще всего
такие эффекты проявляются в более глубоком проникновении импланти-
руемых атомов.
Поэтому важнейшими проблемами метода ионной имплантации являют-
ся отжиг радиационных дефектов, повышение электрической активности
вводимых атомов, определение формы профиля распределения импланти-
рованных атомов примесей, а также исследование влияния процесса им-
плантации на такие важные электрические параметры исходного материала,
как подвижность и время жизни носителей заряда.
Ионцая имплантация находит применение не только в области полупро-
водников. Постепенно — пока еще на уровне исследовательских разрабо-
10
гок — она начинает проникать и в другие области физики и химии твердого
села. Благодаря созданию сильноточйых имплантеров стало возможным
введение примеси не только в полупроводники, но и применение ионной
имплантации для модификации химических, механических и оптических
свойств твердых тел. При больших дозах внедрения (JVD > 1017 см-2 ) ста-
новится возможным превращение поверхностного слоя в другое химичес-
кое соединение, например, образование карбида кремния при имплантации
ионов углерода в. кремний. Для целого ряда металлов с помощью ионной
бомбардировки можно провести электрохимическую пассивацию поверх-
ности. Другими возможными областями применения ионной имплантации
являются сверхпроводимость (повышение критической температуры сверх-
проводника), увеличение твердости металлов, изготовление световодов пу-
тем имплантации в кварц и арсенид галлия, а также исследования в области
радиационной физики. Тем самым открываются новые широкие возмож-
ности использования ионной имплантации. Однако в рамках данной книги
эти вопросы будут затронуты только в самом общем виде.
1.2. ИСТОРИЧЕСКИЙ ОБЗОР
Первые работы по ионной имплантации были проведены более 20 лет то-
му назад. Задолго до этого ионная бомбардировка применялась для облу-
чения твердых тел, были предложены теории пробегов внедряемых частиц
|Ч2,93] и появились работы по радиационным повреждениям твердых тел
и даже полупроводников [179]. О возможности направленного изменения
свойств материалов с помощью имплантации ионов никто, однако, не заду-
мывался до тех пор, пока в 1952 г. Оль не облучил ионами гелия точечные
диоды и -не добился улучшения их обратных характеристик [546]. Позже
Кассинс [166] пытался использовать имплантацию различных ионов для
введения примесей в германий, однако генерируемые в процессе имплан-
тации радиационные дефекты помешали ему добиться успеха.
В 1957 г.-Шокли [673] получил первый патент на сцособ ионной имплан-
гации. В нем впервые указывалось на необходимость применения послеим-
плантационного отжига для рекристаллизации решетки. Этот патент охваты-
вает практически все особенности метода ионной имплантаций.
С тех пор работы по ионной имплантации стали появляться в печати все
чаще и чаще. В 1962 г. были созданы первые детекторы ядерных излуче-
ний, посредством имплантации ионов фосфора в кремний [37]. В Мас-
сачусетсе физики уже в 1963 г. начали работы по разработке элементов
олнечных батарей методом имплантации ионов [411].
В это же время в Дании на базе работ'Бора [92] Линдхард, Шарф и
Шиотт разработали теоретические принципы распределения пробегов низко-
•нсргетичных ионов в твердых телах [443,442].
Различные аспекты поведения иоиов, внедряемых в аморфные твер-
дые тела и монокристаллы (каналирование), также’ начали изучать пример-
но с 1963 г. [594,536].
Окончательно это научное направление сформировалось в середине
(>0-х годов, когда новой технологией заинтересовались многие исследова-
тельские ядерные'центры (лаборатория ядерных исследований в Чок-Ривер,
О'к-Риджская национальная лаборатория, научно-исследовательский атом-
ный центр в Харуэлле).
11
При разработке МОП-транзисторов метод ионной имплантации зареко-
мендовал себя как технологический метод; не было почти ни одной интег-
ральной схемы на МОП-транзисторах, в которой не использовалась бы одно-
или многоступенчатая имплантация. Что касается биполярных транзисто-
ров, то здесь метод ионной имплантации внедрен как стандартный техноло-
гический способ при изготовлении специальных приборов. Необходимо вы-
полнить еще много исследовательских работ, превде чем этот метод будет
внедрен в промышленном масштабе для получения полупроводников типа
A111 Bv и других редких соединений.
Начиная с 1967 г. был проведен ряд международных конференций, пос-
вященных проблемам ионной имплантации. После конференции по исполь-
зованию ионных пучков в полупроводниковой технологии (Гренобль,
1967 г.) [19] в 1970 г. состоялась 1-я международная конференция по иои-
иой имплантации в полупроводниках (Тайзенд Оке, США), открывшая се-
рию подобных конференций в Гармише (1971 г.) .ЙорктаунХейтсе (1972 г.,
США), Осаке (1974 г., Япония) и Боулдере (1976 г., США) [21—25]. В этот
же период состоялись две европейские конференции по ионной импланта-
ции в 1971 г. в Ридинге [20] и в 1975 г. в Варвике [30], а в 1971 г. был
проведен американо-японский семинар в Киото (Япония) [26]. Следует
также упомянуть конференции по ионной имплантации, прошедшие в
1974 г. в Люблине (Польша) [27] и в 1975 г. в Будапеште (Венгрия) [28].
На многих других конференциях были проведены специальные заседания,
на которых рассматривались проблемы ионной имплантации или разработ-
ки имплантационных приборов.
Кроме докладов, опубликованных в сборниках трудов конференций,
вышли в свет три книги, целиком посвященные проблемам ионной имплан-
тации. В первой из них, написанной Мейером, Эриксоном и Дэвисом [9], ос-
новное внимание уделено фундаментальным исследованиям. В следующей
книге, авторами которой являются Дирнли, Фримен. Нельсон и Стефен
[2], наиболее полно освещена техническая сторона проблемы. Книга Виль-
сона и Бревера [13] почти целиком посвящена техническим аспектам. Опу-
бликован в печати и ряд библиографических указателей литературы по ион-
ной имплантации [14—18].
ГЛАВА 2
ОСНОВЫ МЕТОДА ИОННОЙ ИМПЛАНТАЦИИ
Теоретические основы метода ионной имплантации были развиты в пос-
ледние годы на базе работ Бора [92,93] и Резерфорда [604]. Речь идет о те-
ориях распределения пробегов имплантированных ионов, торможения ио-
нов в процессе имплантации и, соответственно, распределения радиацион-
ных дефектов, генерируемых ионами в процессе облучения, а также о тео-
риях, учитывающих влияние упорядоченного расположения атомов в крис-
талле (эффект каналирования).
В этой главе будут рассмотрены основные принципы наиболее важных
теорий, и для пояснения будут обсуждены результаты некоторых экспери-
ментов. Более подробные сведения можно найти в специальной литературе
|’, 6,9,442,443], которая содержит многочисленные ссылки на другие ра-
боты.
2.1. ПРОБЕГИ ИОНОВ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ
Первые исследования пробегов и рассеяния заряженных частиц в твер-
дых телах были проведены в 1900 г. Ленардом и Резерфордом, которые
одновременно получили первые представления о строении атома, состоя-
щего из ядра и оболочки.
Позже Бор [92, 93] классическим способом рассчитал потери энергии
при торможении тяжелых заряженных частиц, иа основе взаимодействия
частиц со связанными электронами. Он получил следующее выражение
для потерь энергии:
= Г I..3W
dx mev2 I uZi q (М! + те) (2 1)
где Zi, v — порядковый номер и скорость иона соответственно; Z2 — по-
рядковый иомер атома мишени; JV — число атомов в единице объема ми-
шени; me,q — масса и заряд электрона; In со = S fa In — со-
ответственно сила осциллятора и частота f-го электрона); Q=vlc0 (с0 —ско-
рость света).
Два последних члена содержат релятивистскую поправку. Классический
подход возможен только при условии
(2.2)
—— > 1.
1370
Здесь 1370 — скорость иона в атомных единицах. Другие ограничения
применимости уравнения (2.1) можно найти в [755]
13
Используя квантовомеханический подход, Бете и Блох [74, 75, 84]
пришли в дальнейшем к выражениям, которые более точно описывают
условия связи электронов.
Более подробное изложение этих теорий и их различных усовершенст-
вованных вариантов и модификаций [76, 84. 91], а также анализ условии
их применимости [755, 776] выходят за рамки этой книги. Общим для
всех этих работ является то, что они учитывают только электронное тор-
можение при взаимодействии электронов бомбардирующей частицы с
электронами твердого тела.
Рис. 2.1. Общий вид зависи-
мости тормозных сечений Se
и Sn от энергии.
В принципе существует целый ряд эффектов, возникающих при бом-
бардировке твердых тел тяжелыми заряженными частицами, которые
способствуют их торможению или рассеянию. Эти эффекты классифици-
руют следующим образом [701]:
1. Неупругие соударения со связанными электронами тормозящего
вещества. Потеря энергии при таких соударениях обусловлена возбуж-
дением или ионизацией атомов или молекул.
2. Неупругие соударения с ядрами. Они вызывают тормозное излуче-
ние, возбуждение ядра или ядерные реакции.
3. Упругие соударения со связанными электронами.
4. Упругие соударения с ядрами или атомами, При этом часть кинети-
ческой энергии передается атомам мишени.
5. Черенковское излучение. Оно возбуждается частицами, которые
движутся в среде со скоростью, большей фазовой скорости света.
При торможении частиц неупругие соударения с ядрами и упругие столк-
новения с электронами не играют большой роли по сравнению с неупругими
соударениями с электро нами (электронное торможение) и упругими соуда-
рениями с ядрами.
Поэтому в дальнейшем будут рассмотрены лишь эти два механизма.
Какой из этих эффектов будет преобладать, зависит от энергии и массы
ускоренных частиц и массы и порядкового номера атомов вещества.
В диапазоне энергий, важных для ионной имплантации, следует рассмат-
ривать обе составляющие. Для расчета торможения первичных ионов в
веществе вводят понятие сечения электронного и ядерного торможения-
$е,п :
Общий характер зависимости сечения электронного и ядерного тормо-
жения от энергии показан на рис. 2.1. Численные значения энергий Е1>Е2,
Е3 (рис. 2.1) для ионов различной массы приведены в табл. 2.1. [9]. Энер-
гия имплантируемых ионов, как правило, составляет менее одного мета-
14
Таблица 2.1.
Характерные энергии Et, Ё2 и Е3 дли кремния, германия,олова (рис. 2.1. [9])
Иои EI, кэВ Ё2 ,кэВ E, ,кэВ
Si । Ge Sn Si । Ge Sn
в 3 7 12 17 13 10 3 • 103
р 17 29 45 140 140 130 3 -до4
As 73 103 140 800 800 800 2-10*
Sb 180 230 290 2000 2000 2000 6 10s
Bi 530 600 700 6000 6000 6000 2106
шектронвольта, т.е. всегда лежит в области энергий, меньших Е3, при ко-
/ dE \
горых достигается максимум I — ) . В высокоэнергетическои области
\ dx }е
при Е~> Е3 заключен диапазон энергий, в котором применима теория
Бете — Блоха. Подъем кривой при очень высоких энергиях обусловлен
релятивистской поправкой.
Представляющая интерес для ионной имплантации область энергий
впервые была рассмотрена в теоретических работах Линдхарда и Шарфа
|443] и Линдхарда, Шарфа и Шиотта [442]. По первым буквам фамилий
авторов эту теорию принято называть теорией ЛШШ. Согласно этой теории
распределение пробегов ионов оказывается гауссовым и характеризуется
средним проецированным пробегом Rp и стандартным отклонением
ARp. В следующей работе [622] Шиотт провел детальный расчет проеци-
рованных пробегов. Наиболее подходящую математическую формулу рас-
чета предложил Сандерс [615].
Расчеты разброса пробегов провели Бранс [104] и Фурукава [266].
В качестве исходных они приняли положения теории ЛЙ1Ш,но вместо обоб-
щенных выражений для распределения пробегов и стандартного отклоне-
ния они рассчитали функции распределения энергии в процессе торможения
ионов. Такой способ больше подходит для расчета распределения пробегов
в многослойных структурах и ие предполагает гауссова распределения про-
бегов.
Все эти теории ограничивались рассмотрением лишь аморфных мишеней
(что не позволяет использовать их в полном объеме для полупроводников),
а также пренебрегали таким вторичным эффектом, как диффузия. Кроме
того, в этих теориях рассматривали только торможение частиц, не учитывая
влияние торможения на материал мишени. Образующиеся в процессе тор-
можения частиц радиационные дефекты проявляются в более или менее
сильных нарушениях структуры, а в случае кристалла — в разупорядочении
решетки. Особенно сильное воздействие радиационные дефекты оказывают
на электрические характеристики, хотя могут изменяться и многие другие
свойства материала (плотность, упругость и т.д.). В наибольшей степени
радиационные дефекты влияют на подвижность и время жизни носителей
заряда, а при некоторых обстоятельствах иа концентрацию носителей
заряда.
15
Распределение радиационных дефектов в твердых телах в общем случае
не совпадает с распределением ионов, поскольку бомбардирующий ион
останавливается глубже области максимальной передачи энергии ионом
атомам мишени. Поэтому следует ожидать, что максимум распределения
радиационных дефектов расположен ближе к поверхности, чем максимум
распределения ионов. Теоретические исследования проблемы распределе-
ния радиационных дефектов и внедренных ионов были выполнены Брайсом
[101], Зигмундом и Сандерсом [685], Павловым [558] и Фурукавой [268а],
которые основывались либо на расчетах потерь энергии на единицу пути в
ядерных столкновениях, либо иа расчете распределения вакансий.
Далее обсудим основные положения наиболее важных теорий, торможе-
ние и распределение ионов, а также распределение радиационных дефектов.
Как уже упоминалось, при низких энергиях существует два механизма
потерь энергии: во-первых, столкновения ионов со свободными и связан-
ными электронами и, во-вторых, столкновения с ядрами атомов. Допуще-
ние, что оба процесса не зависимы друг от друга, дает следующее выраже-
ние для потери энергии иоиом на единицу пути:
dE
-~- = N[Sn(E)+Se(E)]. (2.4)
Если Sn(E) и Se(E) известны, то, проинтегрировав выражение (2.4), по-
лучим
1 Е dE
JV о Sn(E)+Se(E) 1 ’
где R — средняя общая длина пути частицы с начальной энергией Ев аморф-
ном теле.
2.1.1. Ядерное торможение. Потери энергии dE ионом, обусловленные
ядерным взаимодействием в слое-dx, пропорциональны числу атомов в
единице объема N и полной энергии, передаваемой всем частицам мишени
в этом слое:
1 / dE \ °° т т
£„(£)= --( — = / Tn{Etp)2Vp.dp=f Tndu(E,Tn), (2.6)
N \ dx J п о о
где do — дифференциальное поперечное сечение взаимодействия (d и =
= 2тгр<'/р); р — прицельное расстояние; Тп — энергия, передаваемая движу-
щимся атомом атомам мишени при столкновении; 7^— максимальная
энергия, передаваемая при любом столкновении.
На рис. 2.2 показан типичный процесс рассеяния иона на атоме мишени.
Падающий ион отклоняется на угол и передает энергию Тп сталкиваю-
щемуся с ним атому, который отклоняется на угол ®2 от своего первона-
чального положения. При изменении значений р в диапазоне от 0 до 00 зна-
чения Тп (Е, р) заключены между 0 и Тт. При этом для Тт имеем
М.ЛЛ
(М, + л/2)
(2.7)
где нМ2 — масса иона и мишени соответственно.
16
Ри с. 2.2. Случай рассеяния двух частиц с массами 7И, и Мг, параметром столкнове-
ния р, углами рассеяния е, и вг в лабораторной системе координат (о) или ф в систе-
ме центра масс (б) -
(2.8)
du
(2-9)
Расчет Tn[E, р) представляет собой известную задачу классической
механики. Согласно [116]
2MiM2
Т„ (Е, р1 = Е —---— (1 - cos Ф) ,
(Af, +М2у
где Ф — угол отклонения в системе центра масс и в соответствии с [296]
рассчитывается как
“max?
Ф = 7Т - 2р f п
о [I - V{u)!Er-p2u^2
Здесь и - l/r,r = ri + г2 (см. рис. 2.2) — расстояние между частицами в
системе-центра масс, И(н) потенциал взаимодействия, Ег~ЕМг1(Мх +
+ М2) — энергия иона в системе центра масс, нтах — величина, обратная
минимальному расстоянию, на которое сближаются частицы.
Для того чтобы количественно оценить уравнение (2.9). необходимо
знать V(u). Если бы можно было пренебречь эффектом экранировки ядер
электронами, то мы получили бы классический случай резерфордовского
рассеяния «-частицы атомным ядром и Е(м) имело бы внд кулоновского
потенциала.
Для случая тяжелых частиц с малой скоростью при относительно ’’да-
леких” столкновениях эффектом экранировки ядер электронами пренеб-
речь нельзя, и потенциал записывается в общем виде как
и(0= J
(2.10)’
где <р(г/а) — функция экранирования, а а —параметр экранировки (равный
но порядку величины радиусу Бора). Поскольку все приведенные выше
классические уравнения даны в системе СГС, в уравнении (2.10) перед
г отсутствует коэффициент 4тге0.
Аналитические решения позволяют выразить потенциал в степенной
форме (Линдхард и Шарф [441 ]):
Z2 q‘
V(r)~
(2.11)
Но простой аналитический вид такой зависимости практически невозмо-
жен для всех значений s, кроме s = 1 и s = 2. Случай s = 1 реально ео-
17
Е,нзВ
Рис. 2.3. Нормированные кривые Sn и
Se для ионов бора и мышьяка в кремнии,
ответствует столкновению, в кото-
ром передается большое количество
энергии; если s = 2, то при столкно-
вении передается малое количест-
во энергии (Линдхард и Шарф [441]).
Наилучшее совпадение с экспери-
ментальными данными получают при
использовании статистической моде-
ли атома Томаса — Ферми [240]. В этом случае функция экранирования
находится как решение дифференциального уравнения
A*W/2(x)*1/2.
При этом а определяется выражением
1/3 \2/3
С=Т\7 j MZ,2/3 +
(2-12)
(2.В)
где а0 - радиус Бора (а0 » 0,053 нм).
С помор [ью этого потенциала Линдхард, Шарф и Шиотт рассчитали диф-
ференциальное сечение для ядерного торможения. Введя безразмерные
пробег, энергию н параметр рассеяния
. А А
р = CR R - 4ira2N---------- R ,
(А + Л2)2
а
g = (JrE — ~
е
t-e2 бш2(Ф/2)
А.
—--------- Et
А^з(А +^А)
(2.14)
(где At — атомный вес иона, А2 — атомный вес мишени), они получили
универсальную зависимость для ядерного торможения Sn от энергии,
справедливую для всех комбинации ион — мишень, которая в принятых
единицах безразмерна.
Дифференциальное сечеиие взаимодействия для рассеяния на ядрах
определяется из приближенной формулы
“ = 2ira2t3^2f(t^2) . (2.15)
Значения универсальной функции рассеяния /(А2) ЛШШ представили
в табулированном виде. Численный расчет нормированной тормозной спо-
собности (da /dp)n приведен на рис. 2.3 вместе с данными по электрон-
ному торможению.
2.1.2. Электронное торможение. В высокоэнергетической области, в кото-
рой применима теория Бете, с уменьшением скорости частиц возрастает
роль электронного торможения (см. рис. 2.1). Диапазон более низких
18
шергий впервые был рассмотрен Линдхардом и Винтером [438]. Они
приняли, что электроны образуют свободный электронный газ, и показа-
ли, что сечение электронного торможения пропорционально скорости
попов, т.е. пропорционально корню квадратному из их энергии
8,(0 =
= к'Е'1г ,
(2.16)
, kCR , 0,0793 Z[/2ZV2 (Л j +/ = )’/2
К С^г N ’ к (Zj'3 + Z2/3)3/4/3/2 AlJ2 ’
где — безразмерная постоянная того же порядка, что , CR и Ср на-
ходят из уравнения (2.14), к — коэффициент пропорциональности в норми-
рованном представлении, т.е.
- ( —) = Ае1'2.
(2.17)
Для большинства комбинаций ион — мишень значения к заключены
между 0,1 и 0,25. Уравнение (2.17) (в соответствии с уравнением (2.2))
справедливо для значений скорости иоиов, меньших
и<2?/3 д2/Л . (2.18)
При более высоких энергиях величина Se проходит через широкий мак-
симум и затем уменьшается по закону н"1 '•2, попадая в диапазон энергий,
в котором применима теория Бете — Блоха. На рис, 2.3 приведена кривая
ядерного торможения, а также две кривые для электронного тормо-
жения ионов бора и мышьяка в нормированном представлении.
Несколько иная модель электронного торможения была развита Фирсо-
вым [242]. В отличие от теории ЛШШ ои принимает, что ион и атом мишени
в процессе столкновения образуют квазимолекулу. Преимуществом
этой модели является то, что ее легко обобщить для объяснения причины
осцилляций измеряемых значений Se [228]. Расчет Se для аморфных ми-
шений аналогичен расчету сечения ядерного торможения.
Прежде всего рассчитывают энергию Те, которая теряется при парном
столкновении частиц с зарядами Z] и22 за счет электронного взаимодейст-
вия, а затем интегрируют Те по всем параметрам столкновения:
8<.= f Tc(E,p)2npdp. (2.19)
о
Потеря энергии движущейся частицей 1 в процессе образования квази-
молекулы обусловлена- обменом импульсом и энергией с электронами не-
подвижного атома 2. Полная энергия, теряемая частицей 1 при ее движении
от ~ °° до + °° относительно частицы 2, приближенно оценивается как
43 • Ю-8^! + Z2 )s/2
Т‘ [1 + 3.1, - 107(Z, + Z,)1/2p]5 v (эВ)’
где и измеряется в см • с-1, а р в см. Для тормозного сечения после ин-
тегрирования получаем
8,(г) = 2,34 10Г23 (2, + 2/) V (эВ • см2).
(2.20)
(2.21)
19
ai St
Рис. 2.4. Кривые зависимости пробега от энергии (ри е безразмерные параметры)
при разных значениях параметра электронного торможения к [442]: для е < 1; кри-
вая Th—F рассчитана без учета электронного торможения; р ~ 3,06 е рассчитана для
степенного потенциала при s = 2 (постоянное тормозное сечение) (с); для е > 1;
штрихпунктирная линия соответствует к ~ 0,1. ядериое торможение не учитывает-
ся (б).
Пробеги и соответствую шее им значение Sn рассчитывают в рамках
этой модели так же, как и в модели ЛШШ.
2.1.3. Распределение пробегов. Используя рассчитанные в разделах
2.1.1 и 2.1.2 значения SC(E) и $„(£), а также соответствующие приведенные
значения, можно с помощью уравнения (2.4) рассчитать пробег иона.
На рис. 2.4 в приведенных единицах представлены кривые зависимости
прббега от энергии при различных значениях параметра к [442]. справед-
ливые для любых комбинаций ион — мишень.
С помощью уравнения (2.4) находят средний пробег иона. Разброс
пробегов ДЯ от этого значения рассчитывают с помощью теории ЛШШ,
используя степенную аппроксимацию для потенциала Томаса - Ферми
[15] (см. также уравнение (2.11) ):
/ Др \2 (ДЯ)2 __ s 1 4ЛЛЛ/2
\ р) R2 s(2s-I) (М, + М2)2 ' f222)
Практический интерес для экспериментального исследования представ-
ляют проекция R на направление падающих ионов, так называемый средний
проецированный пробег Rp, а также стандартное отклонение проецирован-
ного пробега ARp. В дальнейшем эти величины для краткости будем
называть соответственно пробегом и стандартным отклонением. Для
их расчета необходимо решить интегральные и дифференциальные уравне-
ния, выведенные в теории ЛШШ. Сами Линдхард, Шарф и Шиотт рассчита-
ли приближенные значения для упрощенного потенциала взаимодействия.
Сигмунд н Сандерс [685] решили непосредственно интегральное уравнение,
приняв потенциал в виде функции rs. Джонсон и Гиббонс [387] решили
дифференциальное уравнение с помощью разложения в ряд, что, как пока-
зали Брайс [104] и Фу рукава [266], в некоторых случаях приводит к за-
метным погрешностям. В последнее время Фурукава [268] и Брайс [102]
провели расчет, решая дифференциальное уравнение второго порядка;
они получили значения, которые лучше согласуются с экспериментальными
данными, чем результаты работы [387]. Гиббонс с сотрудниками опуб-
ликовали результаты многочисленных расчетов, сведенных в таблицы
обобщенных данных, практически для всех встречающихся в полупровод-
20
никовой технологии комбинаций ион — мишень [5]. В этой работе оцени-
вается влияние моментов более высоких порядков, и с их учетом даны
шачения таких параметров, как электронное и ядерное торможения. Обоб-
щенные таблицы, важные, в основном, для исследования имплантации в ме-
таллах, содержащие также подробные данные о распределении радиацион-
ных дефектов, составлены Брайсом [1]. Простые правила интерполяции,
дающие погрешность примерно до 10% и особенно важные для таких ком-
бинаций ион — мишень, для которых не существует точных расчетов, пред-
ложены в работе Шиотта [623].
Специальные расчеты процессов торможения ионов низких энергий
(< 1 кэВ) были проведены Винтербоном [779]. Расчеты по методу Монте-
Карло, основанные на теории ЛШШ, являются дальнейшим усовершенство-
ванием способа рассмотрения процессов торможения. Он дает более
точные результаты в особенности для многослойных структур и прн расчете
числа обратно рассеянных ионов, которые классическая теория ЛШШ не
учитывает [373]. Вместе с тем эти расчеты очень трудоемки, и поэтому бы-
ли проведены лишь для нескольких специальных случаев [373, 374].
На ри£. 2.5 представлена зависимость пробега Rp и стандартного откло-
нения Д-Rp от энергии ионов бора, фосфора и мышьяка, имплантирован-
ных в кремний. В приложении даны значения Rp и Д/?р для наиболее часто
встречающихся комбинаций ион — мишень, полученные Бирсаком [79].
Для некоторых важных маскирующих слоев значения Rp и Д7?р приведе-
ны в следующей главе на рнс. 3.22 —3.24.
Распределение пробегов имплантированных ионов определяется сред-
ним пробегом Rp, стандартным отклонением Д2?р и дозой облучения 7VD:
ехр
I <*-Rp)2l
I 2 А A’,? I
(2.23)
Максимальная концентрация внедренной примеси выражается соотноше-
нием
л'„1ах = %/Т2?дл(
(2.24)
Уравнение (2.23) выведено при условии, что интеграл по 7V(x) от - до
+ °° равен дозе имплантированных ионов TVD и не учитывает обратного рас-
сеяния ионов. Погрешность, обусловленная допущением бесконечных
размеров полупроводника, очень мала. Легко можно получить точное вы-
ражение: _ , „01
2/Уо_________ Г (x-Rp? I
N(X) erfйр/л/ГАЛр) ех4 2АА’ ]•
Число обратно рассеянных ионов можно определить лишь методом
Монте-Карло, и поэтому на практике их никогда не учитывают, хотя при
имплантации ионов низких энергий оно может быть заметным.
На рис. 2.6 представлены рассчитанные с помощью уравнения (2.23)
с использованием значений Rp и ДЯР, приведенных на рис. 2.5, профили
распределения в кремнии ионов бора различных энергий. С увеличением
энергии ионов и глубины их проникновения максимальная концентрация
21
Rp,&Rp,MHM
Рис. 2-5. Пробег Лр и разброс пробегов ДЛр для ионов мышьяка, бора и фосфо-
ра, имплантированных в кремний [5].
Р и с. 2.6. Теоретические кривые распределения пробегов ионов бора в кремнии
в линейных координатах (No = 10’5 см-2).
уменьшается, поскольку разброс значений пробегов возрастает. Обычно
в физике полупроводников распределение концентраций примеси по глуби-
не выражают не в линейных единицах, как это сделано на рис. 2.6, а в полу-
логарифмическом масштабе, поскольку в большинстве случаев изменение
конпентрации примеси составляет много порядков. В таком масштабе
теоретический профиль распределения концентрации по глубине, рассчи-
танный в соответствии с уравнением (2.23), имеет форму параболы. Если
при расчете пробегов учитывать моменты более высоких порядков, то
кривая распределения принимает сложную форму. Учет момента 3-го
порядка позволил Гиббсону и др. получить распределение, описываемое
двумя наложенными друг на друга гауссовыми кривыми [288]. В этом
случае можно применять универсальные функции, как это сделал Эдче-
ворс [5]. Однако вследствие многочисленных физических эффектов, кото-
рые искажают идеальное распределение пробегов (эффект каналирования,
диффузия), это не вносит ощутимого повышения точности, так что в
настоящее время гауссово приближение используют практически для ре-
шения всех проблем.
Наблюдается относительно хорошее совпадение экспериментальных
распределений пробегов с рассчитанными по теории ЛШШ, особенно, если
для расчетов использовать экспериментальные значения сечения электрон-
ного торможения. Например, если использовать экспериментальные значения
Se, полученные Эйзеном [221] для бора, то расхождения между экспери-
ментальными результатами и расчетами пробегов по теории ЛШШ ~30%, ан-
нулируются. К сожалению, соответствующие значения Se получены лишь
для небольшого числа комбинаций ион — мишень. Результаты измерений
пробегов и разброса пробегов сравниваются с соответствующими теорети-
ческими значениями в разделе 6.1. Пробеги в монокристаллах отличаются от
пробегов в аморфных мишенях из-за возможности каналирования внедряе-
мых ионов вдольодиого из открытых направлений решетки (см. раздел 2.3.2).
22
2.2. РАДИАЦИОННЫЕ ДЕФЕКТЫ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ
До сих пор мы рассматривали лишь торможение ионов, не затрагивая
проблему взаимодействия их с кристаллической решеткой. В пропессе
замедления в зависимости от энергии и массы имплантируемых ионов,
а также массы мишени ион выбивает большее или меньшее число атомов
решетки из узлов. Выбитые со своих мест атомы могут в свою очередь
сместить другие атомы, т.е. вызвать каскад, столкновений. Это приводит
к накоплению вблизи траекторий иона вакансий, междоузельных атомов
(дефекты Френкеля) и сложных дефектов решетки (кластеров). Тяже-
Рис. 2.7. Схема образования радиа-
ционных дефектов: Mt < (лег-
кий ион) (с); > М2 (тяжелый
ион) (б).
лые ионы при столкновении могут передать атомам решетки больше энер-
гии, чем легкие. Смещенные атомы, в соответствии с их энергией смещают
со своих мест другие атомы решетки. На рис. 2.7 показана схема образо-
вания радиационных дефектов легкими и тяжелыми ионами.
С увеличением дозы отдельные разупорядоченные области перекрывают-
ся^ наконец образуется аморфный слой определенной толщины, т.е. слой, в
котором отсутствует дальний порядок решетки. Число радиационных де-
фектов и их распределение зависят от атомного номера иона, температуры,
энергии, дозы и от эффекта к,аналирования(см. раздел 2.3). Концентрацию
радиационных дефектов оценивают либо по доле энергии, передаваемой
твердому телу в ядерных столкновениях [101], либо по числу образован-
ных вакансий [558,268а]. Эксперименты по имплантации в кремний иоиов
кислорода с энергией 500 кэВ показали, что число сложных дефектов приб-
лизительно пропорционально тем же величинам [703]. Подробное описание
образования радиационных дефектов н характеристик их отжига дал Гиб-
бонс [7]. Основополагающие исследования дефектов применительно к
кремнию провели также Вук [749], Киммерлинг и Поат [409]. В следую-
щих главах будут рассмотрены более подробно практические аспекты
проблемы влияния радиационных дефектов.
2.2.1 Структура дефектов. Простейшие дефекты — дефекты Френкеля —
создаются при смещении атома решетки в междоузлие. При этом возни-
кают вакансия и междоузельный атом. Кристаллографическая структура
вакансии по Корбе [153] изображена на-рис. 2.8. Вакансии могут иметь
различное зарядовое состояние (например, нейтральные, положительные,
отрицательные, с двойным отрицательным зарядом), они могут соединять-
ся с примесными атомами и оказывать влияние на диффузию этих атомов.
Дивакансия образуется в том случае, если падающий нон смешает два со-
седних атома решетки. Возможно также образование ливакансии из двух
простых вакансий. Дивакансии устойчивы до температуры примерно 550 К.
Дислокации могут образоваться путем слияния простых дефектов или
в процессе отжига. Дислокации отжигаются только при высокой температу-
ре (Г > 1000 °C), а в имплантированных слоях часть их вообще не отжи-
гается.
23
Рис. 2.8. Кристаллографическая модель вакансии
в решетке кремния по Корбе [15 3}
Другие дефекты могут возникать путем
скопления вакансий или междоузельных ато-
мов, а также при взаимодействии вакансий
или междоузельных атомов с атомами при-
меси.
Если один падающий ион смещает из узлов
решетки большое количество атомов, то в
случае, когда это происходит в достаточно
малом объеме, возникает локальная аморфная область, часто называе-
мая кластером. Относительно конкретной структуры существуют разные
мнения. Поскольку имплантируемые ионы имеют большую массу и до-
статочно высокую энергию, то всегда следует считаться с возможностью
образования кластеров. Протекающие во время имплантации и последую-
щей термообработки процессы сложны и их теоретическая интерпретация
представляет определенные трудности. Более подробно эти проблемы
рассмотрены в следующих главах.
2.2.2. Число смещенных атомов. Число Ndtp смещенных атомов на один
падающий ион при первичном столкновении рассчитывают по формуле
Кинчина — Пиза [410]:
NdiP = E(2Ed ,
(2.26)
где Е — энергия иона, a Ed — эффективная пороговая энергия смещения
атома решетки. Для кремния Ed ~ 14 эВ [52, 543, 694], для других полу-
проводников значение Ed заключено между 8 и 30 эВ. Уравнение (2.26)
справедливо, если энергия Е падающей частицы меньше критического зна-
чения Еа , определяемого выражением
EA=2ERZlZ^3^Z^3)^ — . (2.27)
м2
где Er = 13,6 эВ (энергия Ридберга). В этой области энергий применима
модель твердых сфер. В табл. 2.2 даны значения для ионов мышьяка, сурь-
мы, бора и кремния в кремнии. Поскольку уравнение (2.26) линейно отно-
сительно энергии, общее число атомов, смещенных одной частицей, расчи-
тывают по формуле
Nd=En!2Edi (2.28)
где Еп — полная энергия, теряемая’частицей при первичных н вторичных
столкновениях с ядрами атомов. Модифицированный расчет Зигмунда
[682] дал подобный результат. В уравнении (2.28) отсутствует ограниче-
ние, присущее уравнению (2.26), поэтому оно также справедливо в диапа-
зоне энергий, в котором происходят экранированные кулоновские столк-
новения и может быть использован потенциал Томаса — Ферми.
При более высоких энергиях смещение атомов лишь частично обуслов-
лено упругими столкновениями, и доминирующим в процессе торможения
ионов становится электронное торможение. В этой облаете энергий важны
24
Таблица 2.2
Критические энер1ии Ел, Ев. Ес, рассчитанные по уравнениям (2.26) и (2.29),
для ионов бора, кремния, мышьяка и сурьмы, имплантированных в кремний
Параметр, кэВ В Si As Sb
еА 7,8 36,3 185,3 459,4
ЕВ 871,7 2,36 • 10* 4,85 • 10s 2,3 • 106
ЕС 17 120 800 2000
два предельных значения энергий: Ев и Ес [7, 410]. Для Ев справедливо
выражение
МгМ2
Ев “ (Л/. +Л/2)2
(2.29)
Ес — энергия, при которой Sn = Se, что соответствует энергии Е2 (см. раз-
дел 2.1). Величины Ев и Ес для В, Si, Ash Sb в кремнии приведены в
табл. 2.2. При энергиях ионов, превышающих Ев, число смещенных атомов
может стать вдвое меньше по сравнению с числом, определяемым уравне-
нием (2.26). [7]. Полное число смещенных атомов на один падающий ион
для области энергий, превышающих Ев и Ес, равно
Р(Е-ЕС) + ЬЕС
Nd=------е-----—
(2-30)
где Р 1 (Г3, b ~ 1 /2 для Ев> Ес и b = 1/4 для Ев <ЕС- Если Ев что в
общем случае выполняется для кремния, то уравнение (2.29) всегда спра-
ведливо для £'>£'<’• В табл. 2.3 дано несколько примеров, рассчитанных с
помощью уравнений (2:26) и (2.30) для числа смещенных атомов в крем-
нии ионами различных элементов при разных энергиях. Более точные
результаты получают, используя уравнение (2.28) и расчетные значения Еп,
как будет показано в следующих разделах.
2.2.3. Распределение радиационных дефектов по глубине. Мерой коли-
чественной оценки радиационных дефектов обычно служит доля энергии,,
передаваемая твердому телу в процессе ядерных столкновений [101], или
число созданных вакансий [268 а, 558], которое определяется энергией,
Таблица 2.3
Число смещенных атомов в кремнии, рассчитанное по формуле Кинчина — Пиза
(fc'd= 14 эВ) -
Ион 10 кэВ 50 кэВ 200 кэВ Ион 10 кэВ 50 кэВ 200 кэВ
Сурьма 357 1785 7143 * Бор 606* 609 620
Мышьяк 357 1785 28 500 Кремний 357 4280 4290
» £ < FC
25
Рис. 2.9. Отношение среднего проециро-
ванного пробега иона к средней глубине ра-
диационных повреждений RpjXfj (я) и от-
ношение проецированных стандартных от-
клонений в распределениях ионов и радиа-
ционных повреждений &.RpI&.Xd (б) как
функция отношения [685}. Для
е < 0,2 s = 3, для 0,8 < е с 2,0, s ~ 2.
Рис. 2.10. Сравнение распределений потерь энергии в атомных процессах, рассчи-
танных по Брайсу [101}, с расчетом концентрации ваканскиЙ Су методом Монте-
Карло по Павлову [558] для ионов бора с энергией 60 кэВ. Даны также распределения
ионов, рассчитанные с помощью этих теорий: сплошные пинии - по Брайсу [101],
штриховые - по Павлову [558] :
i — распределение дефектов, 2 — распределение атомов бора.
затраченной на образование вакансий. Поскольку на этот процесс расходу-
ется определенная часть энергии ионов, максимум кривой распределения
радиационных дефектов всегда лежит' ближе к поверхности, чем макси-
мум распределения ионов.
Зигмунд и Сандерс [685] рассчитали пространственное распределение
радиационных дефектов, используя приближенное выражение для потенциа-
ла Томаса — Ферми, пренебрегая электронным торможением и пороговой
энергией смещения. По существу они рассчитали распределение энергии,
затрачиваемой в ядерных столкновениях имплантируемым ионом на сме-
щение атомов. Расчет был проведен аналогично теории ЛШШ [442] с исполь-
зованием степенного закона потенциала взаимодействия (см. уравнение
(2.10)). Хотя моменты высшего порядка были учтены, результаты в об:
щем случае применимы только для-оценки гауссова распределения радиа-
ционных дефектов. На рис. 2.9 представлены кривые зависимости отМ2/М
отношения среднего проецированного пробега Rp к средней глубине про-
никновения радиационных дефектов Ху, в кремнии, а также соответствую-
щее отношение их стандартных отклонений ДАр/ДГр для различных степен-
ных потенциалов. Например, при имплантации бора' в кремний получают
XD = 0,8 Rp; = 0,75 ДАр.
В одной из последних работ Знгмунд н др. учитывают также электрон-
ное торможение, но результаты получены лишь для случая равных масс ио-
на и атома мишени. Павлов и др. [558], используя метод Монте-Карло, рас-
считали распределение по глубине.вакансий и нонов бора, алюминия, фос-
фора и мышьяка в кремнии при энергиях 20,40 и 60 кэВ. Их расчет учиты-
вал электронное торможение, но вместо более точного потенциала Томаса—
26
Рис. 2.11. Кривые равной концентрации радиационных нарушений для бора в крем-
нии по Брайсу [104}. \
Ферми они использовали простой потенциал Бора. Распределение радиацион-
ных дефектов Павлов оценивал по распределению образованных вакансий,
принимая пороговую энергию смещения равной 30 эВ.
Чтобы учесть электронное торможение, Брайс применил цругой подход
[101, 104]. Расчет был проведен в два этапа. Вначале рассчитывается прост-
ранственное распределение нонов в процессе торможения, т.е. определяется
пространственное распределение нонов при средней энергии Е , заключен-
ной между их начальной энергией Е и 0. Затем, зная местоположения нонов,
сечение взаимодействия и экспериментально измеренное отношение вели-
чин энергии, переданной в электронных н ядерных столкновениях, рассчиты-
вается пространственное распределение потерь энергии в ядерных столкно-
вениях. В этой работе использованы обобщенные уравнения Линдхарда —
Шарфа - Шиотта [442]. Брайс для расчетов использовал экспериментальные
данные для потерь энергии при столкновениях между атомами кремния, по-
лученные Сатлером [620]. На рис. 2.10 сравниваются результаты Брайса и
Павлова для случая имплантации ионов бора с энергией 60 кэВ в кремний.
Брайс [104] рассчитал кривые равной концентрации радиационных наруше-
ний для целого ряда ионов в области энергий от 20 до 400 кэВ. На рис. 2.11
приведен пример такого расчета для ионов бора. Зная начальную энер-
гию нона, можно найти энергию, теряемую в ядерных столкновениях.
На рис. 2.12 показано несколько профилей распределения имплантирован-
ных в кремний ионов бора с различной энергией. Предложенные Павловым и
Брайсом теории дают несимметричные распределения, с более плавным спа-
дом концентрации радиационных дефектов вблизи поверхности. Качествен-
ное совпадение обеих теорий достаточно хорошее.
Пурушима и Танау [739] разработали метод, который применим к ве-
ществам, состоящим из различных атомов. Для вычисления удельных по-
27
г!В/г!Р,эВ/пм
Рн с. 2.12. Распределение по глубине потерь энергии в атомных процессах для ионов
бора в кремнии по Брайсу [104]
Рис. 2.13. Кривые полкой потери энергии и потери энергии в ядерных столкновениях ,
для случая имплантации ионов мышьяка с энергией 400 кэВ в кремний [739]. Штри-
ховая линия — распределение атомов мышьяка в кремнии.
терь энергий в ядерных столкновениях, они вводят функцию распределения
энергии внедренных ионов на произвольных глубинах и интегрируют ее
вместе с весовой функцией. Последняя зависит от полного сечения взаимо-
действия .процесса смещения атомов и средней энергии, передаваемой при
столкновениях, в которых атомы вещества могут быть смещены. С по-
мощью этой теории можно рассчитать распределение энергии, затрачивае-
мой в ядерных столкновениях (dEfdx^ и на смещение атомов (dE(dx)n а.
На рис. 2.13 в качестве примера приведены кривые распределения по-
терь энергии (dE/dx\t и (dE/dx^n d для кремния, ионно-легированного
мышьяком. Результаты этой теории хорошо согласуются с расчетами Брай-
са, но область их применения шире. К сожалению,в отличие от работы Брай-
са никаких подробностей о сравнительно многочисленных расчетах, прове-
денных в этой работе не сообщалось.
Другие модели и теории, относящиеся к этому кругу проблем, были
предложены Гиббонсом [287], а также Фурукавой и Ишиварой [266]. В ка-
чественном отношении нх результаты совпадают с другими цитированными
выше теориями. В последнее время было установлено [79], что в цитируе-
мых работах не совсем правильно описан ход кривых потерь энергии в
атомных процессах вблизи поверхности, т.е. распределение радиационных
дефектов, так как в расчетах не учитывались обратно рассеянные ионы, ко-
торые вновь покидают полупроводник. Поэтому наклон кривой к поверх-
ности должен быть гораздо круче, кривая распределения потерь энергии
должна пройти через нуль. Экспериментально подтвердить это заключение
трудно. С одной стороны, в зависимости от концентрации проявляется
влияние различных дефектов, с другой стороны, измерения возможны
лишь при сравнительно высоких концентрациях радиационных дефектов, а
не как в случае распределения ионов на протяжении нескольких порядков.
Число смещенных атомов можно найти, используя распределение потерь
энергии, по модифицированной формуле Кинчина — Пиза из уравнения
28
Рис. 2.14. Температурная зависимость крити-
ческой дозы аморфизации Ло кремния ионами
бора, мышьяка, висмута, сурьмы и фосфора [514]:
экспериментальные значения Кроуде
[162]; о, □ — Уэстмореленда [571,766]; ®, Д, ♦,
*, X — Мейера [9]; О, *, + — Эриксона [229].
(2.28), если учесть, что Еп — это интеграл
по функции распределения потерь энергии
в ядерных столкновениях.
2.2.4. Образование аморфных слоев. Если
доза ионов, а следовательно, и плотность ра-
диационных дефектов достаточно высока,
кластеры радиационных дефектов перекры-
ваются, и образуется аморфный слой. Для
оценки зависимости этого эффекта от мас-
сы, температуры и дозы ионов было предложено много теоретических
моделей [7, 267,513, 514, 737].
Самая простая нз них предполагает, что для образования аморфного
слоя все атомы Мишени должны быть смещены. С помощью формулы Кин-
чина — Пиза (уравнение (2.26)) для числа смещенных агомов получают сле-
дующее выражение для дозы аморфизации:
2EdN
(dE/dx\t '
(2.31)
где TV — плотность атомов подложки, &(dE(dx)n— потери Энергии в ядерном
столкновении на единицу длины. Уравнение (2.31) позволяет оценить дозу
аморфизации почти для всех нонов, поскольку оно не учитывает отжиг
радиационных дефектов в процессе имплантации, например обратную диф-
фузию вакансий и столкновения с уже смещенными атомами. Мо^ехедн
Кроудер [514] предложили модель, которая учитывает зависимость обрат-
ной диффузии вакансий от температуры в процессе имплантации. Они полу-
чили следующее выражение:
(1-5ЖД)“2, (2-32)
^□,0 определяется формулой (2.31), но без множителя 2, a 5R — -умень-
шение размера кластера радиационных дефектов, обусловленное обратной
диффузией. Оно описывается выражением
1,И=2(ОиГ)Л, (2.33)
где Dv - постоянная диффузии вакансий, t — время, за которое диффунди-
руют вакансии .
На рис. 2.14 показана зависимость критической дозы от температуры
для сурьмы, бора и фосфора. Экспериментальные значения получены мето-
дами электронного парамагнитного резонанса и обратного рассеяния
[9, 162, 229, 572]. Для того чтобы расчетные значения лучше совпадали с
* Величину t>R, учитывающую миграцию вакансий с повышением температуры, назы-
вают длиной миграции вакансий. (.Прим, ред.)
29
экспериментальными, Гиббонс [7] предложил для легких ионов учиты-
вать эффект перекрывания кластеров. При сравнении результатов измере-
ний необходимо обратить внимание на то, что в зависимости от способа из-
мерения в понятие ’’аморфный” вкладывается не совсем одинаковый
смысл. Следует учитывать также, что влияние плотности тока в процессе
имплантации (эффект мощности дозы) и отжига во время имплантации н
после ее окончания может быть достаточно заметным. В большинстве случа-
ев с увеличением мощности дозы доза аморфизации уменьшается,
2.3. ЭФФЕКТ КАНАЛИРОВАНИЯ
Все теории пробегов в твердых телах до последнего времени исходили из
предположения, что мишень является аморфной, т.е. не учитывали упорядо-
ченного расположения атомов в кристалле. В то же время почти все полупро-
водники являются монокристаллами илн по меньшей мере кристаллами.
Кристаллы имеют сильно выраженную анизотропию свойств, поэтому экс-
периментальные распределения в большей или меньшей степени отличаются
от теоретических.
Поскольку элементы структуры монокристалла расположены симмет-
рично, ионы, двигаясь вдоль кристаллографических направлений с малыми
индексами (например,<110>,(111),< 100>в решетке алмаза) и плоскостей
проникают глубже в кристалл. В этих так называемых каналах практически
не происходит ядерных столкновении, и, следовательно, торможение обус-
ловлено лишь электронными столкновениями, и пробег пропорционален
скорости ионов. Одиако в данном случае для расчета сечения электронного
торможения нельзя использовать выражение (2.17), поскольку оно выведе-
но для аморфной среды. Путем преобразования выражения (2.21) для
электронного торможения по Фирсову, получают соотношение для пробега
в каналах, которое, несмотря на правильный характер зависимости от вида
канала, все же завышает пробег в 1, 5 — 2 раза. Осцилляции эксперимен-
тальных значений [222] в зависимости otZj,оказывающие большое вли-
яние на пробеги, попытались учесть посредством модификации теории Фир-
сова [136, 223 а]. Однако окончательного успеха эта попытка не принесла
[9]. Сравнение экспериментальных значений Se хорошо каналируемых но-
нов в зависимости от атомного номера Z, иона с соответствующими теоре-
тическими значениями [136, 222] приведено на рис. 2.15.
2.3.1. Критический угол. Критический угол, под которым ион может вой-
ти в канал, не покидая его, Линдхард трактует следующим образом. Разло-
жим энергию иона на две составляющие: перпендвкулярную £) и парал-
лельную Е\ |оси канала. Ион остается в канале до тех пор, пока величина
перпендикулярной доставляющей меньше потенциала отталкивания атом-
ной цепочки U(г) (рис. 2.16). Для U (г) справедливо выражение [440]
,(г)=^1п[(^ + 1]. (2.34)
гдеd — расстояние между атомами ряда; (С а выражение под логариф-
мом представляет собой приближение потенциала Томаса — Ферми. Прирав-
30
Р и с. 2-15. Сравнение экспериментальных значений Se Эйзена [222] с теоретическими
шачсниями Чешира с сотрудниками [136 J. Для сравнения даны также значения Se по
нориям ЛШШ [442J и Фирсова [242].
Рис. 2.16. Траектория движения иона в канале при < фс.
нивая теперь EL потенциалу U (г), можно рассчитать минимальное расстоя-
ние гт,п, на которое ион приближается к ряду атомов
E^Esin2 Ф=Щгт1„). (2.35)
Условие того, что частица не пройдет между двумя атомами и не покинет
канал, записывается в виде
''min =d— = rftg ф-dty. (2.36)
uil
Если подставить выражение из уравнения (2.36) в уравнение (2.35), то в
зависимости от энергии для критического угла получают два соотношения
/2Z,Z2<?2\14. 2Z,Z2<?2
$с\ ~ -------- I ’ Е>-------?--- ’
\ Ed I а2
/ Са \ 14 1Z,Z2q2
Фсг = (] ; Е<------------------- . (2.38)
\ у2а / а
Для обычной области энергий имплантируемых ионов подходит уравне-
ние (2.38). В табл. 2.4 приведены значения критического угла в зависимос-
ти от энергии ионов бора, фосфора и сурьмы, имплантируемых в кремний.
Даже если имплантировать ионы точно вдоль оси канала, определенная
часть их рассеивается на атомах поверхности, и профиль распределения
имеет ’’аморфный” участок. Если падающий пучок ионов отклоняется от
соответствующего кристаллографического направления более чем на крити-
ческий угол, то каналируется лишь малая часть ионов. Минимальное кана-
лирование наблюдается при углах 7 — 10 . При больших углах ионы опять
попадают в область кристаллографических плоскостей.
• 2.3.2. Профили каналируемых ионов. Как было показано выше, эффект
каналирования очень сильно зависит от направления падения нонов. Кроме
того, он зависит от дозы ионов, температуры и наличия поверхностных заг-
рязнений в виде аморфных слоев .-В дальнейшем будут рассматриваться и
31
Таблица 2.4
Критический угол каналирования ионов бора, фосфора и сурьмы в кремнии [9]
Ион Энср1ия, кэВ Критический угол, град
<100' 110) (111)
Бор 10 4,76 6,97 5,30
100 2,67 3,47 2,98
300 2,03 2,98 2,26
Фосфор 10 5,79 7,51 6,45
100 3,26 4,22 3,63
300 2.47 3,21 2,76
Сурьма 10 6,95 9,01 7,74
100 3,91 5,07 4,35
300 2,97 3,84 3,31
обсуждаться лишь экспериментальные данные для этих зависимостей, пос-
кольку теоретические интерпретации, если они вообще существуют, слиш-
ком архаичны. Типичный профиль пробегов показан на рис. 2.17 [228]. Он
был получен путем имплантации ионов 42 К с энергией 500 кэВ в вольфрам
и приведен для того, чтобы пояснить наличие трех участков в профиле кана-
лированных ионов. Область 1 соответствует аморфному участку профиля,
область 3 - участку каналирования. Для области 3 характерен крутой спад
на глубине, равной максимальному пробегу. Область 2 образована ионами,
которые во время торможения покинули канал вследствие рассеяния, обус-
ловленного по-видимому в основном несовершенством кристаллической
решетки. Для кремния пока не удалось получить такой четкий профиль.
Большинство исследований в полупроводниках были проведены на
слоях ионно-легированного фосфором кремния. Для того, чтобы сохранить
первоначальное распределение ненов и устранить вторичные эффекты при
отжиге, измерения проводили методом радиоактивных индикаторов.
Разориентировка. На рис. 2.18 показана зависимость эффекта каналиро-
вания от ориентации кристалла для ионно-легированного фосфором крем-
Рис. 2.17. Распределение пробегов ионов
4 2 К, имплантированных с энергией 500 кэВ
при 25 ° С в вольфрам вдоль направ-
ления < 111> [ 228]. Штраховая пиния -
профиль нсканалированных частиц.
32
О Ofi- 0,8 ^2 1,6 {/.инн
Рис. 2.18. Зависимость эффекта каналирования от угла наклона ионного пучка к
оси (110> для ионов 32Р, имплантированных с энергией 40 кэВ в-кремний:
о 0° к <110> при = 1,2 1О* 2 см-2; • — 2° к <110>; Д — 3° к <110); X
8° к (110> при Л'а = 5 • 10’ * см“г.
1’и с. 2.19. Зависимость эффекта каналирования от угла наклона ионного пучка для
ионов фосфора, имплантированных с энергией 450 кэВ в кремний вдоль направления
(111>; измерения проводились методом вольтфарадных характеристик.
ния. Максимальный пробег остается постоянным и даже при 8° к оси <110)
в распределении присутствует заметная часть каналированных ионов. Для
того чтобы устранить эффект каналирования, обычно образцы наклоняют
под углом 7 — 10° к оси кристалла. Как видно на рис. 2.18 и табл. 2.4, этого
не всегда достаточно. Еще большую разориентацию может вызвать рассея-
ние в каналах, параллельных осям с большими индексами. Пример того,
как сильно влияют на каналирование уже самые незначительные разориен-
тации, показан на рис. 2.19. Ионы фосфора с энергией 450 кэВ имплантиро-
вали в кремний вдоль оси <111-).
Доза. С увеличением дозы ионов растет число радиационных дефектов.
Вследствие этого изменяется, в принципе, не пробег, а уменьшается лишь
число ионов в каналах за счет рассеяния за пределы канала (деканалирова-
ние) . Если доза настолько велика, что структура кристалла полностью нару-
шается (доза аморфизации), то с этого момента эффект каналирования-
пропадает. На рис. 2.20 эффект дозы иллюстрируется на примере внедрения
ионов фосфора с энергией 40 кэВ в кремний.
Рис. 2.20. Профили концентрации
ионов 32Р, имплантированных в’
кремний с энергией 40 кэВ по оси
<110>-, как функция дозы:
о - 7VO = 1,2 • 10’ 3 см-2, • - Nn .=
= 8,9 - 10*3 см"2, X - Nc = 7,25 X
X 10‘4 см-2 [183].
Влияние радиационных дефектов становится заметным уже при срав-
нительно малых дозах. Доза аморфизации составляет в этом случае
5 1014 см'2 [9]. Даже при дозе, достаточной для аморфизации кристалла, в
профиле распределения имеется хвост, обусловленный каналированием ио-
нов перед завершением аморфизации. Если же кристалл предварительно
аморфизовать бомбардировкой ионами какого-либо инертного газа или ио-
нами кремния (в случае, если подложка — кремний), то каналирование при
имплантации примесных атомов вообще не наступает.
Температура. При горячем легировании появляются два эффекта. С од-
ной стороны, радиационные дефекты полностью или частично отжигаются в
процессе имплантации, благодаря чему меньшая доля ионов покидает кана-
лы. С другой стороны, амплитуда колебаний решетки возрастает, и тем
самым увеличивается число ионов, рассеиваемых на поверхности (’’мини-
мальный выход”). Этот относительный выход ионов х рассчитывают по
Линдхарду [440], задавая число атомов в единице объема N, расстояние
между атомами d, радиус экранирования Томаса — Ферми а и среднюю амп-
литуду колебаний решетки р±:
X = itN /1(р] + а2). (2.39)
Эти эффекты подобно удельной теплоте зависят от дебаевской температуры.
Зависимость между среднеквадратичной амплитудой колебаний в направле-
нии, перпендикулярном оси канала, и температурой описывается выражени-
ем [41а]
2 2 -
Pi =-“ Р
2
3
(2-40)
где х = &D/T, а функция Дебая
9? (О = ~
(2-41)
На рис. 2.21 в качестве примера показаны профили, полученные для ио-
нов фосфора, имплантированных в кремний вдоль оси <110> при комнатной
температуре и температуре 400 ° С. Максимальный пробег остается неизмен-
ным, увеличивается лишь число деканалированных ионов. В эксперимен-
тальных профилях распределения очень часто, особенно в образцах, разо-
риентированных с целью подавления эффекта'каналирования, наблюдается
спад этой полулогарифмической кривой в достаточно широкой области.
Обсуждение этого эффекта, основанное на результатах измерения обратно-
го рассеяния, дано в работе Фуджимото и др. [264].
Окисные покрытия. Если на поверхности кристалла имеется аморфный
слой (например, окисел), то вследствие рассеяния в этом слое количество
ионов, попадающих в каналы существенно уменьшается. Молине [509] и
Мей^р [492] нашли выражение для оценки углового распределения ионов
после многократного рассеяния в тонких слоях и сделали по крайней мере
качественный вывод о возможности уменьшения эффекта каналирования
путем нанесения окисного покрытия. При малых углах рассеяния 0 для уг-
34
I’и с. 2.21. Профили концентрации ионов заР, имплантированных в кремний с энер-
гией 40 кэВ по оси [111]при • — Т = 400°С и о - комнатной (ЛГП = 1,2 • 10* 3 см“3).
I’ и с. 2.22. Зависимость эффекта каналирования от толщины окисного слоя для
ионов а1Р, имплантированных е энергией 300 кэВ в кремний [509]; намерения про-
водились методом вольтфарадных характеристик:
• без SiO,, о — толщина SiO2 3,9 нм; А — толщина SiO2 6,1 нм; о — толщина
8И)Я 11,9 нм; — толщина SiO2 35,'8 нм; д — толщина SiO2 70 нм (Готж = 860°С,
Nn 1 • 1012 см”9).
нового распределения справедливо выражение
Р (0.J) = [02 + а2 ]’’/2 (2 42)
1деа = 2яС№/; С=033а2/е; а — радиус Ферми; е — приведенная энергия
н рамках теории ЛШШ; d — толщина окисного слоя.
Значение полуширины кривой углового распределения обратно пропор-
ционально энергии и примерно пропорционально толщине рассеивающего
слоя. Согласно [509], для ионов фосфора с энергией 300 кэВ разориенти-
ровке 2 ° соответствует слой SiO2 толщиной 12 нм, а для ионов с энергией
100 кэВ толщина соответствующего слоя составляет лишь 4 нм. На рис.2.22
представлены экспериментальные данные но влиянию окисной пленки на
каналирование ионов фосфора с энергией 300 кэВ.
Однако полностью устранить эффект каналирования невозможно ни
имплантацией при повышенной температуре, ни разориентировкой между
осью кристалла и ионным пучком. Этого можно добиться лишь с помощью
предварительной аморфизации слоя. С другой стороны, так как при канали-
ровании максимальный пробег почти в 10 раз больше аморфного пробега,
то этот эффект можно использовать для имплантации примеси на большую
глубину. Однако согласно исследованиям Дирнли [183], для получения
воспроизводимых результатов требуется, чтобы расходимость пучка и его
разориентация относительно кристалла не превышала 0,1 °. Кроме того, ос-
таются невыясненными вопросы о влиянии способа выращивания кристал-
ла на эффект каналирования, так что в настоящее время говорить об исполь-
зовании этого эффекта для изготовления полупроводниковых приборов
пока еще преждевременно.
35
Глава 3
ПРОБЛЕМЫ ИОННОЙ ИМПЛАНТАЦИИ
В РЕАЛЬНЫХ ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ
В этой главе будут подробно рассмотрены процессы, происходящие в
реальных твердых телах во время и после ионной имплантации, причем ос-
новное внимание будет уделено полупроводникам. Поэтому будут обсуж-
даться вопросы, связанные лишь с имплантацией в монокристаллах. Имп-
лантация в аморфных или поликристаллических твердых телах рассматри-
вается лишь в тех случаях, когпа становится заметным различие в ее воз-
действии.
В процессе имплантации ионы останавливаются, занимая нерегуляоные
положения в кристаллической решетки; вследствие яперных столкновений
и каскадов соударений возникает большое количество радиационных де-
фектов и дислокаций вплоть до образования аморфных областей. С по-
мощью соответствующей термообработки необходимо стремиться к тому,
чтобы кристаллическая решетка была восстановлена и имплантированные
ионы заняли в решетке электрически активные положения.
В профилях распределения имплантированных ионов наблюдается ряд
отклонений от теоретически рассчитанного профиля (в общем случае в тео-
рии ЛШШ [442] имеет место гауссово распределение) . Причины отклонений
от теоретического распределения ионов следует различать по первичным эф-
фектам, связанным с допущениями, принимаемыми при выводе теоретичес-
ких формул, и по эффектам, возникающим в процессе или после импланта-
ции и не имеющим никакого отношения к торможению ионов. К первой
группе относят пренебрежение членами высшего порядка в теории ЛШШ
(этот случай уже обсуждался) и принятие допущения об аморфности среды
во всех теоретических рассмотрениях, хотя такие обычные полупроводники,
как германий, кремний, полупроводниковые соединения типа AnBVI,
AniBv представляют собой монокристаллы.
Ко второй группе относят такие эффекты, как термическая диффузия во
время вынужденного отжига или в процессе имплантации, радиационно-сти-
мулированная диффузия, ускоренная двффузия по междоузлиям, замедле-
ние диффузии радиационными дефектами, радиационно-стимулированная
электрическая активация примеси и, вероятно, другие пока еще не извест-
ные эффекты. Не следует пренебрегать, впрочем, и влиянием погрешностей
измерения профиля, которые могут внести дополнительный вклад в откло-
нение экспериментального профиля от теоретического. Все эти эффекты
подробно рассмотрены в гл 5, в которой приведены различные методы
исследования имплантационных слоев. В гл. 6 проводится сравнение экспе-
риментальных профилей распределения различных ионов в полупроводни-
ковых материалах с соответствующими теоретическими.
36
При изготовлении полупроводниковых приборов нельзя избежать приме-
нения маскирующих пленок, причем для лучшей пассивации более предпоч-
ц| Н'лмюй н при некоторых обстоятельствах даже необходимой может ока-
I.IU.OI имплантация через такие пленки. Возникающие в связи с этим проб-
иг мы рассмотрены в следующих разделах книги.
1.1. ни НЯНИН РАДИАЦИОННЫХ ДЕФЕКТОВ И ИХ ОТЖИГ
1’ск]я1сгаллизация нарушенных в процессе ионной имплантации слоев за-
1111MIK-1 nullтральное место в проблеме применения этого метода для введе-
нии iipiiMim’ii в полупроводники. Если не проводить отжиг, то имплантация
1ьр«»ме некоторых специальных случаев, описанных, например, в гл. 6,
|ш in 1..1) не имеет смысла, так как радиационные дефекты отрицательно
lyiiniKiT па подвижность и время жизни носителей заряда. Поэтому уже
in коре после первых экспериментов по ионному легированию полупровод-
ник он внимание исследователей было обращено также на изучение негатив-
ных явлений, вызываемых радиационными дефектами. Хотя существует
досьтподо много методов количественной оценки влияния радиационных
лефекюв. здесь прежде всего следует назвать метод обратного резерфор-
дин скот о рассеяния [174, 484] . Среди других методов следует указать ме-
оды электронного спинового резонанса, парамагнитного резонанса, элек-
। (юшюй микроскопии, инфракрасного поглощения, оптического отражения,
рамановского рассеяния, травления дислокационных линий, изменения объ-
ема за счет радиационных дефектов. Косвенным методом можно назвать
шск|рическую активацию имплантированных ненов. Обстоятельный обзор
фн шчсских методов определения концентрации радиационных дефектов и
образования аморфных слоев, выпустил Мейер с сотрудниками [9] .
Радиационные дефекты после имплантации появляются также в аморф-
ных и полнкристаллических твердых телах [215,262]. Однако их роль выл-
ить еще труднее, чем в монокристаллах, поэтому в таких случаях дается
лишь эмпирическое описание производимого воздействия. И в этом случае
для восстановления первоначальной структуры применяют отжиг. Есть це-
лый ряд примеров применения введения радиационных дефектов для мо-
дификации свойств поверхности для создания световодов в стекле и кварце
|7()0], для компенсации в .GaAs [210] или для получения слоев д-типа про-
водимости в In Sb [250], а также для изменения поверхностных свойств ме-
idJinoB. В применении к полупроводникам, одиако, за малым исключени-
ем радиационные дефекты представляют собой нежелательные побочные
эффекты ионной имплантации.
Проблеме радиационного повреждения полупроводников н других твер-
дых тел посвящено большое количество работ, например [154,189], а так-
же целый ряд международных конференций, проведенных в последние го-
ды [365]. Однако часто влияние радиационных дефектов рассматривается в
отрыве от электрических свойств, которые являются наиболее важными
характеристиками полупроводников. Иногда ионную имплантацию исполь-
зуют лишь как средство образования радиационных дефектов как объекта
исследований без учета их влияния на электрические характеристики. Ис-
* См. русский перевод/Под. ред. В.М. Гусева - М.: Мир, 1973. (Прим, ред.)
37
следованию радиационных дефектов в полупроводниках в последнее время
посвятили свои работы Вук [749], Нельсон [533,535], Кимерлинг и Пат
[409] *.
В гл. 2 был изложен ряд теорий, позволяющих произвести оценку числа
смещенных.атомов, учитывая энергию, теряемую в ядерных столкновениях.
Хотя, действительно, атомы решетки смещаются лишь благодаря рассмат-
риваемым в этих теориях упругим столкновениям, в образовании радиа-
ционных дефектов большую роль, как показали Пикро и Вук [571], могут
играть электронные столкновения вследствие влияния на отжиг зарядового
состояния дефектов. Облучение легкими нонами может привести к ре-
кристаллизации аморфных слоев [535]. Пока неясно, можно ли объяснить
этот эффект только ионизацией. Учитывая, что в гл. 2 были даны основы
теории, в дальнейшем будут рассмотрены некоторые практические аспекты
проблемы образования и отжига радиационных дефектов. Конечно, при
этом нельзя ограничиваться только описанием экспериментов. Поэтому там,
где это необходимо, будут даны н теоретические объяснения. Это в особен-
ности относится к переходу от слегка поврежденных слоев, в которых мно-
гие дефекты могут быть четко идентифицированы, например, методом
электронного спинового резонанса, к слоям, которые настолько сильно на-
рушены, что в них образовалась аморфная фаза. Такой же подход будет
применен и при рассмотрении процесса отжига имплантационных слоев, его
зависимости от температуры, кристаллографической ориентации, защитных
покрытий, а также при анализе влияния ионизации и других эффектов.
3.1.1. Образование радиационных дефектов. Для того чтобы исследовать
дефекты, избежав их преждевременного отжига, были проведены многочис-
ленные эксперименты по созданию дефектов при низких температурах и
малых до'зах облучения имплантируемых ионов. Для практических целей
имплантацию ионов проводят, однако, при комнатной или более высокой
температуре и часто при таких больших дозах, что уже становится невоз-
можным различать отдельные дефекты. В связи с эти большой смысл имеют
интегральные методы.
Простые дефекты. При низких дозах для легких по сравнению с атома-
ми мишени ионов, в основном, генерируются простые дефекты. Напри-
мер, для кремния и ему подобных элементов (Броуэр и Бизхольд [107])
Si - G7 (отрицательно заряженная дивакансия V~), Si — S1 (нейтраль-
ный комплекс вакансия — кислород, V - О) Pi — РЗ (нейтральная тетра-
вакансия), Si — SL2 (отрицательно заряженная тетравакансия). Вакан-
сии в кремнии могут иметь различный заряд: обычно они имеют двойной
отрицательный заряд в материалах и-типа проводимости н нейтральный в
материалах p-типа проводимости. Многие подобные эффекты можно об-
наружить в ряде полупроводников методами электронного спинового
* Исследованию радиационных дефектов я их влияния на электрические свойства имп-
лантационных слоев посвящено большое число работ, выполненных в СССР Павло-
вым П. В. и др. (см.: Зорин Е: И., Павлов П. В., Тетелъбаум Д. И. Ионное легирова-
ние полупроводников. - м.: Энергия, 1975), Гусевым В. М. и др. (см.:* Rad. Eff.,
1972, v. 15, р. 251; ФТП, 1973, т. 7, с. 1851; Proc. Int. Conf, on Atomic Coll, in Solids. —
Sussex, Engl., 1969, p. 162; Rad. Eff., 1975, v. 25, p. 157 и др.), Смирновым Л.С. и др.
(см.: Вопросы радиационной технологии полупроводников - М.: Наука, 1980).
(Прим, ред.)
38
Рис. 3.1. Дозовые зависимости коэффициента поглощения а на дивакансии
при X = 1,8 мкм и коэффициента преломления облученного слоя относительно необ-
цучснного (л — «)si/wSi Г,РИ = 1»2 мкм в кремнии, имплантированном ионами
различных элементов с энергией 80 кэВ:
• Sb;О — Аг; Д — Ne; □ — С;« — В ]55].
резонанса (ЭСР), электронного парамагнитного резонанса (ЭПР) и други-
ми. Прн более высоких дозах возникают сложные дефекты н аморфные
зоны, которые постепенно перекрываются и образуют в конце концов
аморфный слой. На рис. 3.1 приведены результаты проведенных Бара-
новой и др. [55] измерений дозовой зависимости показателя прелом-
ления и коэффициента поглощения дивакансий при имплантации ионов
различных элементов в кремний, свидетельствующие о том, что при боль-
ших дозах облучения концентрация дивакаисий достигает насыщения.
Дозы, при которых происходит насыщение кривых, соответствуют дозам
аморфизации облученного слоя. После формирования аморфного слоя
число образующихся дивакансий падает. Излом кривых зависимости пока-
зателя преломления от дозы указывает на начало процесса перекрытия
аморфных зон. Тяжелые ионы уже при низких дозах создают сложные
дефекты (кластеры), которые нельзя описать с помощью простой мо-
дели. Ейр Ниссе и Норрис [214,215] провели очень детальные исследования
имплантационных нарушений в Si02. Образующиеся под действием ионной
бомбардировки повреждения структуры объясняются разрывом связей
в цепочке Si - О, которые на определенной стадии отжига при 650 С
снова упорядочиваются. Дефекты структуры в SiO2 возникают не толь-
ко вследствие ядерных столкновений, но и за счет электронного торможе-
ния. Кроме того, в результате ионизации генерируются заряженные дефек-
ты [215] *.
Сложные дефекты. При высоких температурах имплантации необходи-
мы существенно большие дозы облучения для образования такого же
количества дефектов, как при комнатной температуре. Это происходит
вследствие отжига нарушений в процессе имплантации, благодаря, как
*По этому вопросу более подробную информацию см.: Карацюба А.П. Зарубежная
электронная техника, 1978, т. 18. {Прим, ред.)
39
правило,большей подвижности дефектов. Может иметь место также вза-
имодействие между дефектами и примесными атомами. Важную роль
при имплантации в кремний элементов V группы играет образование ком-
плекса с донором (F-центр) [106]. Хирата с сотрудниками [335] устано-
вили важное значение образования комплекса вакансии с двумя сосед-
ними замещенными атомами элементов V группы. Возможно также элек-
трическое взаимодействие между дефектами и атомами имплантируемых
примесей, например, между отрицательно заряженными вакансиями и по-
ложительно заряженными атомами элементов V группы. Эти эффекты
в)
г>
я
Рис. 3.2. Механизм образо-
вания дислокационных петель
по Франку-Риду [253] .Стрел-
ка указывает направление
движения.
оказывают влияние не только на концентрацию дефектов и кинетику
их отжига, но могут также влиять и на диффузионные процессы.
Дислокационные линии и петли образуются либо в результате агломе-
рации простых дефектов, либо под действием полей механических напря-
жений, возникающих и вокруг неотожженных радиационных дефектов.
Важным типом дислокаций является источник Франка — Рида [7, 253],
который представляет совокупность простых дефектов (например, ва-
кансий), встроенных в линию вдоль какого-нибудь атомного ряда крис-
талла, концы линий прочно связаны либо с примесными атомами, либо
с кластерами дефектов (рис. 3.2, а). При приложении к кристаллу ме-
ханического напряжения дослокационная линия изгибается, и при неко-
торых условиях образуется дислокационная петля (рис. 3.2, б — 3.2, г).
Под действием напряжений эта петля будет увеличиваться.
При группировке вакансий или междоузельных атомов вдоль кристал-
лографических плоскостей образуются плоскостные включения, которые
при дальнейшем накоплении дислокации иди междоузельных атомов
либо растут, либо насыщаются примесными атомами. Таким образом, плос-
костные включения и дислокационные петли способствуют геттерироваиию
атомов.
Влияние плотности ионного тока. Если имплантацию проводят при боль-
шой мощности, дозы (плотности тока), то могут проявляться два конкури-
рующих эффекта: если образец при облучении нагревается, то часть ради-
ационных дефектов отжигается уже в процессе имплантаций; измерения,
проведенные иа кремнии, показали, однако, что могут оставаться трудно
отжигаемые дефекты [158]. Если образец ие нагревается, то с повышением
мощности дозы чаще всего возрастает концентрация дефектов [220, 730,
750].
На рис. 3.3 этот случай иллюстрируется по данным Кроудера [161].
Здесь приведена зависимость числа радиационных дефектов, измеренных
методом ЭПР, от плотности тока при дозе 5 • 1015 см-5 и энергии имплан-
тируемых иоиов бора 200 кэВ.
40
1’н i. 3.3. Зависимость степени радиационного повреждения от мощности дозы для
пошю-легированного бором кремния [161]. Энергия ионов 200 кэВ. Доза
•» III15 см“2, ГО5Л = 273 К.
I’и » . 3.4. Спектры обратного рассеяния, измеренные в направлениях произвольном
и клиширования после имплантации в кремний ионов Sb с энергией 40 кэВ при раз-
личных дозах облучения при температурах:
сплошная линия — комнатной и штриховая линия — Т= — 160 °C. 1 - при облучении
('ориентированным пучком ионов гелия; 2 — облучение пучком ионов гелия, ориенти-
рованным вдоль оси < 111>; 3 — необлученный кристалл.
Степень радиационного повреждения изменяется почти в 10 раз. После-
дующие измерения этого эффекта провели Пикро и Вук [570, 571 ]. Дэ-
нис с сотрудниками [176], используя разультаты экспериментов Гюлаи
(ци гируется в [176]), а также Мюллера и Риссела [523], обнаружили силь-
ную зависимость от плотности энергии в каскадах столкновений при при-
менении многоатомных молекул. Очень тщательные исследования ионно-
легированного индием арсенида галлия провел Тинсли с сотрудниками.
Они интерпретировали свои результаты на основе модели Вука и Стейна
| /50], сделав-вывод о том, что в GaAs отжиг начинается уже при комнат-
ной температуре.
Аморфные слои. При больших дозах облучения, зависящих от массы
имплантируемых ионов и температуры в процессе имплантации, происхо-
ди г формирование аморфных слоев. В разделе 2.2 уже обсуждалась мо-
дель Морехеда и Кроудера [514]. Критерии оценки степени радиационно-
ю повреждение монокристаллов зависят от метода измерения. В зависи-
мости от выбора способа измерения получают несколько различающиеся
(качения дозы аморфизации. Эту проблему рассматривает Мюллер [517]..
В большинстве случаев в качестве критерия образования в монокристал-
лах аморфного слоя принимают преобразование спектров обратного -рас-
сеяния для каналированного пучка частиц (см. также раздел 8 гл. 5) в
спектр для неориентированного пучка частиц или для кремния - появ-
ление очень резко выраженной стадии отжига на кривой изохронного
О1жига концентрации электрически активных атомов при температуре,
близкой к 600° С. На рис. 3.4 в качестве примера представлены спектры
41
Таблица 3.1
Дозы, необходимые дли образования аморфного слоя при имплантации некото-
рых элементов в кремний. GaAs и GaP при комнатной температуре
Полупро- водник Элемент Массовое число ОСНОВНОГО изотопа Доза, см'2 Литературный источник
Si В 11 8-Ю16 [513]
N 14 2-10’5 [187]
Ne 20 10’4 [487д]
Al 27 » 5 • 1014 [’1 .
Р 31 6 • 10’4 [513]
Ar 40 4 ,1014 [187|
Ga 70 2 • 1014 [513]
As 75 2 -I014 [513|
Ki 84 2-Ю’4 [187|
Sb 122 1014 [9|
In 204 1014 [9[
И 204 5•101Э [9]
Bi 209 51013 [9]
GaAs C 12 10” [316]
Si 28 2-10** [316|
Zn 64 3 ю” [7671
Cd 114 3 10” [767]
GaP Те 130 10” [325]
обратного рассеяния, которые свидетельствуют о влиянии дозы импланти-
руемых иоиов на степень радиационных нарушений.
Структура аморфных слоев окончательно еще не ясна, однако по край-
ней мере при низких температурах (меиее 125 К) образование аморфных
слоев ие связано с массой имплантированных ионов, если в ядерных стол-
кновениях передается одинаковая доля энергии [749]. На рис. 2.15 уже
приводилась зависимость значений дозы аморфизации для разных иоиов,
имплантируемых в кремний, -от температуры имплантации. В табл. 3.1
приведены значения доз, необходимых для образования аморфного слоя
при комнатной температуре в кремнии, GaAs и GaP при бомбардировке
их различными ионами. При высокой температуре имплантации (T^n
600° С для кремния, То6п 450° С для GaAs) аморфные слои ие образу-
ются, однако при некоторых условиях возникают дефекты, отрицательно
влияющие на электрические свойства [158].Как видно из табл. 3.1. с
увеличением массы бомбардирующих ионов доза аморфизации уменьша-
ется. При больших плотностях тока имплантируемых иоиов образцы могут
довольно сильно нагреваться, что в свою очередь приводит к увеличению
дозы аморфизации- Характерным признаком образования аморфного
слоя является изменение окраски полупроводника. В то время как крем-
ний и GaAs становятся светлее (молочная окраска), оранжевый GaP черне-
ет. Очень легко обнаружить аморфную область, если подышать на холод-
ный образец или поместить его во влажную атмосферу, так как в этом
42
случае пары воды конденсируются иа облученной' поверхности образца
>гог метод также позволяет отличить имплантированную область от ие-
имилантированной и даже позволяет оценить степень однородности са-
мой имплантации. Однако требования, предъявляемые к чистоте образ-
ца, позволяют рекомендовать его к применению лишь в исключительных
случаях.
3.1.2. Изменение свойств материалов. Вследствие генерации более или
менее сложных дефектов радиационные повреждения оказывают совер-
шенно конкретное воздействие на различные свойства материалов. Это
влияние может быть полезным, почти незаметным или очень вредным.
В случае полупроводников оно почти всегда является вредным, так как
радиационные дефекты очень сильно уменьшают подвижность и время
жизни неосновных носителей заряда. Лишь в некоторых исключитель-
ных случаях эти дефекты оказывают желательное воздействие, например,
при компенсации GaAs и «-легировании IhSb и некоторых халькогенидов
свинца (см. гл. 6 и 7). Применительно к иеполупроводникам радиационные
дефекты иногда могут быть полезными, например, при поверхностном
упрочнении металлов, изготовлении световодов в стекле и кварце путем
изменения показателя преломления. В этом разделе мы остановимся лишь
на самых важных эффектах, обусловленных воздействием радиационных
дефектов при имплантации нонов в полупроводниковые материалы.
Электрические свойства. Радиационные дефекты оказывают очень боль-
шое влияние на электрические свойства полупроводников. Даже очень
небольшие дозы имплантации заметно снижают время жизни неосновных
носителей заряда. Например, имплантация ионов бора с энергией 100 кэВ
н кремний при дозе 1012 см-2 уменьшает время жизни неосновных носи-
1слей заряда до значения ниже 10~9 с [409]. Сильное влияние, но ие в таком
масштабе оказывают радиационные дефекты и иа подвижность носите-
лей заряда. После имплантации большой дозы ионов (в зависимости от
массы — от 1013 до 1014 см”2 ) подвижность носителей заряда в кремнии
и GaAs опускается ниже 1 см2/В • с. Концентрация носителей заряда после
имплантации в большинстве случаев очень мала, так как ионы частично
захватываются дефектами и поэтому становятся электрически не актив-
ными. Исключение составляют InSb и некоторые халькогениды, в которых
под действием радиационных дефектов возникает проводимость «-типа
и подвижность носителей заряда остается достаточно высокой [250, 249].
Подробнее эти вопросы будут рассмотрены в гл. 6 и 7. В некоторых полу-
проводниках, состоящих из элементов Ш - V групп, например GaAs,
GaP и Gai_xAlxAs, радиационные дефекты оказывают компенсирующее
действие, т.е. проводимость и подвижность носителей заряда резко сни-
жаются [210,238]. Удельное сопротивление постигает значения 10б —
10у Ом см. Помимо этих двух только что рассмотренных эффектов (по-
лучение проводимости к-типа и компенсация некоторых полупроводни-
ков) в остальном радиационные дефекты оказывают отрицательное влия-
ние на электрические характеристики полупроводников, так что после
ионной имплантации необходимо обязательно проводить отжиг радиаци-
онных дефектов.
Физические свойства. Под действием радиационных дефектов показа-
тель преломления и, следовательно, отражательная способность полупро-
43
Рис. 3-5. Распределение радиационных дефектов в кремнии по глубине, полученное
путем измерений коэффициента отражения при последовательном снятии слоев. Им-
плантация ионов мышьяка с энергией 400 кэВ, при дозах от 10* 3 до 2 10'4 см"2
[790]. ,
водников и изоляторов, в которые были имплантированы ионы, изме-
няются. Показатель преломления увеличивается с повышением плотности
радиационных дефектов (в том случае, если не играют роли химические
реакции), и свет может распространяться дальше в имплантированной
полосе (световод). Этот эффект используется для получения световодов
в GaAs [279], в кварие [700], а также в ряде электронно-оптических
приборов. Его можно также применять для измерительных целей в ма-
териалах, в которых этот эффект нежелателен. Путем измерения коэффи-
циента отражения в сочетании с последовательным стравливанием слоев
можно, например, определить в кремнии профили распределения ради-
ационных дефектов [790] *. На рис. 3.5 в качестве примера приведены
результаты таких измерений, проведенных в кремнии после импланта-
ции в него ионов мышьяка с энергией 400 кэВ при различных дозах об-
лучения [790].
Изменение объема. Имплантация при больших дозах, приводящих к об-
разованию аморфных слоев, почти всегда вызывает изменение объема,
особенно в монокристаллических полупроводниках. В общем случае на-
блюдается увеличение объема (например, кремния), но возможно и умень-
шение объема, т.е. возрастание плотности (например, GaAs [261 ]). По
изменению объема можно судить об образовании аморфных слоев [212,
720]. Возникающие при этом напряжения могут быть настолько велики,
что подложка прогибается [489]. Особенно это относится к тонким об-
разцам, исследуемым в электронном микроскопе. В пассивирующих плен-
ках, используемых для защиты чувствительных полупроводников (см.
раздел 3 этой главы), этот эффект может затруднять адгезию. При сверх-
высоких дозах имплантируемых ионов (более 1017 см-2) он может при-
вести к образованию пузырей и отрыву поверхностного слоя (поры, блис-
теринг).**
Некоторые другие свойства материалов. Наряду с уже рассмотренными
свойствами материалов, изменяющимися под действием радиационных
*См также: Баранова Е.К., Гусев ВМ., Стрельцов Л.С. ФТП, 1973, т. 7, с. 1851.
(Прим. ред.)
** Имеется в виду блистерообразование при имплангации ионов нерастворимых в
материале газов (инертные газы, водород). (Прим. ред.)
44
дефектов, имеется целый ряд эффектов, возникающих как следствие
имплантации иоиов. Это, например, создание пассивирующего слоя, за-
щищающего от окисления (металлы), повышение или понижение крити-
ческой температуры у сверхпроводников, изменение упругих характерис-
тик и поверхностной микротвердости твердых тел. Представляет интерес
применительно к полупроводникам захват на дефектных центрах в SiO2
подвижных ионов натрия, чрезвычайно вредно влияющих на электрические
свойства (МОП-транзисторы) [260], а также повышение скорости трав-
ления SiO2 [511].
3.1.3. Рекристаллизация радиационных повреждений. С помощью со-
ответствующей термообработки почти всегда можно либо уменьшить
количество радиационных дефектов в монокристалле, либо существенно
ослабить их отрицательное воздействие. Однако в некоторых случаях, на-
пример в полупроводниках типа GaP [670], возникает стабильная фаза,
которую уже нельзя устранить с помощью отжига. И в аморфных твер-
дых телах с помощью отжига можно устранить нежелательные побочные
аффекты. Учитывая сложность такого рода проблем и их незначительную
роль в разработке полупроводниковых приборов, в дальнейшем будем
рассматривать только монокристаллы. Наличие полного отжига радиа-
ционных дефектов установить нелегко. Полупроводник, имеющий срав-
нительно большое количество дислокаций, может обладать такими же
электрическими характеристиками, что и неповрежденный монокристалл.
Это в первую очередь касается концентрации носителей заряда и их под-
вижности; гораздо более чувствительным к дефектам параметром явля-
ется время жизни неосновных носителей заряда. В настоящем разделе
будут представлены преимущественно экспериментальные данные без
детального их анализа.
Температурная зависимость. Простые дефекты отжигаются при низких
температурах: в кремнии — вакансии при 70 К или 150 К (V- или V0
соответственно); комплексы вакансия — элемент V группы — при 400-
500 К, и комплексы вакансия — элемент III группы — примерно при
500 К. Дивакансии, по всей видимости, стабильны цо 550 К и поэтому
составляют большую часть возникающих после ионной имплантации прос-
тых дефектов. При температуре около 200—300 К скопления вакансий
превращается в дислокационные линии. Рекристаллизация сильно радиаци-
онно нарушенного или аморфного слоя начинается в общем случае с не-
поврежденного монокристалла. На рис. 3.6 представлены результаты из-
мерений обратного резерфордовского рассеяния для двух образцов крем-
ния, имплантированных различными дозами ионов. Имплантацию про-
водили при 77 К. При меньшей дозе облучения образование аморфного
слоя не имеет места, и все дефекты отжигались уже после отжига при
600 °C. При большей дозе облучения наблюдается формирование аморфно-
го слоя. С повышением температуры отжига прежде всего сужается
аморфная область — происходит так называемая эпитаксиальная рекрис-
таллизация, начинающаяся от монокристаллической подложки - умень-
шается и высота аморфного распределения. При дальнейшем росте тем-
пературы спектры обратного рассеяния имеют такой же вид, как и спектры
неповрежденного кристалла. Необходимые для этого температуры от-
жига кремния составляют от 600 °C до 1000 °C. Такие же температуры
45
Рис. 3.6. Рекристаллизация аморфных слоев, начинающаяся от неповрежденной
подложки, после имплантации в кремний ионов BF2 с энергией 150 кэВ [10]-
1 -Т = ткомн; 2 -450 °C, 3- 550 ° С, 4 -600° С, 5 -650° С.
необходимы для рекристаллизации напыленного слоя. Переход от аморфно-
го к ' монокристаллическому слою ие резкий, а включает в себя область
с высокой плотностью дислокации. Поэтому в процессе эпитаксиальной
рекристаллизации Дефекты могут попадать из этой области с большой
плотностью радиационных повреждений в рекристаллизованную область,
а также в неповрежденную часть кристалла.
Если имплантацию проводить ионами высокой энергии (порядка нес-
кольких МэВ), то радиационные дефекты образуются изолированно внут-
ри полупроводника, в то время как поверхность остается неповрежден-
ной. Это объясняется малой ролью ядерного торможения при высоких
энергиях. Только в конце пробега, когда энергия падающих частиц умень-
шается (за счет электронного торможения), внутри полупроводника про-
исходят многочисленные ядерные столкновения, приводящие к образова-
нию радиационных дефектов. Во время отжига эпитаксиальная рекристал-
лизация начинается от неповрежденной поверхности н от неповрежденной
подложки. Этот процесс носит некоррелированный характер и поэтому
ие приводит к полной рекристаллизации кристалла. Более обоснованные
предположения можно высказать в том случае, если аморфный слой про-
стирается до поверхности. Тогда рекристаллизация может начаться на
монокристаллической подложке (рис. 3.6) и продолжаться в сторону по-
верхности. Если имплантацию проводить при дозе, которая ие приводит
к образованию аморфной области, а характеризуется генерацией боль-
шого числа дефектов н кластеров радиационных дефектов, то при некото-
рых обстоятельствах для рекристаллизации могут потребоваться гораздо
более высокие энергетические затраты, чем при рекристаллизации совер-
шенно неупорядоченного, аморфного материала, и поэтому полисе вос-
становление кристаллической решетки возможно только при более вы-
соких температурах. С другой стороны, при очень низких дозах имплан-
тации воздействие радиационных дефектов пренебрежимо мало по сравне-
нию с химическим действием легирующей примеси (концентрация носи-
телей заряда, поднижность) или его можно легко устранить низкотемпера-
турным отжигом (для кремния 400—500 °C).
46
Дислокационные линии и петли, образующиеся из простых дефектов
или вследствие отжига сложных дефектов, полностью отжигаются только
при очень высоких температурах (для кремния выше 1000 °C); поэтому
они представляют особенный интерес.
Упрощенное представление, изложенное в этом разделе, ие всегда при-
менимо. Чаще всего оно достаточно хорошо подходит для элементарных
полупроводников, таких как кремний и германий, а для полупроводни-
ковых соединений, например типа А1,1 Bv, оно ие подходит частично или
полностью. Причина этого заключается, в основном, в том, что в полупро-
водниковых соединениях необходимо обеспечить попадание в узлы
решетки не одной компоненты, а двух или даже более в сложных
соединениях.
Но даже и для кремния эти простые представления справедливы лишь
до тех пор, пока не используются такие чувствительные методы изме-
рений, как измерение токов утечки через p-w-переход, времени жиз-
ни неосновных носителей заряда, травление дислокаций. Поэтому в сле-
дующих разделах будут рассмотрены примеры без попытки создания
общей схемы кинетики отжига радиационно-поврежденных слоев.
Влияние имплантированных ионов. Имплантированные иоиы также
могут оказывать сильное влияние на процесс рекристаллизации. Это
ие удивительно, если учесть, что бомбардировка относительно большими
дозами ионов приводит к образованию сильно нарушенных аморфных
областей в кристаллах. Влияние ионов обусловлено прежде всего следу-
ющим:
а) сегрегацией по границам, что может привести к неравномерному
росту кристалла;
б) осаждением и образованием новых фаз (химические соединения);
в) атомным радиусом.
Эти условия, и в особенности последнее, важны не только для рекри-
сталлизации поврежденных кристаллических решеток, ио и для введе-
ния имплантированных ионов в узлы решетки, что имеет особо важное
значение в ионной технологии полупроводниковых приборов. Ярким
примером зависимости отжига от сорта ионов является так называемый
обратный отжиг при имплантации средних доз ионов бора в кремний,
рассмотренный в разделе 2 главы, где обсуждаются вопросы электри-
ческой активации имплантированных ионов. При очень больших дозах
имплантируемых ионов превышение предела растворимости или образо-
вание химических соединений может при определенных условиях пол-
ностью воспрепятствовать отжигу радиационных дефектов. При боль-
шой дозе облучения кремния ионами азота образующийся слой нитрида
кремния Si3N4 остается аморфным, в то время как при низкой дозе ионов
азота последние внедряются как доноры в узлы решетки [797], струк-
тура которой полностью рекристаллизуется.
Метод электронного спинового резонанса позволяет выяснить при-
роду многочисленных сложных дефектов и исследовать кинетику их от-
жига. На рис. 3.7 суммированы экспериментальные данные, полученные
Вуком [749]. Образование дефектов и их отжиг при относительно низ-
ких температурах наблюдается только после имплантации при малых
дозах. Для слоев, переведенных в процессе имплантации в аморфное состо-
47
?0 30 1/7\1O*H
Рис. 3.7. Характерное время отжига на 50%
различных дефектов в кремнии в зависимости
от обратной температуры. Данные по отжигу
^-центра взяты у Хираты [335], по реорнента-
ции у Элкина и Воткинса [224]. Результаты
для дивакансий получены Ченгом с сотруд-
никами [134], для вакансий - Воткинсом
[760] (по Вуку [749[>.
Й7
Рнс. 3.8. Спектры ионов гелия, обратно рас-
сеянных на ориентированных по осям <100>
(верхняя часть рисунка) и <111> (нижняя
часть рисунка) монокристалла кремния после
имплантации ионов кремния с энергией 50 и
250 „кэВ дозой 8 10’5 см“2 прн температуре
77 К. Предварительный отжиг прн 400°C в те-
чение 60 м и термообработка прн 550° С в те-
чение разных промежутков времени [165].
яние, отжиг характеризуется рекристаллизацией слоя, а не отжигом или
реориентациен отдельных дефектов.
До последнего времени не проводились систематические исследования
зависимости отжига радиационно-поврежденных слоев и, соответственно,
внедрения имплантированных- иоиов в узлы решетки от радиуса иона.
Однако, .вероятно, можно считать, что в процессе рекристаллизации ионы
с атомным радиусом, близким к атомному радиусу материала решетки,
внедряются в кристаллическую решетку без подведения дополнительной
энергии.
48
Рис. 3.9. Энергетические спектры:
X — ориентированного по ( 100 > ; • —
ориентированного по ( 111 > и о — неориенти-
рованного пучков ионов гелия с энергией
2 МэВ, обратно рассеянных от ионнолеги-
рованных бором (ЮО кэВ, 5 - 10ls см-2) об
разцов кремния. Имплантация произведена
при Т = 77 К, отжиг образцов после имплан-
тации при Т = 95о° С в течение 1 часа. А —
нсотожжеяный образец, штрих-пунктирная
линия — необлученный кристалл [ 164J.
Зависимость от ориентации. В послед-
нее время установлено,что рекристаллиза-
ция может также зависеть от ориентации
решетки [163, 165,516]. На рис. 3.8 срав-
ниваются характеристики отжига ионно-
легированного кремния, ориентирован-
ного по направлениям <100>и
Для того чтобы исключить зависимость
от сорта ионов, в кремний имплантиро-
вали ионы кремния. Измерения про-
веденные методом обратного рассеяния, отчетливо показали более
высокую скорость рекристаллизации слоев, ориентированных в на-
правлении <100>, по сравнению с <111>- В последнем случае, кро-
ме того, в процессе отжига иа кривой распределения дефектов, на
границе между неповрежденным материалом и прежним аморфным
слоем появляется второй максимум. -Скорость роста в процессе
рекристаллизации при 550 °C в направлении < 100 > составляет
8 нм/мин, а в направлении <111> она едва достигает значения 2,5 нм/мин,
энергия активации процесса в обоих случаях равна 2,3 + 0,1 эВ. Другой
пример отжига при 950 °C, проведенного после имплантации бора, пока-
зан на рю. 3.9 [164]. Хотя здесь в распределении дефектов отсутствует
максимум, тем не меиее хорошо видно, что в направлении <111>. кристал-
лические свойства гораздо хуже. Этот эффект можно было бы объяснить
несколько неправильной ориентацией рекристаллизованных слоев от-
носительно подложки. Точная причина этого явления пока не ясна, хотя
известно, что при эпитаксии у полупроводников наблюдали, разный харак-
тер поведения наращиваемого слоя. Для других полупроводников подоб-
ного рода эксперименты еще не известны, ио можно предположить, что
подобные эффекты будут иметь место.
Кроме того, в Ориентированном по направлению <111> кремнии об-
наружена сильная зависимость процесса отжига от предварительной термо-
обработки. Если .ионно-легированные мышьяком образцы отжигать сту-
пенями в определенном интервале температур, постепенно повышая тем-
пературу при каждой последующей термообработке, то концентрация
дефектов постоянно уменьшается. Если, однако, образцы отжигать сразу
в диапазоне температур от §50 °C до 950 °C, то наблюдается высокая
концентрация дефектов [164]. Предварительный же отжиг при 550 С
позволяет Полностью избежать высокой концентрации радиационных
дефектов. На рис. 3.10 все эти три случая проиллюстрированы- иа при-
мере имплантации иоиов мышьяка.
Рис: ЗЛО. Энергетические спектры ори-
ентированного и неориентированного пуч-
ков ионов гелия обратно рассеянных,
на ионно-легированном мышьяком при
77 К кремнии (200 кэВ, 5 • 10'4 см"2),
ориентированном по оси <111). Образцы
отжигались в один прием (с), ступенями
через-100 ° С (б) или проводился предва-
рительный отжиг при 550°C (в) в атмос-
фере азота (164]:
1 — неориентированный пучок; 2 —
неотоэкженный образец; 3 — необлучен-
ный кристалл..
Влияние защитной пленки. В полупроводниковой технологии часто
проводят диффузию в окислительной атмосфере после предварительного
нанесения покрытия. Этот метод зачастую применяют для имплантаци-
онных слоев с тем, чтобы одновременно с отжигом получать маскирую-
щую пленку, требующуюся на следующей технологической стадии. Экспе-
рименты по отжигу ионно-легированных фосфором слоев в окислитель-
ной и инертной атмосферах показали, что в первом случае дислокаци-
онные пинии, исходящие из аморфного поверхностного слоя, в процес-
се отжига распространяются глубоко (до одного микрона) в полупровод-
ник. Если же отжиг проводить в йнертной среде, то дислокации проникают
50
Рис. 3.11. Дислокации в кремнии, облученном ионами бора с энергией 30 кэВ при
дозе 1.2-10“ см-'4, после отжига во влажном (15 мин) и сухом азоте (30 мин) при
1140 ° С. Образец был протравлен в течение 15 с в растворе Сиртпя. Верхняя половина
образца была защищена маской от пучка ионов (579].
Рис. 3.12. Интегральная схема, ионно-легированная бором, как и схема на рнс. 3.11,
но вначале отожженная в инертной атмосфере (15 мин в N,, 15 мин во влажном азоте,
15 мин в N2). После травления раствором Сиртля дислокации не проявились [579].
в кристалл на глубину менее 100 им. Следует отметить, что влияние этого
эффекта на параметры транзистора (эти исследования проводились в
процессе разработки высокочастотных транзисторов) не было обнару-
жено. Пруссин и Ферн [579-, 580] провели подобные исследования на полу-
проводниковых структурах, имплантированных ионами бора, которые
отжигались в окислительной и инертной средах. Плотность дислокаций
определяли после травления в электронном микроскопе. Типичная микро-
фотография кремния после имплантации в него ионов бора с энергией
100 кэВ (доза 1,2 • 1015 см“2) и последующего отжига в окислительной
атмосфере показана на рис. 3.11. Верхняя часть образца была полностью
защищена маской от ионного пучка. Отчетливо видны протравленные
многочисленные дислокации, резко ухудшающие электрические характе-
ристики р —«-перехода. Иная картина получается в том случае, если об-
разцы сначала отжечь в инертной среде. Соответствующий пример пред-
ставлен на рис. 3.12. Никаких дислокаций больше не наблюдается. Оба
эти примера ясно показывают, что для кремния предварительный отжиг
в инертной среде, проведенный перед отжигом в окислительной среде
или последующей днффуьией, существенно повышает качество кристал-
ла. Причиной появления этого эффекта может быть то, что напряжения^,
возникающие во время рекристаллизации поврежденного слоя, вслед-
ствие наличия окисной пленки могут сниматься только путем образова-
ния дислокаций. Визуально выявить дислокации можно с помощью трав-
ления в растворе следующего состава: 120 см3 HF, 100 см3 Н2О, 50 г
Сг2 03, длительность травления 15—30 с [689].
Дефекты в отожженных слоях. Выше уже было отмечено, что после
отжига имплантированных слоев, в том числе ко/*да речь идет и об эпи-
таксиальной рекристаллизации, многочисленные дефекты остаются или
образуются в процессе отжига. При этом имеются в виду различного рода
дислокации н дефекты упаковки. Такие обычные способы обнаружения
5?
радиационных дефектов, как методы обратного рассеяния и электронного
спинового резонанса, совершенно не годятся для выявления дефектов
в отожженных слоях. В первом случае из-за слишком низкой концентра-
ции дефектов, во втором — из-за насыщения спинов после высокотемпера-
турного отжига. Дислокации в полупроводниковых приборах проявляются
в увеличении обратного тока, снижении пробивного напряжения, особенно
сильное влияние они оказывают иа время жизни неосновных носителей
заряда. Если технологическим процессом предусмотрены такие операции,
как, например, диффузия или эпитаксия, то дислокации недопустимы.
Молине и др. провели детальные исследования роста эпитаксиальных
•слоев на кремнии, в который были имплантированы ноны мышьяка [508] .
При дозах ионов менее 1014 см-2 после 20-минутного отжига при 1000 °C
получаются очень хорошее эпитаксиальные слои. В таком диапазоне доз-
облучения при комнатной температуре имплантация не ведет к образо-
ванию аморфного слоя. При больших дозах (до 1016 см-2) хорошие эпи-
таксиальные слои получали лишь в том случае, если имплантацию ионов
проводили при температуре 500 600 °C и образование аморфного слоя
исключалось. Если имплантировали ноны при комнатной температуре,
то отжиг необходимо было проводить в окислительной среде, чтобы окис-
лить поврежденный слой, а затем перед эпитаксией стравить его в соля-
ной кислоте. В Первом случае толщина стравленного слоя кремния сос-
тавила 0,15 мкм, а во втором — как минимум 0,2 мкм. Эти результаты
в какой-то степени противоречат приведенным ранее экспериментальным
данным. Отсюда видно, что процесс отжига нужно рассматривать конкрет-
но для каждого сорта ионов. Однако и для ионов мышьяка предпочтите-
лен предварительный отжиг в инертной среде с последующим окислением,
так как это позволяет в конце концов нанести хороший эпитаксиальный
слой и одновременно избежать возможных вредных эффектов, возника-
ющих при высокой концентрации мышьяка (см. раздел 3.8.3). Другие
примеры даны для соответствующих ионов в гл. 6.
Наращивание эпитаксиальных слоев на сильно поврежденные полу-
проводники в некоторых исключительных случаях может привести к об-
разованию поликристаллических слоев,. В настоящее время ведутся ис-
следования иа пути использования этого эффекта для получения поли-
кристаллических слоев на имплантированных 'аморфных областях. Это
открывает возможность применения селективных поликристаллических
областей для изоляции интегральных схем или использования высокого
коэффициента диффузии в поликристаллических слоях, например, для про-
ведения диффузии с целью создания субколлектора одновременно с эмит-
тером в интегральных схемах. Естественно, аморфная область не должна
быть рекристаллизована в процессе эпитаксии. Поэтому для имплантации
следует использовать только такие ионы, которые при температуре, не-
обходимой для эпитаксии, постоянно генерируют радиационные дефекты.
Наиболее подходящими с этой точки зрения представляются, например,
ионы аргона и, возможно, ионы кремния.
52
3.2. ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ АКТИВАЦИЯ ИМПЛАНТИРОВАННЫХ ИОНОВ
Наряду с рекристаллизацией решетки отжиг должен способствовать
электрической активации имплантированных ионов. Этот процесс мо-
жет проходить одновременно с рекристаллизацией, если радиус иона
примесного атома очень близок к радиусу атома решетки основного
материала, или требуется дополнительная энергия, как это имеет место
при имплантации в GaAs. В этом случае измерения обратного рассеяния,
проведенные после отжига при 500 °C, уже не обнаруживают никаких
радиационных дефектов, однако для электрической активации имплан-
тированных ионов необходима в общем случае температура выше, чем
700 °.С.
Для электрической активации имплантированных иоиов, т.е. их внед-
рения в узлы решетки, нет каких-то общих правил. Обычно проводят
экспериментальные исследования желаемой комбинации ион — подлож-
ка с целью установления точной температурной зависимости активации.
В самом общем смысле справедливо утверждение о том, что после доста-
точно длительного отжига при 900 °C все ионы в кремнии, способные
активироваться, уже активированы, однако поведение этих же ионов
при низких температурах может быть совершенно другим.
Важным параметром процесса термообработки, необходимого для
активации или рекристаллизации, наряду с температурой, является вре-
мя. На этот параметр необходимо обязательно обращать внимание при
сравнении экспериментальных данных, полученных в разных лаборато-
риях. Обычно время отжига составляет от 10 до 30 мин. В основном оно
зависит от условий эксперимента, а нижнее его значение ограничено време-
нем нагрева образца. Поскольку электрическая активация представляет
собой термодинамический процесс, в известных пределах можно прово-
дить вместо изохронного отжига изотермический отжиг. На практике,
одиако, исходя из результатов основополагающих исследований — вы-
бирают в качестве параметра температуру, что позволяет обходиться ука-
занными выше промежутками времени. Более длительное время отжига
используют в тех случаях, когда наряду с активацией ионов предусматри-
вается проведение диффузии. Исследования электрической активации
обычно проводят с помощью измерений • эффекта Холла и слоевых сопро-
тивлений или, проще, посредством четырехзондового метода (см. гл. 5).
Таким путем получают информацию об эффективной концентрации но-
сителей заряда в слое К^>3ф и об эффективной подвижности эф или
слоевом сопротивлении ps. Другие важные характеристики полупровод-
ника, такие как время жизни носителей, чаще всего ие измеряют, а их
влияние устанавливают косвенным путем в пропессе исследований по-
лупроводникового прибора. Процесс отжига имплантированных слоев в
большинстве случаев сильно зависит от дозы имплантации. С ростом до-
зы, а следовательно, с увеличением концентрации радиационных дефек-
тов часто необходимо повышать температуру отжига для того,чтобы до-
биться определенной степени электрической активности. Однако при очень
больших дозах, когда кристалл становится аморфным (подробнее о
зависимости дозы аморфизации от дозы, мощности дозы и температур-
ной зависимости дозы аморфизации см., например, у Мюллера [517]),
достаточна сравнительно низкая температура (для кремния 500-650 °C),
53
Рис. 3.13. Изохронный отжиг ионно-легированного бо-
ром слоя [762е] :
о - Л'а = 3,9-10lfl см"2, • - 3,9 > 101 а см"2, А -
3,9 • 10*2 см" 2. Длительность “отжига 30 мин.
от дозы становятся
чтобы достигнуть почти полной электрической акти-
вации. Это объясняется тем, что ионы в аморф-
ной области, которая рекристаллизуется в диапа-
зоне температур 500—650 °C, в процессе квази-
эпитаксиального наращивания внедряются в ре-
шетку без особенных дополнительных затрат
энергии, необходимых при наличии разницы ради-
усов имплантируемого иона примеси и атома
материала решетки. Только при температурах
900—1000 °C (в кремнии) все ионы независимо
электрически активными; пока еще ие превзойден
предел растворимости. Если рассматривать профиль распределения внед-
ряемой примеси, начиная от поверхности полупроводника вгубь, то при
дозе облучения, равной дозе аморфизации, или после предварительной
имплантации, приводящей к аморфизации, он проходил через все указан-
ные выше ’’области доз”. Результаты соответствующих исследований
позволяют предположить, что при этом имеют место различные механизмы
активации с различными энергиями активации этих процессов.
Во время отжига могут появиться различный эффекты. Наряду с
простым, зависящим от температуры внедрением имплантированных
ионов с определенной энергией активации могут образовываться как
промежуточные (или конечные) стадия комплексы самой различной фо-
рмы.
3.2.1. Изохронный отжиг. В качестве примера сложного поведения
отжига выберем имплантацию иоиов бора в кремний (рис. 3.13) При
малых дозах наблюдается медленный рост электрической активности
внедренных атомов с увеличением температуры. Начиная примерно с дозы
3 1013 см-2, на кривых изохронного отжига поверхностной концентрации
появляется участок отрицательного отжига поверхностной концентрации
носителей заряда. Бламирес [81] объяснила это Явление образованием
молекулярных иоиов бора. При высокой температуре эти молекулярные
ионы диссоциируют и по оцииочке внедряются в узлы кристаллической
решетки *. Если имплантацию проводят в аморфный слой или при такой
большой дозе, что возникает аморфный слой (для бора это практически
осуществимо лишь прн низкой температуре), то при температуре отжи-
га около 600 °C на кривых отжига появляется резкая ступенька, которую
обычно объясняют рекристаллизацией кристаллической решетки- Часто,
однако, при увеличении температуры наблюдается непрерывное повышение
концентрации электрически активных атомов.
* Более подробные данные по отрицательному отжигу приведены в переводе ра-
боты Гиббонса в Proc, of the IEEE, 1972, v . 9, p. 53, Pt. 11, Юдин В.В. Обзоры по
электронной технике. Сер. 2: Полупроводниковые приборы, вып. 2. — М.: 1976,
с. 356. {Прим, ред.)
54
Для применений в технологии полупроводниковых приборов наиболь-
ший интерес представляет вопрос о максимально достижимой концентра-
ции электрически активных атомов при определенной температуре, зна-
чение которой часто задается другими технологическими операциями
(МОП-процесс). Соответствующие эксперименты описаны в гл. 6.
В принципе можно описать процесс отжига имплантированных иоиов
с помощью уравнении кинетических реакции. И хотя они еще ие дают
полной физической интерпретации, все же существенно могут ее облег-
чить. Удивительно, но до настоящего времени опубликовано очень мало
такого рода работ [53, 78, 118, 371, 652] *. Большинство исследований
электрической активации имплантированных иоиов содержат лишь фено-
менологические результаты.
Уравнение реакции и-го порядка, если пренебречь обратной реакци-
ей, имеет вид
^ = -КС:". (3-1)
dt ’
где С — концентрация материала, который йзменяет свое состояние, а К -
постоянная скорости реакции. В общем случае со многими реагирующими
компонентами, например с двумя, получаем уравнение вида
dC.
—L=-KC’jC’X, (3.2)
dt
причем в этом случае порядок реакции равен к + Д2, a Q* — концентрация
/-йиЛ-й компонент соответственно.
Постоянная скорости К ие зависит от концентрации компонент реак-
ции - Для нее справедлива формула Аррениуса
Х = Х<,ехр [ (3.3)
где Ко — значение К при Т -> Еа — энергия активации процесса. Пос-
кольку прямым путем можно измерить не концентрацию С реагирующих
частиц, а лишь продукт реакции, т.е. концентрацию электрически актив-
ных иоиов Nsв узлах решетки, необходимо преобразовать уравнение
(3.1). Зависимость концентрации от времени реакции t и температуры
отжига Т имеет вид
Ns(t. Т) =NS(P, О + С(0,0) - C(l. Т),
Л’х.тах -ЛЪ(0.0) + С(0,0), (3.4)
где Ns(Pt 0) — доля электрически активных ионов без отжига; С(0,0) —
доля неактивных ионов в отсутствие термообработки.
Интегрируя уравнение (3.1) по времени отжига t и используя уравнение
(3.4), получают для процесса первого порядка выражение
In Р''*” = (3.5)
max -ЛЪ(7) J
* Одна из наиболее ранних работ по этому вопросу: Гусев В.М., Титов В.В. ~ ФТП,
1969, т. 3, с. 3. (Прим. ред.)
55
Рис. 3.14. Кривые Аррениуса, полученные для случая изохронного отжига ионно-
легированных фосфором слоев кремния, (Е = 20 кэВ; Ao - 3,13 - 10'4 см“2), дли-
тельность отжига 120 мин [78]. Наблюдаются три разных механизма активации с
тремя значениями энергии активаций.
о — Еа = 0,77 эВ; • - Еа -= 0,77 эВ; X - Еа = 1,50 эВ.
Рис. 3.15. Кривые изохронного отжига слоевого сопротивления ионно-легированных
фосфором слоев кремния (Е = 20 k3B,7Vd = 3,13 • 10*4 см~2) [78]:
I - кривая отжига 1 порядка (Еа = 0,77 эВ) 950 К, 600 К; 2 — кривая отжига
2 порядка (Еа = 1,57 эВ) 1100 К, 775 К; 3 — кривая отжига 1 порядка (Ej = 0,77 эВ)
1300 К, 850 К; 4 — суммарная кривая.
Чаще всего №(0) пренебрежимо мало. Тогда, подставляя в (33) выра-
жение
для нескольких образцов, отожженных при разных значениях температу-
ры, получают прямую относительно 1/Т, по наклону которой Еа[к мож-
но определить энергию активации. Однако в большинстве случаев для
измерений используют тот же образец. Тогда из уравнения (3.5)
. Г ^S, max ~ ^S,i — 11
In ---:'------------- = Kt, ' (3.6)
L №. max - Ns.i J
где NSi j — электрически ' активная доля ионов после /-го * отжига при
температуре 7). Подставляя выражение
и построив прямую относительно 1/Т/, определяют по аналогии с приве-
дённым выше случаем отжига ряда образцов энергию активации процесса.
Для процессов более высоких порядков в случае, предусмотренном
уравнением (3.6), по аналогичной схеме расчета имеем
— [(Ws.max -№,.)* ” " -(№,rosx -Afe.,‘Kt'. (3.7)
И — 1
56
Рис. 3.16. Кривые изотермического отжига ионно-легированного мышьяком крем-
ния (£’ = 80 кэВ^ЛГ1 = 5 • 10*4 ем"2) при температурах [607]:
Р- 390 ° С. п _ 430° С, л - 450” С, - 470° С, Д - 490 ° С.
Рис. 3.17. Зависимость величины tv (ъ = 0,9) от 1/Т для кремния, облученного,
ионами мышьяка е энергией 80 кэВ при дозах:
•Д-5-10'4 и - 10*5 см~2 [607[.
Выбирая соответствующее значение п и построив кривые Аррениуса
для изохронного отжига концентрации относительно 1/Т, находят энергию
активации и порядок процесса. Практически, однако, этот способ приме-
ним лишь до значений п - 2. Величина Ns в распределениях имплантирован-
ных ионов представляет собой концентрацию электрически активных
имплантированных ионов. На практике она приблизительно соответствует
NSeff (см- раздел 5, гл. 5) .Л^тах — максимальная концентрация электри-
чески активных ионов, следовательно, в идеальном случае она равна дозе
имплантации No, а практически — NSt eff, max .
На рис. 3.14 даны кривые отжига, рассчитанные Бикнеллом [78] с по-
мощью уравнений (3.6) и (3.7) по результатам измерений, проведенных
на ионно-легированном фосфором образце, (£=20 кэВ, Na =3,13 1014см~2,
г =120 м). Соответствующие кривые изохронного отжига показаны на
рис. 3.15. В этом диапазоне концентраций для фосфора наблюдается от-
рицательный отжиг, которому можно приписать три различных значения
энергии активации. В этом примере для определения энергии активации
использовали измерения слоевого сопротивления. Более правильными,
однако, были бы измерения значений Ns и соответственно NSi eff .
3.2.2 Изотермический отжиг. Изотермический отжиг применяется го-
раздо реже, чем изохронный, хотя в некоторых случаях, когда возмож-
ности изменения температуры ограничены, он может стать более предпо-
чтительным. В процессе изотермического отжига варьируют время, а тем-
пературу поддерживают постоянной. В качестве примера на рис. 3.16 пред-
ставлены такого рода измерения для случая имплантации мышьяка в
кремний при температуре 390 и 490 °C (£ = 80 кэВ; Na = 5 1014 см-2) .
При обычно применяемых временах отжига кривые изотермического
отжига проходят настолько круто, что энергию активации определить
невозможно [610]. Причиной такого хода кривых является эпитаксиаль-
57
ная рекристаллизация слоя кремния, аморфизующегося при- применяемых
дозах облучения. По-видимому, ионы мышьяка благодаря достаточно
близкому к кремнию ионному радиусу одновременно внедряются в узлы
кристаллической решетки. Уравнения (3.6) и (3.7) справедливы также
и для изотермического отжига. Следовательно, энергию активации мож-
но просто рассчитать, если нанести зависимость ln/v от l/T (tv — время,
необходимое для того, чтобы активировать долю ионов v ). Тогда наклон
прямой равен Еа}к . Порядок реакции определяют; построив зависимость
, Г №.max 1 №(0
In I-------------|или, соответственно, ---------------- для разных
L-lVs.niax - 7Vs(Z)J №.max ~NS (О
значений времени отжига. Для реакции первого порядка в первом слу-
чае и для реакции второго порядка во втором случае получают линейную
зависимость. На рис. 3.17 представлены прямые, построенные по такой
схеме с учетом данных, приведенных на рис. 3.16, а также еще для од-
ного режима имплантации иоиов мышьяка. Энергия активации состав-
ляет 2,75 эВ и, вероятно, представляет собой энергию рекристаллизации
решетки кремния. Реакция имеет первый порядок.
3.3. РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПРОБЕГОВ В ДВУХСЛОЙНЫХ СТРУКТУРАХ
Если ионы имплантируют в двухслойную структуру, то расчетные
распределения пробегов в общем случае нельзя непосредственно исполь-
зовать. Лишь в исключительных случаях тормозная способность обоих
материалов одинакова или отличается настолько незначительно, что ие
требуется вводить никакой поправки.
Примерами таких комбинаций являются двухслойные структуры
ZnSe/Ge, ZnSe/GaAs, Ge/GaAs, ZnTe/CdTe (погрешность 1%); InAs/CdSe,
GaSb/InAs (погрешность 2%); ZnS/GaP (погрешность 2%). Как мож-
но видеть, этн комбинации не представляют особого интереса для полу-
проводниковых приборов. Большое практическое значение имеют
комбинации слоев типа S1O2 или Si3N4 на кремнии, используемые в
интегральных схемах. В случае имплантации ионов бора через слой S1O2
в кремний с достаточно хорошей степенью приближения можно исполь-
зовать в расчетах значения пробегов, найденные для кремния (пог-
решность менее 5%), для других комбинаций рекомендуется провести
более точное рассмотрение проблемы.
Фурукава и Ишивара [266], используя
метод квази-Моите-Карло, рассчитали со-
ответствующие распределения пробегов. Од-
нако для практического применения этот
метод слишком дорогостоящий. Тем ие ме-
нее простая модель, предложенная Ишиварой
с сотрудниками [375], позволяет выполнить
оценочные расчеты. Представим распределе-
ние пробегов в первом и втором слоях в виде
двух состыкованных гауссовых профилей.
Рис. 3.18. Схематическое изображение распреде-
ления пробегов ионов в двухслойных структурах.
На рис. 3.18 этот случай проиллюстрирован на примере комбинации
SiO2/Si. Для профилей справедливы формулы
Ni (х) = ____, .-- ехр
(RPi
2t^R2pl
,0<x<d.
(3-8)
No
W2(x) = - -exp
[d*(,(Rpl rWp2/AA-pl - л)]2
2A«p2
x>d.
(35)
Модель исходит из предположения, что в рассматриваемых комбинациях
средние значения порядковых номеров элементов и масс примерно оди-
наковы.
Можно оценить применимость уравнений (3.8) и (3.9), рассчитав погреш-
ности по следующим формулам
Rn2 ~~ R »2 >
4 = ---Pl . 100%> R'p2 =Rpi ---£_ , (ЗДО)
Rp2 &Rpi
Аналогичную модель предложили Сатия и Паланки [621}. Более точные
результаты дает использование функций распределения энергии и аппрокси-
мация распределения пробегов посредством несимметричного гауссова
профиля, составленного из двух половин, имеющих различные значения
дисперсии пробегов [287].. Все эти модели ие принимают во внимание воз-
можность рассеяния ионов из подложки в лежащий над ней слой. С учетом
этого должно наблюдаться скачкообразное увеличение концентрации в гра-
ничном слое прилегающем к участку, иа котором она имела постоянное
значение.
3.4. МАСКИРУЮЩИЕ ПЛЕНКИ
Большинство случаев применения ионной имплантации предусматривает
локальное введение примеси в твердое тело: например, для получения тран-
зистора в кремнии или световода в стекле методом имплантации иоиов.
В принципе есть два возможных способа маскирования: с помощью маски,
находящейся непосредственно в контакте с подложкой, или с помощью
маски, расположенной перед подложкой (проекционное маскирование).
Оба метода имеют как преимущества, так и.недостатки.
3.4.1. Контактное маскирование. Этот метод обычно используется при
изготовлении полупроводниковых приборов. Маскирующий материал на-
ходится в тесиом контакте с подложкой. В качестве масок используют ме-
таллы, изоляторы (SiO2, Si3N4) и фотолаки,. Фотолитографические спосо-
бы, разработанные в последние годы для планарной технологии кремния,
очень хорошо подходят для получения в этих слоях желаемых структур.
Требования, предъявляемые к термостойкости маскирующих плеиок,
меиее жесткие, чем в планарной технологии (температура диффузии для
кремния заключена в пределах до 1300 °C), в то же время эти пленки
должны быть достаточно толстыми, для того чтобы затормозить иоиы;
коэффициенты распыления должны быть достаточно«низкими, кроме того
после имплантации пленки должны хорошо растворяться.
59
Наиболее часто используют пленки из двуокиси кремния (SiO2), нитри-
да кремния (Si3N4), окиси алюминия (А12О3), а также такие фотолаки,
как KodakJCPR, KFTR Schipley AZ 1350 J, AZ 111. Waycoat 1C, SC и напы-
ленные металлические пленки.
Маскирование с помощью изолирующих пленок. SiO2, представляющая
собой естественную окись кремния, наиболее часто применяется на практи-
ке. SiO2 может быть получена термическим или анодным окислением
кремния, пиролитическим разложением газообразных кремниевых соеди-
нений, ионным распылением и напылением. Термические окислы получают
окислением кремния в сухой или влажной атмосфере при температуре бо-
лее 900 °C. Отношение толщины используемого слоя кремния к толщине
окисной пленки составляет 0,44. Преимущество окислов пиролитического
происхождения заключается в том, что температура реакции не очень высо-
ка (в зависимости от используемого способа она колеблется в интервале от
400 °C до 800 °C). Это особенно важно для таких чувствительных к темпе-
ратуре полупроводников, как GaAs. Следует обратить внимание на то, что
толщина пленки пиролитического окисла без отжига всегда меньше, чем
толщина термического окисла. При больших дозах облучения маскирую-
щая пленка может стать труднорастворимой или совсем нерастворимой.
Шмид [623а], например, обнаружил такой эффект при имплантации ионов
алюминия в SiO2, когда образовывались смешанные слои SiO2—А12О3. В не-
которых случаях можно заметить резкое повышение скорости травления
при увеличении дозы имплантируемых ионов, как это видно на рис. 3.19.
Слои Si3N4 могут быть созданы пиролизом при 700-800 °C, а в тлеющем
разряде, уже начиная с 300 °C. Слои А120з можно получать также пироли-
зом при температуре 200-400 "С. Если же в процессе создания защитной
пленки необходима еще более низкая температура, то в этом случае лучше
всего подходят слои SiO2, Si3 N4 или а12О3, полученные распылением.
И для Si3 N4 обнаружено повышение скорости травления при бомбардиров-
ке ионами бора, азота, фосфора, аргона, цинка и сурьмы [34]. В зависи-
мости от энергии и дозы ионов скорость травления может возрасти почти в
10 раз (рис. 3.20). Одиако после отжига при 600 °C снова устанавливается
первоначальная скорость травления. Это позволяет предположить, что при-
чиной повышения скорости травления являются радиационные дефекты.
В табл. 3.2 приведены составы и некоторые характеристики растворов наи-
более подходящих для травления SiO2, А12 Оз и Si3N4. Значения скорости
травления соответствуют случаю, когда имплантация не проводилась.
Маскирование фотолаком. Если имплантацию проводят при не очень вы-
сокой температуре 100 ° С), то для маскирования могут быть использо-
ваны фотолаки. Однако при дозах ионов, превышающих 1014см-2, проис-
ходит полимеризация его поверхности, лак перестает растворяться в обыч-
ных растворителях и может быть удален лишь с помощью плазменной
обработки либо горячей серной кислотой. Пробег ионов в фотолаке гораз-
до больше, чем в SiO2, поэтому для маскирования необходимы более
толстые слои. Особенно хорошо подходят фотолаки для маскирования при
бомбардировке легкими ионами, так как в этом случае можно нанести слой
необходимой вязкоститолщинойдо5 мкм. На рис. 3.21 показана зависимость
толщины фотолака Waycoat SC от скорости вращения центробежного уст-
ройства для нанесения лака. В зависимости от требуемых условий, добав-
60
Рис. 3.19. Повышение скорости травления
SiO2 с помощью бомбардировки ионами о —
Аг, • — Р и Л — В. Для обеспечения постоян-
ного распределения значения энергии имплан-
тированных ионов варьировали [511].
Рис. 3.20. Глубина травления d слоев Si3N4 в
зависимости от дозы ионов Sb и длительности
травления. Энергия ионов 50 кэВ [34]:
Л - 5 • 10*® см-2, □ - 2 - 10*® см"2, • -
5 10*4 см“2; о — 2 - Ю*4 см"2, штриховая
линия — не облученный образец.
Рис. 3.21. Зависимость толщиныdтермически
упрочненной пленки Waycoat SC (негативная
пленка) от ее вязкости ц в скорости ее нанесе-
ния [761'1:
J - 3000 с"*, 2 -JSOOO с"*, 3 - 7000 с"’.
ляя разбавитель, вязкость можно изменять от 0,45 Па - с (без разбавления)
до 0,08 Па - с (две части фотолака на одну часть разбавителя). В промыш-
ленности при изготовлении МОП-транзисторов в режиме обеднения для мас-
кирования используют в основном фотолаки (см. раздел 7.1.3).
Маскирование металлическими пленками. В планарной технологии при-
меняют металлические пленки из алюминия, золота, а также многослойные
контакты из платины, титана и некоторых других металлов. Поскольку по-
лупроводники очень чувствительны к примесям металлов, то при использо-
вании металлов в качестве маскирующих слоев необходимо соблюдать
особую осторожность, особенно в случае применения металлов с большой
скоростью распыления. Поэтому для того чтобы исключить загрязнение
полупроводника, добавляют, как правило, еще тонкий слой изолятора,
например, для кремния это слой SiO2- С помощью травления, проводи-
мого после имплантации, можно избежать загрязнения полупроводника
металлом. Этот способ применим лишь для тех ионов, которые обладают
энергией, достаточно высокой для того, чтобы пройти через слой изолятора,
т.е. для легких нонов. Чаще всего решающее значение для выбора металла
61
Таблица 3.2
Травители маскирующих и пассивирующих слоев
зависит от температуры,
в процессе наращивания
Н,РО4 100 «30 необходимо маскирование (1401
Таблица 3.3
Травители металлических маскирующих пленок при температуре травления 70 °C
и скорости травления 1000 нм/мии [109]
Материал пленки Состав травителя Примечание
А1 HNO3(65%) : 5СН3 СООН:25Н3РО4 (85%) Применим фотолак
Мо 92rK3[Fe(CN)J, 20 г КОН в 300 мп Н2 О То же
Au KCN(10%) Фотолак неустойчив
Ni Кислый хлорид железа Применим фотолак
имеют не условия имплантации ионов, а требования, предъявляемые к по-
лупроводниковой технологии. Если важной является адгезия к SiO2, то наи-
более предпочтительны алюминий и молибден.
В табл. 3.3 приведены составы некоторых растворов, используемых для
травления металлов. Все эти металлические ллейки можно без особых
проблем изготовить лишь в том случае, если их толпщна не превышает
значение 0,5— 1 мкм. Можно увеличить толщину пленки с помощью гальва-
нического покрытия, ио этот путь ие совсем хорош из-за неравномерности
покрытия по краям.
Толщина маскирующей пленки. Выбор толщины маскирующей пленки
имеет важное значение. С учетом необходимости разрешения малых струк-
тур, ее толщина должна быть сопоставимой с требуемыми размерами струк-
туры. Для нахождения минимально необходимой толщины надо знать дан-
ные о длине пробега в защитной пленке и допустимую концентрацию при-
меси в подложке. Расчеты следует проводить по схеме, описанной в разде-
ле 2.4. Если тормозная способность защитней пленки и подложки одинако-
вы (например, алюминия или SiO2 на кремнии), то можно легко рассчитать
число ионов, тормозящихся в защитной пленке. В общем случае число им-
плантированных ионов, которые заторможены в защитной пленке будет
TVo / d-Rp \
+erf_^). (З.И)
Причем в качестве значений Rp и следует брать соответствующие вели-
чины для материала защитной пленки. Проще всего толщину защитной
пленки можно рассчитать по экспериментальным данным, вводимым в
настольную вычислительную машину с помощью программы, использую-
щей распределения пробегов, а также параметры пробегов в защитной плен-
ке. В тех случаях, когда необходим точный расчет, используют методы,
описанные в разделе 3.3. К сожалению, некоторые характеристики распре-
деления пробегов нонов в изоляторах еще точно ие измерены. Поэтому
следует выполнять расчеты достаточно осторожно. На рис. 3.22 — 3.24 при-
ведены полученные Гиббонсом с сотрудниками [5] данные о пробегах и
разбросах пробегов в SiO2, Si3N4 и алюминии для некоторых наиболее
63
Рис. 3.22. Зависимость проецированных
пробегов и стандартных отклонений про-
бегов от энергии для ионов мышьяка, бо-
ра, фосфора и цинка в SiO {5].
Рис. 3.2-3. Зависимость проецированных
пробегов и стандартных отклонений про-
бегов от энергии для ионов мышьяка,
бэра, фосфора и цинка в Si3 Na [5].’
Рис. 3.24. Зависимость проецирован-
ных пробегов и стандартных отклонений
пробегов от энергии для ионов мышьяка,
бора, золота и фосфора в алюминии |5].
часто используемых ионов- Благодаря различной массе ионов эти данные
позволяют провести примерные оценки-и для других ионов.
3.4.2. Проекционное маскирование. Маска, ие соприкасающаяся с под-
ложкой, обладает тем преимуществом, что ее можно применять многократ-
но. Благодаря большой толщине таких масок, которая определяется только
механическими свойствами, без особых затруднений ее можно использовать
и для маскирования от иоиов высоких энергий. Недостатком этого способа
маскирования является невысокая точность юстировки, что исключает воз-
можность его применения в интегральных схемах, кроме того, становится
невозможным- изготовление изолированных структур (например, с коль-
цом) , поскольку маски rto своей конструкции должны быть самонесущи-
64
ми. Во и |(к*ж»1шс зарядовых эффектов и ошибок при измерении тока мас-
ки должны (иль соединены с мишенью. По этой же причине непригодны и
керамические маски..
Металлические пленки, используемые в качестве масок, должны иметь
достаточно высокую температуру плавления, низкое давление пара, харак-
теризовался механической прочностью и иметь малый коэффициент распы-
ления (во избежание загрязнений). Для достаточно крупных масок хорошо
подходят листы из высококачественной стали, для мелких структур целесо-
образно использовать тонкие фольги из молибдена, тантала и вольфрама..
Рис. 3.25. Схематическое представление стравливаемых кромок маскирующих
пленок:
идеальный случай (я) ; косой срез стравливаемой кромки (например, SiO2) (б) ;
параболическая форма кромки (например, алюминия) (в) .
Особенно удобны легко изготовляемые фотолитографическим способом
маски из молибдена. Из-за высокой распыляемости непригодны для исполь-
зования в качестве масок золото и медь. Металлические маски, как прави-
ло, применяют для изготовления простых приборов, когда требуется маски-
рование сравнительно больших поверхностей, как например, в детекторах
ядерных излучений.
3.4.3. Краевые эффекты. Теория бокового рассеяния иоиов на краях бу-
дет рассмотрена в следующем разделе. Реальные маски соответствуют при-
нятому в ием допущению об идеальной форме краев лишь приблизительно
для очень тонких слоев (не более 100 нм). Для толстых маскирующих
слоев следует учитывать,-что после травления края могут иметь косую фор-
му. На рис. 3.25 схематично показано, какую форму могут иметь обтрав-
ленные края из SiO2 или алюминия. Скошенные края часто бывают необхо-
димы в слоях из SiO2 для того, чтобы избежать «острых выступов при ме-
таллизации. Это достигается с помощью двухслойного маскирования, либо
методом ионной имплантации [504].
3.5. БОКОВОЕ РАССЕЯНИЕ
Наряду с проецированным пробегом Rp и стандартным отклонением
проецированных пробегов ARP существует также (если пренебречь более
высокими моментами) другая величина, имеющая важное значение для
практических применений ионной имплантации, — боковое рассеяние Д/?Рг l ,
т.е. рассеяние, которое претерпевают падающие ноны от направления, пер-
пендикулярного поверхности кристалла. Фурукава с сотрудниками провел
ряд расчетов этой величины [268, 269]. В последних таблицах, изданных
Гиббонсом с сотрудниками [5], также приведены соответствующие значе-
ния этого параметра. Значение бокового рассеяния Д/?Р1 L всегда несколь-
ко выше, чем Д7?р. Эти относительно низкие значения бокового рассеяния
совсем малы по сравнению, с латеральной диффузией, которая имеет поря-
док величины диффузии, перпендикулярной к поверхности, а в некоторых
случаях может быть гораздо больше последней (например, Zn в GaAs). Одна-
65
Ионный лучон
Ullllllllllllllllfc
Рис. 3.26. Линии постоянной концентрации бора (нормированные к единице) после
имплантации ионов с энергией 70 кэВ через маску с отверстием 1 мкм [268].
Рис. 3.27. Нормированная кривая изменения концентрации бора на глубине Rр в
направлении, перпендикулярном пучку бомбардирующих ионов, после имплантадии
через маску с отверстием 1 мкм [268].
ко используемые в современной полупроводниковой технологии элементы
настолько малы, что необходимо принимать во внимание и этот эффект.
Если имплантировать ионы в полупроводник через отверстие в маске, то
получают эффективное размазывание структуры. Распределение ионов
ниже этого отверстия описывается следующим выражением [268]:
N(x,y.z)= _ /ехр [_
X f f exp
dfdti-
(3-12)
В том случае, когда имплантацию проводят через прямоугольную маску
размером2аХ 2Ь,имплантационный профиль описывается’формулой
Н(х, у, z) =
v/2? кН?
-(ехр[-
2Д/?р
Iх
у-о
^HKp.L
— erfc
У + а
\/2bRp.I,
X — ( erfc
4 \
2M}.L
У
(z — b z + b \
erfc——---erfc ——-— I.
^bKp,L I
(3.13)
Значения дополнительной функции ошибок erfc даны в приложении.
Результаты расчетов приводят к очень интересному выводу о том, что кон-
центрация легирующей примеси на краю маски падает, и при сделанных до-
пущениях о том, что a. b>RpL, непосредственно вблизи края маски уже
имеем iV=-/Vmax/2. На рис. 3.26 показана зависимость нормированных зна-
чений концентрации от глубины для ионов бора, имплантированных
с энергией 70 кэВ через маску шириной 1 им. Если для этого случая
максимальную концентрацию электрически активных ионов принять рав-
ной 102 0 см"3, а концентрацию исходной примеси в подложке 1015 см-3, то
р - п -переход удален примерно на 350 им от края маски. На рис. 3.27 для
66
Г и । 3.28. Линии распределения постоянной концентрации (10"3 от максимальной
i> 1>пц<-1Гфацин) для бора, галлия, азота, сурьмы и фосфора, имплантированных в крем-
нии через маску с отверстием 1 мкм [268].
I’ и <. 3.29. Распределение радиационных дефектов на краю образца кремния, ионно-
ле|ц|юванного сурьмой (Е = 200 кэВ). Точечные кривые - линии равной концентра-
ции легирующего элемента [479].
ного случая дано распределение концентрации на глубине Rp. На рис. 3.28
нанесены контурные линии равной концентрации (10~3), соответствующие
пылениям максимальной концентрации ионов бора, галлия, азота, сурьмы и
фосфора, имплантированных в кремний при энергии 70 кэВ.
Реальные маски и маскирующие слои ие имеют таких крутых боковых
поверхностей, как это следует из теоретических расчетов. Типичная форма
боковых поверхностей примерно такая, как иа рис. 3.25. Свой дополни-
н*л1>ный вклад вносит и боковое рассеяние. Ойо оказывает влияние и на
распределение радиационных дефектов. Мацумура и Фурукава |479],
опираясь на данные, полученные Брайсом [104] и Цурушимой [47^],
рассчитали боковое распределение радиационных дефектов. На рис. 3.29
и качестве примера показаны результаты, полученные для случая импланта-
ции ионов сурьмы с энергией 200 кэВ в кремний. Пунктирные линии опи-
сывают распределение имплантированных ионов, а сплошные являются
контурными линиями распределения радиационных дефектов. Отсюда ум-
ножением на дозу No получают распределение радиационных дефектов на
единицу объема. Видно, что вблизи поверхности боковое рассеяние радиа-
ционных дефектов меньше, чем боковое рассеяние ионов. Это объясняется
«см, что тормозящиеся под маскон ионы рассеиваются из глубины полупро-
водника по направлению к поверхности и теряют при этом основную долю
своей энергии. Кривые для ионов сурьмы, фосфора и бора, внедренных в
кремний с энергиями 50 кэВ и 200 кэВ,-приведены в цитируемой выше ра-
боте.
3.6. ПАССИВИРУЮЩИЕ ПЛЕНКИ
Некоторые полупроводники настолько чувствительны, что их необходи-
мо защищать пассивирующим слоем в процессе имплантации или последую-
щего отжига. Здесь, также возникает проблема защиты поверхности полу-
II роводника от металлических загрязнений. К полупроводникам, требующим
подобной защиты, в процессе имплантации относятся, например, полупровод-
никовое соединение Sb,а к полупроводникам,нуждающимся вовре-
67
мя отжига в пассивации, препятствующей испарению одной из компонент
соединения, принадлежат практически все соединения из полупроводников
III и V групп, а также кремний и германий, в которых необходима защита,
чтобы препятствовать обратной диффузии имплантированных ионов. По
этой причине кремний часто отжигают в окислительной среде. Связанные с
этим возможные модификации распределения концентрации имплантиро-
ванных примесей, более подробно рассмотрены в разделе 3.8.
3.6.1. Пассивация во время имплантации. Часто, для того чтобы защитить
открытую поверхность полупроводника, имплантацию проводят через тон-
кую защитную пленку. Это может быть необходимым для сложных полу-
проводников или в самом общем случае для предохранения поверхности
полупроводника от загрязнения во время имплантации или проведения
различных операций с образцами. Особенно большое отрицательное воздей-
ствие на свойства полупроводниковых приборов может оказывать распыле-
ние атомов металлов, входящих в состав масок или систем, формирующих
пучок иоиов, так как эти атомы, как правило, очень быстро диффундируют.
В этом случае частичным или полным стравливанием защитной пленки пос-
ле имплантации можно получить чистую поверхность. Обычно этот метод
используют в МОП-транзисторах (см. раздел 7.1) при регулировке началь-
ного напряжения или при автонастройке затвора и электродов истока и
стока. В этих случаях в дальнейшем не требуется дополнительного трав-
ления.
В некоторых чувствительных полупроводниках, например, таких, как
InSb, пассивирующие пленки применяют для предохранение поверхности
от разрушения бомбардирующими ионами.
На рис. 3.3Cj показан электронно-микроскопический снимок поверхности
InSb. Верхняя половина пластины была облучена ионами цинка с энергией
150 кэВ и дозой 1016 см“2, нижняя половина во время имплантации была
защищена металлической маской. Верхняя часть пластины InSb имеет губ-
чатую структуру, которую нельзя изменить даже отжигом. В некоторых
экспериментах даже для кремния оказалось необходимым проводить им-
плантацию через пленку SiO2, для того чтобы предотвратить разрушение
поверхности бомбардирующими ионами [608]. Влияние ионного распыле-
ния на форму профиля, заметное обычно лишь при больших дозах имплан-
тации, будет рассмотрено в разделе 3.7.2.
В зависимости от подложки в качестве пассивирующих пленок можно
использовать все достаточно тонкие пленки, имеющие хорошую адгезию
и не реагирующие с подложкой, например SiO2, Si3 N4, Al2 О3, а также тон-
кие напыленные металлические пленки. Пассивирующие пленки должны
быть достаточно тонкими, чтобы ионы могли проходить через них насквозь.
Расчет распределения пробегов для более толстых пленок проводят по фор-
мулам, приведенным в разделе 3.3; для тонких пленок можно для просто-
ты принять, что первоначальная энергия Е уменьшается на Дё". Зная тормоз-
ную способность и толщину пассивирующей пленки можно легко рассчитать
энергию ионов Е‘ по формуле
L \ dx 1 П \dx /е J
(3.14)
68
1’ и с. 3.30, Электронно-микроскопический снимок InSb после имплантации ионов
цинка с энергией 150 кэВ при дозе 10*6 см"2 через слой SiO2 и непосредственно в
образец [77].
Рис., 3.31. Электронно-микроскопический снимок образца кремния, в который
через пленку SiO2 разной толщины были имплантированы ионы. В отмеченной
области образовались дефекты под действием атомов отдачи кислорода.
Используя значения Е , с помощью таблиц находят параметры пробега
ионов в“ подложке. Для более толстых пленок лучше с помощью этих зна-
чений энергии рассчитывать лишь пробег, а для нахождения среднеквадра-
тичного отклонения пробега использовать значение соответствующее энер-
гии Е, поскольку ионы рассеиваются уже в пассивирующей пленке. Еще
один эффект, возможный при имплантации через тонкие пленки, будет рас-
смотрен в следующем разделе. •
3.6.2. Имплантация методом атомов отдачи. При имплантации через пас-
сивирующие пленки, а также н на краях маскирующей пленки может про-
являться следующий эффект: если масса имплантируемого иона сравнима
с массой атомов защитной пленки, то имплантируемые ионы могут посред-
ством столкновении передать этим атомам сравнительно большую энергию
(см. раздел 2.1), благодаря чему последние могут быть имплантированы в
подложку (имплантация методом атомов отдачи). На рис. 3.31 показан
результат эксперимента [123], в котором ионы мышьяка были импланти-
рованы через пленку SiO2 различной толщины. В областях, в которых тол-
щина пленки SiO2 была достаточной для того, чтобы затормозить все ионы
мышьяка и выбитые атомы кремния и кислорода, а также на участках, где
отсутствовала пленка SiO2, после травления ионно-легированного образца
поверхность оказалась неповрежденной. А там, где атомы кремния или
кислорода в результате такой вторичной имплантации были внедрены в
кремний, образовалось множество дислокаций. Детальные исследования
69
Рис. 3.32.Распределения
1 — ионов мышьяка (теоретическое [5]) (энергия 100 кэВ, доза 5 • 10,э см'2); и
2 — атомов отдачи кислорода в SiO2 [ 294].
Р и с. 3.33. Теоретические кривые распределения концентрации:
1 — атомов отдачи кислорода и 2 — ионов мышьяка в кремнии после имплантации
мышьяка с энергией 150 кэВ при дозе 101 6 см"2 через слой SiO2 толщиной 43 нм
(энергия 150 кэВ, доза 10* 6 см-2); для сравнения дана кривая (3) распределения
концентрации ионов кислорода, имплантированных с энергией 10 кэВ в незащищен-
ный кремний [ 505 ].
Знгмона с сотрудниками [678] по ’’имитационной” имплантации кислоро-
да ясно показали, что этот эффект объясняется имплантацией выбитых ато-
мов кислорода. Теоретические расчеты этого эффекта провел Молине с
сотрудниками [510]. В последнее время появилось много эксперименталь-
ных работ по определению профиля распределения вторично имплантиро-
ванных ионов кислорода [141, 294, 456, 505]. На рнс. 3.32 показан про-
филь распределения вторично имплантированных ионов кислорода, полу-
ченный Гетцбергером и др. [294] с помощью измерений зависимости ем-
кости от напряжения на образце из SiO2, в который сначала были имплан-
тированы ионы мышьяка. Эксперимент был поставлен таким образом, что
ионы мышьяка не могли достичь поверхности подложки. Число выбитых
атомов кислорода н нх пробег значительно больше, чем у ионов мышьяка.
Это распределение можно пересчитать на соответствующее распределение
атомов кислорода в кремнии под пленкой Si02, если учесть, что в
кремнии пробег атомов кислорода примерно на 20% больше, чем в SiO2.
На большой глубине имеет место приблизительно экспоненциальное рас-
пределение концентрации. Молине н Кулис [505] с помошью сравнитель-
ных измерений, проведенных в просвечивающем электронном микроскопе,
показали, что имплантация ионов мышьяка через SiO2 и имплантация ато-
мов отдачи кислорода вызывают практически одни и те же радиационные
повреждения. Экспериментальные и теоретические работы показали, что
концентрация имплантированных атомов отдачи может быть значительной.
Один из расчетов, проведенных для случая имплантации ионов мышьяка
с энергией 150 кэВ и дозой 1016см-2 через слой SiO2 толщиной 43 нм, ил-
люстрирует рнс. 3.33 [505]. Для сравнения показано распределение имплан-
70
I' и с. 3.34. Число атомов 1 8 О, N$, выбитых ионами криптона с энергией 24 и 48 кэВ
из пленки SiO2 резличной толщины в кремниевую подложку [510]:
о ~Е = 24 кэВ, No = 1 • 1014 см"2,* -F = 48K3B,NO = 1 • 10‘* см-2.-линейная
шиисимость от d.
1’ и с. 3.35. Зависимость концентрации атомов отдачи алюминия Ns в стекле, выбитых
из алюминиевой пленки толщиной 50 им ионами аргона с энергией 50 кэВ, от дозы
ионов аргона [565]. Измерения проведены методом активационного анализа.
тированных в незащищенный кремний ионов кислорода с энергией 10 кэВ
при той же (1016см“2) дозе. Отчетливо видно, что профиль атомов отдачи
кислорода имеет совершенно другую форму по сравнению с гауссовой фор-
мой профилей распределения имплантированных ионов мышьяка и кисло-
рода. Экспериментальные данные о количестве атомов отдачи кислорода,
вбитых в кремниевую подложку в результате имплантации ионов криптона
с энергиями 24 кэВ и 48 кэВ через слой SiO2 различной толщины, иллюст-
рирует рис. 3.34 [510].
Отрицательная роль кислорода во многих полупроводниках общеизвест-
на. Так, например, благодаря наличию кислорода, GaAs становится полу-
изолирующими получаются очень плохие р - л-переходы в кремнии. Отрица-
тельные последствия загрязнения кремния кислородом можно устранить со-
ответствующими способами обработки (отжиг, диффузия). Если важнее
всего лищь качество р — л-перехода, то достаточно обеспечить последую-
щую диффузию имплантированных ионов в кремний на глубину в несколь-
ко десятков нанометров. Таким способом удалось изготовить эмиттер от-
личного качества из мышьяка [58, 303, 562]. Если на имплантированный
слой надо нарастить эпитаксиальную пленку, то диффузии уже недостаточ-
но. Вместе с тем хорошие результаты, можно получить, например, для
мышьяка, с помощью последующей диффузии в инертной атмосфере и
заключительного окисления участков, сильно поврежденных вследствие
вторичной имплантации кислорода [508].
Таким образом, в каждом отдельном случае при имплантации через за-
щитные слои всегда необходимо оценить или исследовать вопрос о том, не
уничтожается ли требуемый - эффект пассивации нежелательной вторич-
ной имплантацией илн не оборачивается ли ои отрицательными послед-
ствиями.
71
Неполупроводниковые материалы были исследованы Перкинсом [565],
который изготавливал керметные пленки с помощью атомов отдачи алюми-
ния, образованных бомбардировкой ионами аргона. На рис. 3.35 показана
найденная им зависимость между дозой ионов аргона и поверхностной кон-
центрацией атомов отдачи алюминия в стекле при толшиие слоя алюминия
50 нм и энергии ионов аргона 50 кэВ. Концентрацию атомов алюминия из-
меряли с помощью активационного анализа, подложкой служили напылен-
ные слои SiOjc (х = 1,5). На один ион аргона в подложку было имплантиро-
вано по три атома алюминия. Изменения в поверхностных слоях, обуслов-
ленные вторичной имплантацией, на примере многих окислов исследовали
Келли и Санлерс [403].
Основополагающие теоретические работы ло распределениям энергии и
пробегов выбитых атомов независимо от двухслойной структуры провели
методом Монте-Карло Ишитани и Шимуцу [372], а также Цурушима и
Таное [738].
3.6.3. Пассивация для защиты от обратной диффузии. В некоторых слу-
чаях пассивирующие слои применяют н во время отжига. В зависимости от
типа полупроводника они служат для защиты последнего либо от обратной
диффузии одного из его компонентов (например, мышьяка в GaAs), либо
от обратной диффузии имплантированных ионов (например, А1 в Се) или
от того и другого. В то время как для элементарных полупроводников ти-
па кремния и германия главную роль играет вторая из указанных выше
причин, для полупроводниковых соединений защитные пленки необходимы
в большинстве случаев по обеим причинам, причем почти всегда первая
причина является более важной, но часто такие пассивирующие пленки не-
обходимы и для защиты поверхности, н для предупреждения обратной диф-
фузии. С этой целью часто используют пленки из SiO2, Si3N4 и А120з-
В приложении даны коэффициенты диффузии некоторых элементов в SiO2,
Si3N4 и Al2 О3. Коэффициенты диффузии наиболее распространенных леги-
рующих элементов (за исключением галлия) в SiO2 существенно меньше,
чем в Si, вот почему SiO2 очень хорошо подходит в качестве маски при
проведении диффузии. Для галлия, играющего весьма незначительную роль
в кремниевой технологии, в качестве пассивирующей пленки можно ис-
пользовать Si3N4. Эта же пленка хорошо подходит и для германия; кроме
того, принимая во внимание роль коэффициента расширения, в качестве
пассивирующей пленки применяют фосфорно-силикатные стекла (PSG).
Учитывая легкую окнсляемость кремния и замечательные маскирующие
свойства SiO2 для большинства легирующих элементов, часто после им-
плантации проводят окислительный отжиг, чтобы таким путем избежать
обратной диффузии иоиов и одновременно нанести новую маскирующую
пленку. Этот очень простой и практичный способ, однако, может в итоге
ухудшить электрические свойства имплантированных слоев, поскольку ра-
диационные повреждения отжигаются хуже [579]. Более подробно об этом
говорилось уже в разделе 1 .3. Кроме того, вследствие окислительного от-
жига, профиль распределения имплантированных иоиов изменяется гораздо
сильнее, чем при отжиге в инертной атмосфере. В разделе 8.2 этот вопрос
рассматривается более детально. Все еще малоизученной проблемой остает-
ся различие скоростей окисления имплантированного и неимплантирован-
ного кремния (см., например, гл. 6. раздел 1.10).
72
I’ll с. 3.36. Влияние пассивирующего действия пленок из SiO2 (Т = 800 ° С) (с) и
SiO3/A12O, (Г = 850 ° С) (6) на разложение CaAs в процессе отжига.
Для GaAs и GaP пленка нз SiO2 подхоцит весьма условно, так как она,
например, не обладает маскирующими свойствами по отношению к ионам
цинка, как имплантирующей акцепторной примеси, а также к полупровод-
никам, в состав которых входит галлий. Поэтому в таких случаях исполь-
зуют напыленные пленки Si3N4 [219]hA1N. Для других полупроводни-
ковых соединений (например типа AinBv, AUB , AIVBVI и соответст-
вующих тронных соединении) в большинстве случаев необходимо экспе-
риментальное исследование пассивирующих свойств. Это связано с тем, что
данных о коэффициентах диффузии имплантируемых элементов нли ком-
понентов полупроводников в защитные слон практически очень мало. По-
мимо уже упомянутых пленок из SiO2, Si3 N4, AIN, применение находят
пленки из А12О3, смешанные слои SiO2—Si3N4, фосфорно-кремнистые
стекла и, кроме того, напыляемые металлические пленки из алюминия
(например, для GaAs [647]), молибдена н др., а также естественные окис-
ли (например, для GaAs [646]). В этой связи наряду с пассивирующей
способностью пленок важной их характеристикой является адгезия осо-
бенно при высокотемпературном отжиге и возможность отделения их
без повреждения поверхности полупроводника травителем. Адгезия к
имплантированной области часто бывает плохой, поскольку в процессе
ионной бомбардировки возможно изменение объема поверхностного слоя и
восстановление его при последующей термообработке. Это может привести
к отслоению пассивирующей пленки. Здесь может помочь предварительный
отжиг прн такой температуре, при которой радиационные повреждения и
объемные изменения уже уменьшаются, а обратная диффузия еще не насту-
пает. Адгезия очень сильно зависит также и от предшествующей обработки
(травление, очистка), пластины.
Способ изготовления необходимой защитной пленки в значительной сте-
пени зависит, кроме того, от температуры нанесения пленки. Низкотемпе-
ратурные методы — это напыление и распыление при соблюдении опреде-
ленных мер предосторожности (охлаждение), причем последний способ мо-
жет при некоторых условиях вызывать нежелательные радиационные
повреждения. Пиролитические пленки наносят прн температуре 200- 800 °C
Скорость наращивания этих пленок может быть различной на импланти-
рованных и не облученных областях. В табл. 3.4 дан перечень применяемых
73
часто для полупроводников типа A111 Bv и других чувствительных подло-
жек пиролитических защитных пленок и температур нанесення. В качестве
защитных пленок могут служить также силикатные пленки*
Важнейшим способом исследования роли маскирующих пленок является
метод обратного рассеяния. На рис. 3.36 показаны примеры различного
влияния на обратную диффузию маскирующих пленок (SiO2 и смесь
1 :1 А12О3—SiO2) на GaAs. Начиная с температуры 800 °C, четко наблюда-
емся обратная диффузия галлия в Si02, в то время как смешанная пленка
А12 О3 —SiO2 препятствует разложению полупроводника вплоть до темпера-
туры 950 °C. Для исследования изменений, происходящих в полупроводни-
ке под защитной пленкой, особенно хорошо подходит метод измерения
зависимости емкости от напряжения.
3.7. ИОННОЕ РАСПЫЛЕНИЕ В ПРОЦЕССЕ ИМПЛАНТАЦИИ
При обсуждении проблем, связанных с ионной имплантацией, часто пре-
небрегают эффектом распыления материала подложки бомбардирующими
ионами. Этот эффект, особенно в случае больших цоз и при имплантации
тяжелых ионов, может привести к ощутимому распылению и изменению
имплантационного профиля, вплоть до насыщения, когда число импланти-
руемых ионов становится равным числу распыляемых.
Главным параметром, характеризующим этот процесс, является коэф-
фициент распыления 5 — число атомов, выбиваемых одним падающим
ионом.
3.7.1. Скорость распыления. По Зигмунду [683, 684] при достаточно
большой энергии коэффициент распыления пропорционален энергии, пе-
редаваемой в каскадах столкновений атомам мишени, н для случая перпен-
дикулярного падения ненов на поверхность, справедливо выражение
3 Sn(E)a(M2/Mt)
4 7г2С0С/0 V f
Здесь Со — постоянная (Со = -у яХос2; Хо =24; а = 0,0219 нм), а(М2/Му) —
функция отношения массы мишени М2 к массе иона Л/j, определяемая чис-
ленным расчетом; Uo — поверхностная энергия связи (7,81 эВ для кремния
[683]). На рис. 3.37 представлены кривые a(M2/Mi) для двух различных
значений степени потенциалов взаимодействия Томаса — Ферми. В то время
как роль степени потенциала сравнительно мала, отношение масс очень
сильно влияет на значение коэффициента распыления. Теоретические кри-
вые энергетической зависимости коэффициента распыления алюминия
ионами различных элементов показаны на рис. 3.38.
Согласно другой теории ионного распыления, предложенной Томсоном
[726], коэффициент распыления может быть рассчитан по формуле
Л?№/3 er м^г^)516 i
5 = —-----------------------------, (3.15а)
8q Ев (Afj + М2) cos 0
где .Ед — энергия Ридберга; Ев — поверхностная энергия связи; N— атом-
Фирмы изготовители ’’Emulsitone” или ’’Merck”.
75
Рис. 3.37. Параметр а в зависимости от отношения М2/Мх при s = 2ms = 3b степен-
ном потенциале Томаса-Ферми [683].
Рис. 3.38. Зависимость коэффициента распыления5алюминия ионами гелия, неона,
аргоиа, криптона, ксенона и радона от энергии ионов [683].
ная плотность, а в — угол падения частицы. Зависимость от угла падения
справедлива прн G < 60° и М2 >AG . Значения Ев Томсон взял из работы
Хоиига [345].
В то время как для металлов экспериментальные значения скороств
распыления известны для целого ряда ионов (некоторые из них приведены
в табл. 3.5 [146]), для полупроводников (за исключением кремния) опуб-
ликованных данных пока очень мало.
Ейр Ниссе измерил скорость распыления кремния в зависимости от энер-
гии бомбардирующих ионов аргона, криптона и ксенона [213]. Результаты
этих измерений показаны на рис. 3.39. Кривые энергетической зависимости
коэффициента распыления имеют типичный ход с пологим максимумом,
сдвигающимся в область более высоких энергий с увеличением массы па-
Рис. 3.40. Коэффициенты распыления кремния ионами разных масс с энергией
45 кэВ [39]. Теоретические значения рассчитаны по Зигмунду [683]:
• — теория, о _ эксперимент.
Рис. 3.39. Зависимость коэффициента распыления 5 кремния ионами аргона, крип-
тона и ксенона от энергии ионов. Кривая для аргона рассчитана по Зигмунду [683],
экспериментальная точка при энергии ионов 45 кэВ взята из [39].
76
Таблица 3.5
Значения коэффициента распыления ионов для некоторых комбинаций иои — металл
|146]
Металл Энергия иона, кэВ
Гелий Неон Аргон
0,4 I21 S 0,4 | 0,6 | 1 I 5 0,4 | 0,6 | 1 3 1 5
Вольфрам 0,34 0,32 0,62
Молибден 0,44 0,54 0,93
Платина 0,7 1,56
Алюминий 0,68 0,83 1,24
Серебро 0,36 0,48 1,6 1,98 2,3 5,5 3,4 5,1 7,0 9,2
Германий 0,08 0,63 0,82 0,92 1,27
Никель 1,34 1,52
Железо 0,76 0,97 1,26
Медь 1,53
Золото 1,0
Таблица 3.5 (продолжение)
Энергия иона
Металл Криптон Ксенон Ртуть
0,4 0,8 0,2 0,4 | 0,8 2 3 г 10
Вольфрам 0,3 0,54 1,3 1 1 2,0 1 2,75 3,0
Молибден 0,1 0,44 1,0 2,0 2,75 5,0-
Платина 0,5 10,0
Алюминий 0,14 0,45 1,5
Серебро 0,85 22,5
Германий 0,91 1,41 0,21 0,63 1,23
Никель 0,5 1,4 3,6 7,0
Железо 0,13 0,5 1,1 2,0 2,75 4,5
Медь’ 0,54 12,0
Золото 1.0 8,0 21,0
дающего иоиа. Андерсои и др. [39] провели эксперименты по определению
коэффициентов распыления кремния многочисленными ионами. Данные их
измерений для энергии иоиов 45 кэВ приведены на рнс. 3.40 вместе с теоре-
гическими значениями, рассчитанными по Зигмунду [683].
Толщина распыленного слоя рассчитывается по значению скорости рас-
пыления 5 для дозы иоиов N. следующим образом:
5
d-~ Na. (3.16)
В табл. 3.6 приведены полученные с помощью уравнения (3.16) и рис.3.40
значения толщин распыленных слоев для наиболее часто имплантируемых в
кремний ионов с энергией .45 кэВ для интервала доз от 1015 см"2 до
1017 см"2. Для GaAs в зависимости от сорта бомбардирующего иоиа на-
сыщение кривой может иметь место уже при дозе 1016 см-2 [729].
77
Таблица 3.6
Толщина уносимого слоя кремния (в нм) при распылении ионами с энергией 45 кэВ
Ион Доза, см“2 Ион Доза, см-2
10’® 10*6 10” 10” 10’6 10”
В 6-10"’ 0,5 6 As 0,6 6 60
Аг 0,35 3,5 35 Sb 0,78 7,8 78
3.7.2. Изменение профиля в процессе ионного распыления. Модифика-
цию имплантационного профиля под действием ионного распыления можно
рассчитать, если принять некоторые упрощения: а) скорость распыления
одна и та же как для атомов материала подложки, так н для имплантиро-
ванных атомов; б) не имеет места эффект атомов отпачн, в) изменением
объема, вызванным радиационными повреждениями, можно пренебречь.
Число ионов, имплантированных в единицу времени (скорость генера-*
ции) теоретически определяется выражением (ср. уравнение (2.23))
g(x, 0 =
I (-> 1
L J'
exp
(3.17)
qyfljn LRp
Профиль имплантации, если пренебречь ионным распылением, находят
путем интегрирования уравнения (3.17) по времени. Если вследствие ион-
ного распыления происходит унос вещества с поверхности полупроводника,
то в пропессе имплантации начало координат сдвигается. Для скорости уно-
са вещества справедлива формула
AS I S j
v = ma--=— — ,
Р q N q
(3.18)
где ma - атомная единица массы (та = 1,66 • 10-2 7 кг); N — атомная плот-
ность (N=pl(Ama)); А - атомный вес, ар — плотность подложки. Про-
филь имплантации в этом случае определяют интегрированием скорости
генерации, принимая во внимание уравнение (3.18) :
7V(*) = f t'}dt'. (3.19)
о
Число атомов, оставшихся в подложке, рассчитывают, интегрируя урав-
нение (3.19) по х от 0 до 00. Если скорость генерации описывается гауссо-
вой кривой (в соответствии с уравнением (3.17)), а плотность тока по-
стоянна, уравнение (3.19) разрешимо и может быть записано в виде
5
+ No
₽- N 1<„
----------- — erf-------
•J2&RP
N
N(x) = — \ erf
2S \
(3.20)
Насыщение профиля наступает при t в этом случае имеем
N
N(x} = erfc
(3.20а)
78
Р и с. 3.41. Влияние коэффициента распыления и дозы облучения на профили распре-
деления иоиов As в кремнии (Е = 200 кэВ, S-3 атом/ион, No, см'2; I — 5 • 10*5 ;
2 - 1-1016, 3 - 5-10,в; 4 - 1-10”; 5 - 210’ б - 5 -101’) (в) и ионов Bi в
GaAs (£• = 20 кэВ, S = 15 атом/ион, JVO, см'2: 1 - 1 10’4; 2 - 1 -10* 5, 3 - 2• 10’=.
4-3-10”; 5-5101’ (б).
Это означает, что в отличие от профиля распределения имплантированных
ионов максимум концентрации лежит на поверхности, и для него справед-
ливо выражение
N
erfc
/
\\/2ДЯр
для Лр>ЗДЯр.
(3.21)
Эта максимальная концентрация не зависит от дозы имплантации, а опре-
деляется, поскольку значение дополнительной функции ошибок в уравне-
нии (3.21) заключено между 1 и 2, в основном отношением атомной плот-
ности материала к коэффициенту распыления. Максимальная концентрация
для случая имплантации в кремний относительно тяжелых ионов As (5 = 3
при£’-45 кэВ) составляет приблизительно 2-1022 см-3. В полупроводни-
ках с большим коэффициентом распыления (например, в GaAs) этот эф-
фект может быть весьма значительным и приводить к существенному сни-
жению уровня насыщения концентрации вбитых атомов.
На рис.3.41 даны рассчитанные по уравнению (3.20) профили для Si н GaAs
при различных значениях дозы облучения. В первом случае 5 = 3 атом/ион,
а во втором — S = 15 атомов/нои.'В то время как у кремния эффект ионно-
го распыления становится заметным лишь при очень большой дозе, у GaAs
ои появляется уже при дозе 10*5 см"2. Измерения Картера и др. [119]
показали, что для случая имплантации ионов криптона в GaAs 5 превышает
значение 40 атомов/ион.
Значение максимально достижимой поверхностной концентрации атомов
получают нитегрированием уравнения (3.20а) :
NARP I $ 1
-ЛрЛ1т,х - exp ] (3.22)
79
Рис. 3.42. Зависимость поверхностной кон-
центрации от дозы облучения GaAs ионами
Bi при значениях коэффициентов распыления:
Д —S= 3 атом/ион (F=60 кэВ); о 5- 15 атом/ион
(F = 20 кэВ). Экспериментальные значения
взйты из [729].
Если не принимать форму профиля га-
уссовой, то в общем случае интегрирова-
ние может быть проведено лишь числен-
ным методом. Расчеты и эксперименты по
определению изменения имплантационно-
го профиля под действием ионного распы-
ления провели Картер и др. [ 119, 120,770],
Кримгйель и Пфляйдерер {419], Цай и Морабито [732], а также Фриче и Ро-
земунд [261]. На рис. 3.42 приведены экспериментальные значения поверх-
ностной концентрации в зависимости от дозы имплантации для висмута в
GaAs [729]. При построении кривых были использованы значения, полу-
ченные путем интегрирования выражения (3.20). Согласие теории и экс-
перимента очень хорошее, хотя авторы отмечают, что результаты подобных
экспериментов, частично могут быть объяснены также неполной электричес-
кой активацией при больших концентрациях вследствие превышения преде-
ла растворимости илн неполной ионизации (по статистике Ферми), т.е. сов-
падение кривых без специального определения коэффициента распыления
не позволяет еще сделать окончательного вывода.
3.8. ДИФФУЗИЯ
Очень важным эффектом, часто сопутствующим ионной имплантации
наряду с таким чисто имплантационным процессом, как каналирование,
является диффузия. Необходимо различать несколько видов диффузии.
Наиболее известна термическая диффузия, которая может появляться во
время проведения необходимого отжига или в процессе имплантации, если
полупроводниковый образец сильно нагревается- за счет выделяющейся
мощности ионного пучка. Под действием ионной бомбардировки образуют-
ся многочисленные вакансии, которые уже при относительно низкой темпе-
ратуре могут вызвать диффузию во время имплантации вследствие того,
что многие легирующие элементы диффундируют в полупроводниках по
вакансиям. Заметную роль может играть также междоузельная диффузия,
поскольку часть имплантированных ионов останавливается в решетке в
нерегулярных положениях и до захвата вакансиями может быстро диффун-
дировать по междоузлиям.
Последний эффект в общем случае относят к ускоренной диффузии.
Противоположным ему является замедление диффузии под влиянием ра-
диационных дефектов, обусловленное, вероятно, захватом атомов приме-
си дефектными центрами.
Другой эффект, заслуживающий упоминания в этой связи, это диффу-
зия, происходящая в результате дополнительной бомбардировки химически
неактивными частицами, которые создают вакансии и дем самым увеличи-
вают коэффициент диффузии. В этом случае,’ говорят о радиационно-уско-
80
ренной диффузии. Для того, чтобы исключить остаточные радиационные
дефекты, используют в качестве бомбардирующих частиц только протоны
[532], [608, 547], хотя были предприняты эксперименты, в которых
такими частицами служили также ионы аргона и гелия [735]. Таким спосо-
бом можно смещать распределение имплантированных ионов существенно
глубже в кристалл, чем на глубину пробега в случае только одной ионной
имплантации. Кроме того, с помощью соответствующего выбора энергии
протонов можно изменить форму профиля.
При использовании метода ионной имплантации в планарной технологии
кремния очень часто проводят отжиг в окислительной атмосфере. Главной
причиной этого является возможность получать одновременно с отжигом и
маскирующую пленку, необходимую для следующей технологической опе-
рации, будь то имплантация, диффузия или металлизация. Благодаря этому
окислительному отжигу, профиль распределения имплантированных ионов
изменяется существенно больше, чем при отжиге в инертной среде, незави-
симо от того, используют или нет при этом пассивирующую пленку.
Ниже будут рассмотрены более подробно термическая диффузия, диф-
фузия в процессе отжига в окислительной атмосфере и радиационно-уско-
ренная диффузия. Некоторые другие эффекты, способные также ускорить
диффузию, будут рассмотрены очень кратко в самом конце.
3.8.1. Термическая диффузия. В общем случае внедренные ионы после
имплантации либо совсем электрически не активны, либо лишь небольшая
часть их электрически активна. Активацию атомов имплантированной при-
меси проводят с помощью соответствующей, термообработки (отжиг).
Необходимая для этого температура, например, для кремния может дохо-
дить до 1000 °C. У других полупроводников (например, карбида кремния)
она может быть гораздо выше.
Постоянный коэффициент диффузии. В процессе отжига (обычно дли-
тельность отжига составляет от 10 мин до часа) может происходить терми-
ческая диффузия. Теоретическое объяснение этого явления очень простое,
если рассматривать полупроводник простирающимся от — до +°°. Урав-
нение диффузии (2-й закон Фика) для одномерного случая записывается
в виде
bN b2N
---= D —~ ,
bt Ьх2
(3-23)
где N — концентрация атомов диффундирующего вещества, D — коэффи-
циент диффузии, t — время, ах - координата точки.
При гауссовом распределении ионов, принятом в теории ЛШП1 (уравне-
ния 2.23 и 2.25), N(x). получают как, особое решение дифференциального
уравнения
N(x} =
(Кр-*)2
2AR2 + 4Dt
(3-24)
где t — длительность отжига. Если учитывать влияние поверхности на диф-
фузию, то получить точное аналитическое решение уравнения сложнее, но
тем не менее это возможно.
81
Таблица 3.7
Коэффициенты диффузии некоторых элементов в кремнии D ~D0 ехр(—Ео/кТ)
Элемент м,, см* I 2 * Ч-с” * Eq. эВ 0(800 °C) X X Ю"16 см2-с~ 1 0(900 °C) X X 1()16 см2•с" * 0(1000 ‘ С) X X 1<Г16 см2-с"1 Ссылка
А1 8 3,47 4,1 100 1500 [265)
As 60 4,20 0,012 0,56 14,6 (664]
В 0,15 3,19 1,6 30 360 1325)
Р 10,5 3,69 0,5 15 200 [265)
Sb 5,6 3,95 0,016 0,61 13 [265)
Для граничного условия d7V(x,/)/Эх|х=0 = О, т'.е. при отсутствии обрат-
ной диффузии на поверхности, получают общее решение в виде
Мх,z)= ’ fЛУ)I ехр I 1 +ехр [_1U
y/^Dto I [ 40/ | L 40/ JJ
(3.25)
Здесь f(x) — функция распределения ионов в момент времени t = 0. Если до-
пустить, что и здесь распределение гауссово, то получают [606]
Л/гаах/2 [ Г (x-Rpf 1.
V1 +2О//ДЛ* I | 2ДЛ’+4О/1
Г (Rp s/WVTARp) + (x^Rp/y/4D?)]
X 1 + erf ---------- --------------------- I +
I <2ДЯ* +4Dt J
I (Л-+//,,)2 I, r (Rp yfipt! у/2Ы1р) - (x V?ARP/ V4D?) ] I
CXP[ 2ARJ+4O/I +еГ x/2A«j + 4D/‘ J J’
(3.26)
При t ~ 0 это решение переходит в гауссов профиль распределения им-
плантированных ионов. На рис. 3.43 показаны рассчитанные по уравнению
(3.26) диффузионные профили для случая имплантации ионов бора с энер-
гией 40 кэВ в кремний после термообработки при 800,900 и 10000 °C в те-
чение 10 мин. Штрихованные кривые получены с помощью уравнения
(3.24). Погрешность расчета спадающей ветви профиля мала, но с приближе-
жением к поверхности она может стать заметной. Для случая, иллюстрируе-
мого на рцс- '3.43, после 10-минутного отжига при 900 °C погрешность
составляет 96%, а при температуре отжига 1000 °C в течение 10 мин —
100%. Общее выражение для оценки погрешности расчета эффекта на по-
верхности имеет вид
Ч ~ СИ — „ =7 . )
V? A7?pV2ARp+4Dz
Диффузия в процессе отжига играет определенную роль только в том
случае, если-значение \/И)1 равно или больше ARp. В табл. 3.7 приведены
значения коэффициентов диффузии в кремнии для некоторых элементов.
82
Рис. 3.43. Изменение профиля имплантированных ионов бора в кремнии за счет
термической диффузии (при отсутствии обратной диффузии). нормировано к макси-
мальной концентрации по уравнению (3.26). Rp = 0,13 мкм, &Rp = 0,044 мкм (энер-
гия ионов бора 40 кэВ). Значения коэффициентов диффузии выбраны из табл. 3.7.
Длительность диффузии во всех случаях 10 мин. Для сравнения штриховыми линиями
показаны распределения, рассчитанные по уравнению (3.24) в приближении бесконеч-
но протяженного тела.
Рис. 3.44. Кривые термической диффузии бора в кремнии прн наличии обратной
диффузии при таких же условиях эксперимента, как на рис. 3.43. Для сравнения
приведены штриховые кривые без учета обратной диффузии по уравнению (3.26).
Обширный перечень значений коэффициентов диффузии приведен в табли-
цах приложения.
Условие bN(x, f)/dxlx=0 =0 справедливо лишь для легирующих элемен-
тов с пренебрежимо малым давлением паров при соответствующей темпе-
ратуре отжига. Если необходимо принимать во внимание испарение имплан-
тируемого компонента, то условие, записываемое в виде 7V(0, f) = 0, дает
лучшее приближение к экспериментальному значению. Общее решение в
этом случае сводится к формуле
Л&г,/) = —== /7(х')!ехр
y/A'nDt о I
(х -х)‘
4Dt
4Dt JJ
(3.28*)
Принимая гауссову форму профиля, получают решение, аналогичное то-
му, какое вьпекает из уравнения (3.26), с той лишь единственной разни-
цей, что между двумя выражениями, заключенными в фигурные скобки,
стоит знак минус. На рис. 3.44 приведены результаты расчетов, проведен-
ных пля таких же параметров, как на рис. 3.43, и дано сравнение с результа-
тами расчетов по уравнению (3.26). Таким образом, профиль имплантиро-
ванных ионов должен лежать между двумя сравниваемыми кривыми (если
не учитывать другие эффекты, такие, как непостоянный коэффициент
диффузии, не гауссова форма профиля). При наличии маскирующей пленки
(термический или пиролитический окисел) диффузию уже нельзя описы-
вать с помощью таких относительно простых формул, так как в этом
83
случае необходимо учитывать коэффициенты сегрегации между окисло м и
полупроводником, а также коэффициенты диффузии в них. Коэффициен-
том сегрегации т называют отношение концентрации атомов в защитной
пленке (окисел, нитрид) к концентрации атомов Л/2 в граничном слое полу-
проводника, т.е.
т = Л,(0, О- (3.2У)
Аналитическое решение для случая, когда перед отжигом на поверхность
наносят защитный слой, возможно лишь в приближении бесконечно протя-
женного тела (полагая, что толщина защитной пленки и полупроводника
изменяется от до 0 и от 0 до + 00 соответственно) [204]. В общем слу-
чае для диффузии из слоя защитной пленки конечной толщины требуется
численный метод решения.'Для случая имплантации через защитную пленку
с последующей диффузией при допущениях, принятых выше, решение было
найдено Перлофом [566]. При конечной толщине защитной пленки воз-
можны лишь численные решения. Однако в первом приближении для обоих
случаев, если выбрать подходящий параметр пробега,- применимо выраже-
ние (3-24), особенно если учесть, что в настоящее время нет достаточно
достоверных сведений о параметрах, важных для расчета диффузии, в том
диапазоне температур, который используется для отжига имплантирован-
ных слоев. Теоретический расчет Для случая имплантации ионов бора в
кремний через слой SiO2 толщиной 130 нм с коэффициентом сегрегации
102 и отношением значений коэффициентов диффузии в подложке и защит-
ной пленке равным 102, иллюстрирует рнс. 3.45. Значения коэффициента
сегрегации в кремнии для различных легирующих элементов лежат между
100 (бор) и 10-2 (сурьма) Более подробные сведения приведены в
табл. 3.8.
Отжиг в окислительной атмосфере рассматривается в следующем
разделе.
Непостоянный коэффициент диффузии. Для целого ряда примесей
была установлена сильная зависимость коэффициента диффузии от кон-
центрации атомов [457, 458], поэтому уравнение (3.23) -не является спра-
ведливым. Диффузия может протекать по различным механизмам, напри-
мер, по вакансиям или по междоузлиям. Последний механизм диффузии
наблюдается, например, при импланта-
ции ионов индия и галлия в кремний,
а также цинка в GaAs. Более подробно
эти вопросы рассмотрели, например,
Шоу [665], а также Зегер и Чик [648].
Эту проблему можно’ упростить, если
зависимость коэффициента ''диффузии
Рис 3.45. Влияние термодинамической диф-
фузии на профили концентрации в структуре
SiO2 —Si для случая имплантации ионов бора
с энергией 40 кэВ через пленку SiO2 толщи-
ной 130 нм;
jOgj/DsiO, = 100; коэффициент сегрегации
/и = 3, Rp = 130,2 нм; &Rp = 44,3 нм, Dgi =
= I нм2с’’.
84
Таблица 3.8
Значения коэффициента сегрегации на границе между SiO2 и Si
Примесный Т ермодинамическая оценка 1727] Экспериментальное значение Ссылка
атом
В .10-’- 10’ 100 (307а)
3,3 |ЗО6|
2,33-10“4 ехр(1,135 кТ) £111) 15761
0,05 ехр(О,52/ЛГ) <1 11 > [Н5)
0,03 ехр (0,5 2/А 7) <100> 11451
Ga < 10-’ 20 [307а].
In < 10 s 0,1 13061
Р < 10э 0,1 1306)
Sb < 10-’ 0,1 13061
As < 10-’ 0,1 [3061
от концентрации обусловлена наличием внутреннего электрического поля,
создаваемого за счет градиента концентрации примеси, илн концентрации
вакансий, а следовательно, положением уровня Ферми.
Уравнение диффузии для случаев, когда коэффициент диффузии зависит
от концентрации, имеет вид
ЭЛ'
эг
(3.30)
где А' — концентрация примеси, D — коэффициент диффузии.
Влияние внутреннего поля рассчитывают, принимая заряд нейтральным
из уравнения для потока частиц и уравнения Пуассона. Коэффициент диф-
фузии выражают через так называемый коэффициент ускорения полем
[431], тогда имеем
D(A'-) =D,dF = D, ( I + ,
\ +4л}7
(331)
где Dj — коэффициент самодиффузии при низкой концентрации примеси.
В этом расчете не принималось во внимание влияние вырождения полу-
проводника и возможная неполная электрическая активация имплантиро-
ванных ионов при больших концентрациях примеси.
Для случая слабого вырождения (А;<4,7 • IO20 см-3) для dF прибли-
женно справедливо выражение [629]
N N
dF=I +
/v2+4nKi-o-27^)],/2 Ч'-0'27^)
(3.32)
Здесь принято, что ионизация полная. Nc ~ плотность состояний в зоне про-
водимости. Рис. 3.46 иллюстрирует влияние поля на теоретическое гауссово
распределение ионов мышьяка, рассчитанное в соответствии с уравнением
85
Рис, 3.46. Влияние внутреннего электрического поля на диффузию. (Др = 69 нм;
Д/?р = 24 нм, ионы мышьяка с энершей 120 кэВ имплантированы в кремний Тотм =
= 900 °C; обратная диффузия отсутствует, доза 10*6 см-2 ).
Рис. 3.47. Влияние концентрации вакансий на диффузию для случая, представлен-
ного на рис. 3.43 (Rp = 69 нм, Д/?р = 24 нм, энергия имплантируемых в кремний
иойов мышьяка 120 кэВ, доза 10*6 см-2, Тогзк = 900°С, Dj = 0,3 нм2 с-1).
(3.32). Отчетливо заметно, что профиль имеет более крутую форму по
сравнению с рис. 3.43. Влияние концентрации вакансий Су можно рассчи-
тать, если принять, что коэффициент диффузии пропорционален концентра-
ции вакансий, т.е.
D-Cy (333)
Принимая, что вакансии отрицательны, для описания их концентрации
получим
где Су — концентрация нейтральных вакансий; gy — фактор вырождения;
Еу — энергетическое положение уровня вакансии в запрещенной зоне.
Суммарная концентрация вакансий описывается выражением
/ Ер - Еу \
Cr=C°y\\+gv exp— V (335)
Таким образом, для коэффициента диффузии имеем
(3.36)
_ пл п 1 +£к™р[(£> -Ev)/kT]
D ~ Di а у — D, —-------------------
I +gv exp[(£F/- ЕуУкТ]
где dv - коэффициент ускорения вакансий. Рис. 3.47 иллюстрирует влия-
ние концентрации вакансии на коэффициенты диффузии для таких же про-
межутков времени, как на рис. 3.46. Отчетливо видно, что влияние вакан-
сий существенно больше, чем влияние электрического поля. Принимая во
внимание влияние электрического поля и вакансий, для коэффициента
86
Рис. 3.48. Сравнение экспериментального профиля распределения ионов мышьяка
в кремнии (£=120 кэВ, A'c = 5,5-10ls см'2, 7ОТЖ = 200°С, Готж = 60 мин) стеоре-
тическим Профилем [628].
Рис. 3.49. Сравнение экспериментального профиля распределения ионов мышьяка в
кремнии (£-40 кэВ; Л'Г!-1015 см-2, Готж = 950°С, готж = 120 мин) с теорети-
ческим профилем (628].
диффузии получим следующее выражение
D = D,dFdv (337)
Дальнейшего улучшения принятой модели можно добиться, если припи-
сать вакансиям два уровня и учесть неполную электрическую активацию
имплантированных ионов при больших концентрациях примесн [137, 235,
351], а также принять во внимание образование неподвижных комплек-
сов [235].
На рис. 3.48 и 3.49 сравниваются экспериментальные и расчетные профи-
ли с учетом рассмотренных эффектов, причем принято во внимание влия-
ние неподвижных комплексов мышьяка и неполная электрическая актива-
ция. Согласие между экспериментом н расчетом, несмотря на сравнительно
простую модель, действительно, хорошее. Подобные исследования были
проведены Ван Оверстраетеном [383] и исследовательской группой при
Техасском институте [633], фирмой IBM [137, 351] и институтом Белла
[232, 233, 234]. Такого рода исследования настоящее время приобрели
большое значение, так как полупроводниковые приборы становятся все
более и более миниатюрными, а допуски уменьшаются, в то время как
прежде была достаточна информация лишь о глубине залегания р — «-пере-
хода. Внедрение метода ионной имплантации, обладающего больши-
ми возможностями, заставило по-новому рассмотреть такие элементар-
ные процессы, как диффузия, которую давно считали достаточно изу-
ченной.
Междоузельная диффузия. Междоузельная диффузия характерна для ато-
мов, имеющих малый радиус, например, атомов золота или меди в крем-
нии. При обсуждении этой проблемы необходимо учитывать замещающую
и междоузельную компоненты внедренных атомов примеси, а также диф-
87
фузию вакансий. Обстоятельное исследование междоузельной диффузии
провели Шульц и др. [635] применительно к имплантации ионов золота в
кремний и Польх [796] для GaAs. Хвосты очень большой протяженности
в профилях распределения часто приписывают междоузельной диффузии
имплантированных нонов [175, 178. 186, 452]. Дэвис и др. [178] предпо-
ложили, что ионы, которые полностью потеряли свою кинетическую энер-
гию в каналах, диффундируют вглубь кристалла по междоузлиям., пока не
будут захвачены вакансиями, дислокациями или комплексами дефектов
Основанием для такого механизма диффузии служит то обстоятельство,
что в процессе торможения в канале ионы не создают радиационных дефек-
тов- По Андерсену [40], однако, такой вывод справедлив лишь для Zj < Z2.
Другое объяснение, предложенное Бурже и Корбе [96], основано на увели-
чении коэффициента диффузии вследствие ионизации во время ионной бом-
бардировки. Недавно Дирнли и др. [86,184] показали, что в случае имплан-
тации в кремний ионов фосфора хвосты в профилях распределения обус-
ловлены эффектом каналирования ионов, рассеиваемых в каналах в про-
цессе торможения, а не ускоренной диффузией. Ве^юятно, это утверждение
справедливо также и для многих других случаев. Как показал Кеннеди
[405], в случае применения электрических методов измерения профилей
распределения в полупроводниках появление ’’суперхвостов” часто обу-
словлено погрешностями измерений (см. также гл. 5),
3.8.2, Отжиг в окислительной атмосфере. В планарной технологии крем-
ния имплантированные слои часто отжигают в окислительной атмосфере, в
особенности, если одновременно с отжигом необходимо нанести маскирую-
щую пленку для последующей технологической операции или если имп-
лантация применяется с целью последующей обычной диффузионной
разгонки.
Хотя в общем-то можно проводить окисление при столь низкой темпе-
ратуре, что диффузия имплантированных ионов не будет иметь места (на-
пример под избыточным давлением в парах воды [575]), на практике при-
меняют лишь методы, проверенные в планарной технологии, т.е. процесс
проводят при температурах 900—1100 °C. При таких температурах диффу-
зия может быть уже заметной- Толщина окисной пленки колеблется чаше
всего между 10 и 30 нм. О возможных отрицательных последствиях окис-
лительного отжига уже говорилось в начале этой главы. Поэтому сейчас
остановимся лишь на влиянии окисления на имплантационные профили.
В зависимости от значений коэффициентов диффузии и сегрегации в окисле
и кремнии получают различные профили распределения атомов примеси.
Если коэффициент сегрегации больше единицы, то имеет место обеднение
концентрации примесн на поверхности полупроводника. Напротив в общем
случае, если значение коэффициента сегрегации меньше единицы, то поверх-
ность полупроводника обогащается атомами примеси [519]. В табл. 3.8
приведены значения коэффициентов сегрегации наиболее важных элемен-
тов для системы SiO2 —Si. Только у бора коэффициент сегрегации больше
единицы. Наиболее точные исследования сегрегации атомов бора провели
Колби и Катц [145], которые изучили ориентационную и температурную за-
висимости эффекта сегрегации. Для математического описания этой проб-
лемы наряду со знанием коэффициентов диффузии и сегрегации важно
иметь сведения о процессе окисления кремния, В случае тонких окисных
88
пленок 20 нм) справедлива линейная зависимость скорости окисления
от времени, а затем она следует параболическому закону [1-81, 182,313,
391, 587, 588]. Общая толщина окисной пленки определяется по форму-
ле |182.306]
x = h [,/1 +4— (г + т) 1),
. 2кс \ кр >
(3.38)
где кр — параболическая, кс — линейная константы прироста; t = 4(d2/кр +
+ d/ke)‘, d — толщина окисной пленки в начале окисления (естественный
окисел). Прн сухом окислении (7-900 °C) значения соответствующих
констант равны кс - 0,6 нм/мин и кр =25 нм2/мии и не зависят от примеси
[313]. Кривые, описывающие поведение величин кр и кс для сухого и влаж-
ного окисления, приводит Гроув [306,307]. При больших дозах имплан-
тации скорость окисления может резко возрасти, благодаря импланта-
ции некоторых нонов (например ионов азота) (см. данные гл. 6, раз-
дел 1.10)
Ряд работ касается математического описания перераспределения вводи-
мых примесей в процессе окисления [35, 133, 400, 576]. Като и Ниши
[400] дали точное решение для [«счета кривой функции ошибок. Принс и
И1веттман [576] с помощью математического моделирования опреде-
лили коэффициенты диффузии и сегрегации бора в диапазоне темпера-
тур 1000-1200 °C; используя распределения имплантированных но-
нов.
Если начало системы координат отсчитывать от плоскости, лежащей на
границе SiO2-Si (см. рис. 3.50), а коэффициенты диффузии принять зави-
сящими от концентрации [576], то уравнение диффузии имеет вид
ЭЛ; 3 I Э/V \ dX ЭЛ''
— = — в — l + fc----------------------—.
'dt Ъх \ Эх / dt Ъх
(3-39)
В уравнении (3.39) к — отношение толщины кремния, который переводит-
ся в SiO2 при окислении, к толщине слоя Si02. Значение к равно прибли-
зительно 0,44 [44]. При t = 0
JV(x,0) =/(*). (3.40)
В случае ионной имплантации f (х) описывается гауссовой кривой (см.
уравнение (2.23)) или экспериментально измеренным профилем. Если да-
лее принять, что обратная диффузия через окисел отсутствует (для таких
элементов, как мышьяк и фосфор, имеющих высокое давление пара, это
допущение, не совсем справедливо; вместе с тем из-за низких значений
коэффициентов диффузии в SiO2 погрешность очень мала). то справедливо
следующее уравнение
ЭЛ^(х, Г)
Эх
। dX
= (т- к) — /V(0, /),
|л=о &
(3-41)
где т — коэффициент сегрегации , Z)/7V(0+,/)). Иногда так
обозначают и обратное соотношение [306]. Принс и Шветтман [576] рассчи-
89
Р и с. 3.50. Схематическое изображение влияния отжита в окислительной среде на
профиль распределения имплантированных ионов:
7 — до отжига, 2 - после отжига.
Рис. 3.51. Профили распределения ионов бора в кремнии (Е = 80 кэЁ, Na =
= 5-10*4 см-2) после отжига в окислительной среде при 1200°С в течение:
0 — 15 мин, Д - 30 мин. 0 — 45 мин (576 ].
Рис. 3.52. Энергетические спектры обратного рассеяния ориентированного (штрих-
пунктирная линия) и неориентированного (сплошная линия) ионного пучка на ионно-
легированном мышьяком кремнии после отжигав окислительной среде. После окисле-
ния при низких температурах резко возрастает крутизна профиля распределения ио-
нов мышьяка и смещение в нерегулярные положения в решетке; при высоких темпе-
ратурах преобладает термическая диффузия. Энергия ионов 200 кэВ, доза 10* ® см-2
Начальное распределение после имплантации показано штриховой линией (519]:
800 °C, 162..мин, ^окисла =410 нм (а); 920 °C, 48 мин, ^окисла =250 нм (б);
100 °C, 21 мин, </окисла =240 нм (в).
90
шли профили, исходя из распределения имплантированного бора при
условии, что коэффициенты диффузии определяются согласно уравнению
(3.31) с учетом поправочного члена (I + AN/tij): (10“1 <А < 10"2), кото-
рый учитывает влияние вакансий. На рнс. 3.51 показан типичный пример
профиля распределения имплантированных в кремний нонов бора с энер-
гией 80 кэВ при комнатной температуре (доза 2- 10*5 см-2) после прове-
дения диффузии при температуре 1200 ° С в течение 15,30 и 45 мин. Средний
пробег при такой энергии был равен 0,2465 мкм, это означает, что обедне-
ние поверхности бором явилось следствием сегрегации, а не распределения
имплантированных ионов по Гауссу. Определенный из этого эксперимента
коэффициент диффузии составил Df = 0,0322 exp (— 3,02/fcT) см2/с, коэф-
фициент сегрегации т =233 10“4 ехр(1,135/£Г). Если коэффициент сег-
регации меньше единицы, т.е. примесь труднее растворяется в окисле, чем
в полупроводнике, то появляется обратный эффект. Пока этот эффект из-
мерен в экспериментах по имплантации ионов мышьяка и сурьмы в крем-
ний [482, 519]. На рис. 3.52 представлены результаты проведенных Мюлле-
ром и др. измерений спектров обратного рассеяния [519] на образцах крем-
ния, имплантированных ионами мышьяка при различных условиях оксиди-
рования. Если температура окисления низкая, например, в случае ’’влажно-
го” окисления при температуре 850—900 ° С, то имплантированные ноны не
могут диффундировать вглубь полупроводника и благодаря этому мышья-
ком обогащается граничный слой.
При соответствующем выборе сорта ионов этот эффект можно было бы
использовать для устранения с помощью окисления обусловленных имплан-
тацией ионов сильных радиационных повреждений вблизи поверхности.
Последующая диффузия при более высокой температуре аккумулирован-
ной в граничном слое полупроводника примеси формирует-профили, кото-
рые можно описать с помощью дополнительной функции ошибок. Экспе-
рименты такого рода проведены с ионами сурьмы [311, 512]. Однако сле-
дует выяснить, не происходит ли в процессе окисления рост дислокаций,
как это неоднократно наблюдали при окислительном отжиге (см. раз-
дел 3.1).
3.8.3. Радиационно-ускоренная диффузия. В заключение этого раздела
рассмотрим сравнительно новое направление применения ионной импланта-
ции: радиационно-ускоренную диффузию. Под ней понимают диффузию,
которая в отличие от термически ускоренной развивается благодаря воз-
действию высокоэнергетических частиц. Этот эффект может проявляться
либо непосредственно в процессе имплантации ионов, либо после импланта-
ции (или диффузии) в результате облучения электрически неактивными
частицами (а-частицы, нейтроны, протоны и т.д.). Под действием бомбарди-
ровки создаются дефекты, в идеальном случае — вакансии. Генерация ва-
кансий обычно приводит к увеличению коэффициента диффузии, так как
большинство легирующих примесей в кремнии и германии диффундируют
по вакансиям, а в других полупроводниках, по крайней мере, облучение
способствует протеканию этого механизма диффузии. Для того чтобы избе-
жать возможности образования стабильных дефектов в процессе облучения,
необходимо поддерживать высокую температуру (для кремния, например,
она выше 750 ° С). Хотя были сообщения и о результатах экспериментов
при более низкой температуре [732], радиационные повреждения кристал-
91
лической структуры в этих исследованиях не рассматривались. Можно при-
ближенно оценить эффект радиационно-ускоренной диффузии, если при-
нять, что коэффициент диффузии пропорционален концентрации вакансий
(см. уравнение (3.20)), а образующиеся в процессе облучения междоузель-
ные атомы, вследствие их незначительной энергии миграции (оьО до 0,4 эВ)
[648], очень быстро распределяются в полупроводнике. Если пренебречь
самодиффузией, то уравнения диффузии для атомов легирующих примесей
и вакансий запишем в виде
а , эту х
= —(D —)+g(x).
Эх \ Эх./
Су
3N
dt
дСу v v v
— =DV-T- - — +gr(x).
ЭТ Эх tv
(3.42)
(3-43)
Коэффициент диффузии D легирующей примеси принят пропорциональным
концентрации вакансий Су ; g у (х)—скорость генерации вакансий; ту— их
время жизни, Dy —• коэффициент диффузии вакансий; g (х) скорость ге-
нерации примесных атомов. Обусловленная ионной имплантацией радиа-
ционно-ускоренная диффузия (g(x) Ф 0) едва ли имеет практическое зна-
чение, а при высокотемпературной имплантации может даже мешать, так
как вследствие этого эффекта в зависимости от дозы ионов может различ-
ным образом изменяться форма концентрационного профиля. Мощность
дозы оказывает на форму концентрационного профиля относительно ма-
лое влияние, так как хотя при высокой ^мощности дозы коэффициент диф-
фузии возрастает, но в такой же степени уменьшается и длительность им-
плантации. Экспериментальные данные по радиационно-ускоренной диффу-
зии приведены в работе Цукимото и Токуяма [735]. На рис. 3.53 и 3.54
представлены результаты их исследований для имплантации ионов бора с
энергией 100 кэВ и фосфора с энергией 50 кэВ в кремний при различных
дозах облучения и температуре 750 °C. Качественно, как и ожидалось,
при больших дозах облучения наблюдается размытие профилей распределе-
ния. Намба и др. [273, 276, 529] провели ряд экспериментов по ускоре-
нию диффузии сурьмы, галлия и индия в кремнии. Эксперименты пока-
зали, что диффузия по междоузлиям может иметь место иногда при очень
низких температурах [273]. На рис. 3.55 ’приведен в качестве примера
случай имплантации ионов сурьмы в кремний. В диапазоне от 500 до 700 °C
коэффициент диффузии зависит не от температуры, а только от мощности
дозы.
В общем случае радиационно-ускоренной диффузии коэффициент диф-
фузии возрастает вследствие дополнительного облучения (преимущест-
венно протонами). Таким образом получают дополнительную степень
свободы при формировании диффузионных профилей. В этом случае в
уравнении (3.42) g(x) = 0.
Прн выводе уравнения (3.43) генерацией термических вакансий пренеб-
регали и принимали, что междоузельные атомы, а также другие центры
рекомбинации вакансий равномерно распределены по объему полупро-
водника. Если ту (t - длительность имплантации), то через корот-
кое время дСу /д! = 0.
?2
Рис. 3.53. Зависимость радиационной уско-
ренной диффузии бора в кремнии от дозы
при температуре облучения 750° С (Л =
= 100 кэВ, j= 0,1 мкА/см2) ' [606].
Рис. 3.54
Рис. 3.54. Зависимость радиационно-уско-
ренной диффузии фосфора в кремнии от дозы
при температуре облучения 750°C (Е = 50 кэВ,
/ = 0,1 мкА/см2) [606].
Р н с. 3.55. Зависимость радиационно-уско-
ренной диффузии сурьмы в кремнии от дозы
и температуры облучения [276]:
о- 5()0°С, 7,2-] о12 см2-с"1 ; *-70о°С,
7,2-iO12 см2-с"1; □ — 700°С, 1,2-Ю12 см-2-С_| ;
Д - 700°C, 1,2 ю‘2 см'2 •с’’1.
Условие равновесного распределения вакансий получают, решая уравнение
э2 С С
D, - —- +g,, (л) = 0. (3.44)
ОХ Ту
Аналитическое решение уравнения (3.44), как показывает теория Зиг-
мунда и Сандерса [685], а также работы Брайса [103], возможно при усло-
вии, что скорость образования вакансий подчиняется гауссову закону. Если
скорость аннигиляции вакансий на поверхности s определяется соотноше-
нием
dcJ
Dv ----- = sCv (0, f), (3.45)
|x=o,r
93
то в качестве решения получим
L £г(х-ад + дхЛ LyXD+^xS
+ erf ----------+ erf--------
2^XdLv 2&XDLr
£г(х -.ВД + ДХИН
2Md£„ ])’
(3.46)
где A'p, ДЛЛО — соответственно пробег и стандартное отклонение пробега
генерируемых вакансий; g0 - максимальная скорость генерации; Ly=
=y/DVTVдлина диффузии вакансий. Величина «зависит от скорости ан-
нигиляции вакансий на поверхности и определяется с помощью уравнения
(3.45):
{Dy ! Ly)—s
{Dv / £ j.) + s
(3.47)
При больших значениях л (А'> А'/;) распределение вакансий определяет-
ся членом ехр {—x/Ly) в уравнении (3.46), и в профиле распределения
наблюдается экспоненциальный спад вглубь полупроводника. Для численно-
го решения уравнения необходимо определить значения XD. AXD, DV.LV
и А7/; и ДАГд можно определить экспериментальным путем (например,
методом обратного рассеяния после имплантации при низкой температуре)
или же взять их из уже упомянутых теоретических работ. Значение gQ полу-
чают из
(dE/dx)I
t —
(3,48)
где/ — интенсивность потока ионов; Е^ - пороговая энергия смещения,
затраченная на образование вакансии, г{с1Еfdx) п тах — максимальное
значение энергии, передаваемой в атомарном процессе, Dy можно полу-
чить из экспериментальных значений коэффициентов самодиффузии [648].
Определенные экспериментально значения длины диффузии £ у в кремнии
заключены в пределах от 0,3 мкм до 3,5 мкм [61,708].
На рис. 3.56 приведено ожидаемое распределение вакансий в результа-
те облучения потоком протонов 1014см-2 - с-1 с энергией 200 кэВ через
пленку Si О2 толщиной 1 мкм. Тормозные способности Si О2 и кремния
приняты одинаковыми. Слой SiO2. практически необходим для того, что-
бы избежать распыления кремния и согласовать распределение импланти-
руемой примеси с пробегом протонов. Для протонов приблизительно спра-
ведливо соотношение Хр ^Rp и ДХр & &Rp, гак что можно использовать
данные Гиббонса и др. [5 ].
а =
94
Рис. 3.57. Диффузия имплантированных в кремний атомов мышьяка, радиационно-
ускоренная бомбардировкой протонами при 900 ° С в течение 10 мин (мощность до-
зы — 6,6 -101 4 см"2) . Стрелками указаны места гене рации вакансий.
Рис. 3.56. Распределение вакансий в кремнии при бомбардировке протонами с энер-
гией 200 кэВ при мощности дозы 10’4 см2-с'1 через пленку SiO2 толщиной I мкм:
1 — Ly- 0,3 мкм, Dy = 10~9 смг -с 1; 2 - Ly = 1 мкм, Dy- 10~9 см2 .с"’. Сплош-
ные кривые 5-0, штриховая кривая s - 10® ° см-с’1.
Примеры экспериментальных концентрационных профилей, показаны
на рис. 3.57. Образцы после имплантации ионов мышьяка (£’ = 80 кэВ, /Vu =
Ю16 см-2 ) облучали протонами при мощности дозы 6,6.1014 см 2 с '
(/ ^ 100 мкА/см2-) в течение 10 мин.
Средний пробег ионов мышьяка составляет 48 нм, средний пробег про-
тонов лежит в пределах 0.2 до 0,85 нм. Особенно сильная диффузия наб-
людается вблизи генерации вакансий. Результаты. измерений позволяют
оценить длину диффузии вакансии при 900°C на уровне 0,2—0,4 мкм. Даль-
нейшие исследования радиационно-ускоренной диффузии выполнили Нель-
сон и др. [532], Барух и др. [60], Омура и др. [547], Минеар и др. [500],
Цухимото и Токуяма [735], а также Зелсвинская и др. [793]. Таруи и др.
использовали радиационно-ускоренную диффузию для изготовления лате-
ральных транзисторов. Согласно проведенным исследованиям, для радиаци-
онного ускорения диффузии подходящей является только имплантация ио-,
нов водорода. При бомбардировке ионами гелия илн аргона, т.е. ионами
инертных газов, которые химически не взаимодействуют с кремнием или
другими полупроводниками и имеют низкий коэффициент диффузии *,
в облученном слое остаются устойчивые радиационные дефекты и преципи-
таты (в экстремальных случаях образуются пузыри), которые отрицатель-
но влияют на электрические свойства.
Однако к настоящему времени проведены лишь первые эксперименты,
свидетельствующие о возможности этого нового метода обеспечить сущест-
венно более глубокую по сравнению с термической диффузию введенных
♦ Они также не растворяются в подложке. (Прим. ред.)
95
в твердое тело имплантацией или диффузионным методом атомов приме
сей при относительно низкой температуре (800 -900 ° С) в короткие врс
мена селективно путем применения соответствующей маскирующей плен
ки. Большая длина пробега протонов позволяет вводить легирующие при-
меси на значительно большую глубину, чем это было до сих пор возможно
методом ионной имплантации.
3.8.4. Другие диффузионные эффекты. Диффузия во взаимосвязи с ион-
ной имплантацией, помимо рассмотренных выше механизмов, может быть
обусловлена другими эффектами. Очень сильная ионизация в процессе ион-
ной имплантации может привести к созданию подвижных дефектов, кото-
рые влияют на отжиг радиационных дефектов и диффузию примесных ато-
мов [96]. Может также стимулироваться и радиационно-ускоренная диф-
фузия, во-первых, вследствие освобождения вакансий в процессе отжига при
рекристаллизации решетки [380]; кроме того, большую роль в диффузи-
онных эффектах играют процессы взаимодействия примесных атомов с
дислокациями, образующимися при имплантации ионов. Первую проблему
можно рассматривать' аналогично радиационно-ускоренной диффузии (см.
раздел 8.2) с той лишь разницей, что концентрация вакансий со временем
снижается. Исследования Ито [380] позволяют предположить, что источ-’
ник вакансий находится в переходной области от аморфной зоны к непов-
режденному монокристаллу и не связан с восстановлением структуры
кристаллической решетки. Вакансии освобождаются лишь при температуре
выше 600 °C*. Постоянная времени этого процесса эмиссии вакансий ле-
жит в диапазоне нескольких минут. Предполагая концентрацию вакансий
равновесной, можно с некоторым приближением применить уравнение
(3.46), если скорость генерации умножить на коэффициент exp (— t/r) (где
т — постоянная времени для процесса высвобождения вакансий).
3.9. НАГРЕВ ОБРАЗЦОВ
Прн больших дозах имплантации ионов нагрев образцов ионным пучком
может стать проблемой. Мощность, передаваемая образцу рассчитывается
по формуле
Е
Р =— jA-UI, (3.49)
Q
где Е — энергия ионов, / - плотность ионного тока, Л — площадь образца,
U — ускоряющее напряжение, / — общий ток на мишень.
Например, при энергии имплантируемых ионов 150 кэВ и плотности тока
10 мкА/см2 удельная мощность, отводимая от мишени, составляет
1,5 Вт/см2. При дозе облучения6- 10,s см-2 суммарная мощность составит
150 Вт с на 1 см2.
Уравнение (3.49) сп^ведливо также для многозарядных ионов. В об-
щем случае для увеличения пропускной способности ионного ускорителя
целесообразно стремиться к максимальному сокращению длительности им-
плантации. Минимальная длительность имплантации обычно составляет нес-
* См. также по этому вопросу: Gusev V.M., Guseva MJ., Ionova E.S., Mansurova A.N.
Starinin К. V. Physika Status Solidi. 1974. v.21. p.1. {Прим. ped.)"
96
To5/r°C
Рис. 3.58. Зависимость температуры кремниевого образца от продолжительности
имплантации и плотности ионного тока при энергиях ионов
£'=100 кэВ и 200 кэВ (с/= 0,Змм, е = 1,0). о - 10** см’г, 100 мкА/см2, А -
10* 5 см'2; 10 мкА/см2, о — Ю*4 см-2, 1 мкА/см2.
Рис. 3.59. Нормированная зависимость температуры кремниевого образца от про-
должительности имплантации н плотности ионного тока (e = l,d - толщина пластины).
Сплошные кривые -100 мкА/см2; пунктирные кривые - 1 мкА/см2, штриховые
кривые — 10 мкА/см2.
колько секунд, чаще всего 5—10 с. При больших дозах продолжительность
процесса имплантации ограничивается либо предельно достижимыми значе-
ниями плотности.тока, либо сильным нагревом образцов. .
Температура образца существенно зависит также и от теплоотвода че-
рез держатель образца. В большинстве случаев образец крепят с помощью
металлических лапок или пружин к металлическому держателю. Конечно,
такой способ крепления не позволяет точно рассчитать тепловой режим.
С этим режимом могут быть связаны разбросы параметров приборов, в осо-
бенности после низкотемпературного отжига, хотя сама имплантация про-
водилась равномерно по всей поверхности. При расчете нагрева образца
ионным пучком прежде всего учитывают излучательную способность образ-
ца, теплопроводность через держатель образца, и также толщину образца.
Если потеря энергии в обе стороны происходит лишь за счет излучения, т.е.
тепловым контактом через держатель можно пренебречь и тепло излучается
в обе стороны, то повышение температуры образца можно рассчитать, ре-
шая дифференциальное уравнение при условии, что внутри образца темпера-
тура распределена равномерно:
ЪТ
~dt
Р
AdpC
lea п
dpC
(3.50)
где Л — площадь, d— толщина; р - плотность и С — теплоемкость образца
(для' кремния С = 0,753 Вт • с/г • К); Р — энергия, подводимая ионным пуч-
ком; о — постоянная Стефана — Больцмана излучения черного тела (о =
= 5,6 7 • 10-12 Вт • см-2 К4); То — температура окружающей среды, а е — из-
лучательная способность поверхности образца.
При bTjdt = 0 для равновесной температуры Тимеем
(—
\ 2Аео
+ г<><)1/4
(3.51)
97
7\°G
1600 \—1—1—।—’—1 1 1 1 1 r
1600 -
° 2 6 6 8 10 12 16 16 18 Р,6т/см2
P и c. 3.60- Зависимость равновесной
температуры кремниевого образца в
процессе имплантации от мощности
ионного пучка р для различных
значений коэффициента излучательной
способности с.
Время нагрева образца до температуры Т получают интегрированием
уравнения (3.50)
dpC I
” 2ео Tj
т„
Т^, — 7о
. у
+ 2tan <—
Too
2tan-'y^ У (3.52)
Too +Т0
При высоких значениях температуры имеется мало количественных
данных для излучательной способности, которая для полупроводников
должна быть пересчитана с учетом наносимых на образец маскирующих
пленок из SiO2. S13N4 и тщ. или металлических контактных пленок. Эти
значения заключены в диапазоне 0,5—1. Для кремния е = 0,65 (при 300 К),
а при 900 ° С оно приближается к единице.
На рис. 3.58 представлена зависимость нагрева образца кремния толщи-
ной 0,3 мм от продолжительности имплантации и плотности Ионного тока
при энергиях ионов 100 и 200 кэВ. Награфике нанесены обозначения, соот-
ветствующие определенным дозам облучения. Для более толстых или тон-
ких образцов эти кривые сдвигаются соответственно вправо или влево.
Кривые временной зависимости нагрева, приведенные к толщине образца,
показаны на рис. 3.59. Длительность нагрева получают умножением норми-
рованных значений на толщину образца, выраженную в сантиметрах. Рис. 3.60
иллюстрирует расчет равновесной температуры по уравнению (3. 51).
Равновесная температура, которая не зависит от толщины образца, пред-
ставлена как функция мощно стн ионного пучка при различных значениях
излучательной способности.
Слишком сильного нагрева образца ионным пучком можно избежать,
обеспечивая надежный контакт образца с держателем из материала с вы-
сокой теплопроводностью. Для этой цели используют серебро, индий или
вакуумную смазку [2]. Для обычной имплантации эти способы не под-
ходят прежде всего из-за опасности загрязнения образца. Поэтому более
предпочтительным методом является одновременная имплантация ряда
образцов, что позволяет снизить эффективную плотность ионного тока,
приходящуюся на один образец. Технически эта возможность реализу-
ется в камере с карусельными вращающимися держателями. Более под-
робно эти вопросы будут рассмотрены в гл. 4.
г JI Л ВЛ 4
ОБОРУДОВАНИЕ ДЛЯ ИОННОЙ ИМПЛАНТАЦИИ
Существует много различных типов ионных ускорителей. Они предназ-
начены для работы в диапазоне энергий от 10 кэВ до нескольких мега-
электронвольт, но чаще всего энергия ионов лежит в интервале от 20 кэВ
до 300 кэВ, а ионный ток — от нескольких микроампер до многих милли-
ампер. Причина ограничения энергии ионов несколькими сотнями кило-
электронвольт заключается в том, что стоимость аппаратуры постоян-
но возрастает, а методы генерации и анализа ионов усложняются. Для спе-
циальных применений в диапазоне энергий выше 300 кэВ используют уско-
рители, разработанные для ядерно-физических исследований.
Принцип работы всех ионных ускорителей одинаков. В ионном источни-
ке ионизуют газообразные, жидкие или твердые исходные вещества и ус-
коряют ноны в электростатическом поле. Полученные ионные пучки разде-
ляют по массам, причем сепарацию ионов можно проводить непосредствен-
но после вытягивания ионов из источника. Сепарированный пучок ионов
направляют на образец, предназначенный для имплантации. Однородность
распределения зарида на поверхности чаще всего достигается сканировани-
ем. Дозу имплантации определяют с помощью интегратора тока. Ускорите-
ли отличаются друг от друга способами ускорения, вытягивающим напря-
жением ионов из источника, способом фокусировки н источниками питания
(например, от трансформатора, электростатического генератора, системы,
мотор-генератора), а также распределением ускоряющего напряжения от-
носительно потенциала земли.
Для высокоинтенсивных машин, ускорителей будущего поколения, ос-
нонными проблемами являются нагрев образцов в процессе ионной имп-
лантации, сокращение времени манипуляции большим количеством образ-
цов и однородность распределения имплантированных ионов.
Техническим аспектом ускорителей для ионной имплантации посвя-
щены две появившиеся книги: Дирнли и др. [2] и Вильсона с Бревером
113]. Основное внимание онн уделили ионным нсточникам, транспорти-
ровке ионных пучков и анализу всей работы ускорителя.
4.1. ИОННЫЕ ИСТОЧНИКИ
Значения необходимого для имплантации тока лежат в диапазоне от нес-
кольких микроампер до многих миллиампер. Если для МОП-приборов дос-
рочно иметь малые токи, то для изготовления биполярных транзисторов
или для изменения химических свойств материала требуются большие' токи,
чтобы длительность процесса имплантации была не слишком велика.
99
Наиболее известными источниками ионов являются источник с накали-
ваемым катодом, высокочастотный источник, источник с разрядом Пей-
нинга, дуоплазматрон и источник с использованием распыления. В зависи-
мости от цели применения используют тот или иной тип источника. Сле-
дует различать источники для газообразных и твердых веществ, а также
сильноточные и слаботочные (но длительно работающие) ионные источни-
ки. В зависимости от типа ионного источника имеет место различный раз-
брос ионов по энергиям. Это обстоятельство может играть важную роль
при масс-сепарации ионов. В исследовательских установках разброс ионов
по энергиям, как правило, не должен превышать 10 эВ, а в промышлен-
ных установках (например, предназначенных для имплантации чистого
бора) этот разброс может быть существенно больше.
Наибольшее различие между исследовательскими и промышленными
имплантационными установками заключается в спектре ионов, отбира-
емых из источника. Если в первом случае необходимо ионизовать как
можно больше элементов или их соединений (газообразных, жидких и
твердых веществ с температурой плавления выше 2000°C), то в про-
мышленных установках в большинстве случаев достаточно получить от
одного до четырех сортов ионов (бор, фосфор, мышьяк и сурьма). Для
того чтобы облегчить генерацию ионов одного сорта, часто используют
газообразные или жидкие соединения. Важным является также возмож-
ность простой перестройки ионного источника на другой сорт ионов, нап-
ример, путем применения нескольких входных газовых вентилей или ва-
куумных Шлюзов для перегрузки твердых веществ.
Для промышленных систем очень важны простота обслуживания и уд-
линение срока работы ионного источника без чистки или ремонта. Считают,
что 100 ч непрерывной работы является хорошим показателем.
Для того чтобы сдвинуть энергетический диапазон ускорителя в сторо-
ну более высоких энергий, желательно получать двух- и трехзарядные ионы.
Ионные источники с накаливаемым катодом или холодным разрядом обес-
печивают получение до 10% двухзарядных и одного процента трехзарядных
ионов. Сепарация многозарядных ионов не представляет проблем. Вслед-
ствие их большей скорости они разделяются по массам при меньших маг-
нитных полях, чем однозарядные ионы. Это позволяет с помощью относи-
тельно простой системы, например с ускоряющим напряжением 300 кВ,
генерировать ионы с максимальной энергией 600 или 900 кэВ.
Ионные источники не следует рассматривать изолированно от ионного
ускорителя, а всегда учитывать взаимосвязь между их характеристиками.
Наряду с таким важным параметром, как разброс ионов по энергиям,
большое значение имеет величина достижимого ионного тока на мишень.
Очень подробное изложение проблем, связанных с ионными источниками,
дали Дирнли и др. [2]. Исчерпывающее описание этого вопроса с много-
численными ссылками на оригинальные работы приведено в книге Виль-
сона и Бревера [13]. Основополагающие работы по ионным источникам
можно найти также у фон Арденне [43].
4.1.1, Источники с накаленным катодом. В настоящее время это самый
распространенный тип источника ионов благодаря универсальности по' от-
ношению к сорту ионов, а также возможности получения интенсивных
ионных пучков. Принцип работы источников с накаленным катодом срав-
ню
2
I’и с. 4.1. Поперечное сечение источника Сидениуса фирмы ’’Данфизик”:
ч) общий вид: I — накаливаемый катод, 2 — апертурная диафрагма, 3 — анод,
/ напуск газа, 5 — нагреватель, 6 — магнит, 7 — изолятор, 8 — токоподвод, 9 —
и.псуумный вентиль; б) разрядная камера с нагревателем: 7 — щель эмиссии, 2 — ка-
юд, 3 — анод, 4 — нагреватель, 5 — изолятор, б — изолятор анода, 7 — токоподводы,
8 токоподводы анода, 9 — токоподводы нагревателя.
нительно прост. Разряд горит между вольфрамовым катодом прямого .на-
кала и анодом. С помощью магнитного поля достигается увеличение дли-
(сльности пребывания электронов в разряде и тем самым усиление иони-
зации, Благодаря высокому давлению (обычно от 10-2Па до 1 Па) между
катодом и анодом горит устойчивая дуга. Разброс ионов по энергиям ко-
леблется от I до 50 эВ, но обычно составляет менее 10 эВ, рабочее давле-
ние лежит в диапазоне 10-4 — 1 Па.
Существуют два способа отбора ионов: вдоль или поперек оси плазмы.
В первом случае получают пучок круглого сечения при токе в несколько
микроампер, во втором — благодаря щелевидной форме отверстия боль-
шей площади ток достигает нескольких миллиампер. В изотопных сепа-
раторах при очень больших размерах выходного отверстия в ионном ис-
точнике достигаются даже токи в несколько сотен миллиампер(калютрон-
пые ионные источники [310,413]). Большинство источников этого типа
снабжены нагревателями для испарения твердых веществ и получения не-
обходимой упругости пара. Поэтому ионные источники с накаливаемым
катодом являются наиболее универсальными.
На рис. 4.1. показано сечение ионного источника Сидениуса, рассчитан-
ного на малые и средние ионные токи. Этот источник характеризуется
своими малыми размерами и малой потребляемой мощностью 200 Вт).
Кроме того, он снабжен нагревателем, позволяющим развивать темпера-
гуру Д° 1800 С. Накаленный катод и анод расположены аксиально, ион-
ный пучок вытягивается через щель диаметром примерно 0,5 мм.
Типичным представителем источников с щелевидным отверстием для
отбора ионов является источник Фримана [257], показанный на рис. 4.2.
101
Рис. 4.2. Высокоинтенсивный ионный источник Фримана [257]:
я) общий вид: I — ионный пучок, 2 — щель эмиссии, 3 — разрядная камера, 4 —
накаливаемый катод, 5 - нагреватель, б — термопара, 7 — экраны, 8 — изоляторы,
9 — токоподвод; б) схема разрядной камеры и нагревателя: I — ионный пучок,
2 — разрядная камера, 3 — накаливаемый катод, 4 — магнитное поле, 5 — нагреватель.
Такой источник рассчитан на токи до 5 мА, ресурс работы катода, состав-
ляет примерно 23 мА - ч. Чтобы создать сильный разряд и условия для
максимального отбора ионов, катод располагают параллельно и совсем
вплотную к эмиссионной щели. Необходимое магнитное поле очень ма-
ло (<1СГ2Т). Нагреватель обеспечивает температуру до 1000 ° С. Для
получения ионов тугоплавких элементов можно встроить электрод с
распылением. В принципе следует ожидать в любом источнике некоторое
количество ионов из распыленных материалов источника и прежде всего
материалов накаленного катода (вольфрама, тантала или молибдена). Спе-
циальные ионные источники с использованием распыления имеют электрод,
на который наложен отрицательный потенциал, благодаря чему ионы из
плазмы ускоряются и бомбардируют поверхность электрода,распыляя его.
К.П.Д. таких источников сравнительно низкий, хотя максимальный ионный
ток может достигать нескольких миллиампер. Вследствие высокой доли ней-
тральных распыленных частиц, конденсация проводящих пленок на изоля-
торах в источнике является особенно серьезной проблемой. Разброс ионов
по энергиям в источниках с использованием распыления обычно несколько
больше, чем в простых ионных источниках с накаленным катодом: пример-
но 10—50 эВ, рабочее давление колеблется от 10-2 Па до нескольких паска-
лей.
Дуаплазматрон является разновидностью источника с накаленным като-
дом (фон Арденне [43]). В основном дуаплазматрон применяется для ге-
нерации пучков ионов водорода и дейтерия в несколько ампер, реже — для
получения тяжелых ионов. Для генерации тяжелых ионов вводимый в плаз-
'менную камеру газ или пар ионизуют путем перезарядки с первичными
ионами (обычно ионами гелия) [475], Это позволяет уменьшить эрозию
катода. Разброс ионов по энергиям составляет здесь примерно 10 эВ, рабо-
чее давление 1—10 Па *.
Для всех ионных источников проблемой является осаждение проводя-
щих пленок на изоляторах, а также коррозия и распыление катода. Важ-
ным достоинством источников этого типа является 'малый разброс ионов
’•По данному вопросу более подробно см. кн.: Габович М.Д. Физика и техника плаз-
менных источников ионов. - М.: Атомиздат, 1972. (Прим, ред.)
102
Рис. 4.3. Высокочастотный ионный
ш сочник с емкостной связью:
/ вытягивающий электрод, 2 —
(ыиуск газа, 3 — вытягивающий канал;
/ разрядная трубка; 5 — возбуждаю-
щие разряды электрода, б — изолятор из
нитрида бора; 7 — магнит, 8 — к высоко-
ч ил отному источнику, 9 — положитель-
ное напряжение 0 4-10 кэВ.
6 2
но энергиям, составляющий несколько электронвольт. Это обстоятель-
иво особенно важно для элементов с большим количеством изотопов,
например таких, как цинк, благодаря возможности, позволяющей в дос-
1 а точной степени разделять их по массам.
4.1.2. Высокочастотные ионные источники. Высокочастотные ионные
источники [83], несмотря на свою простоту и малую потребляемую мощ-
ность, не получили широкого распространения. Высокочастотный ионный
источник (рис. 4.3) представляет собой стеклянную или кварцевую трубку,
содержащую два электрода. Ионизирующее высокочастотное поле может
возбуждаться емкостной (см. рис. 4.3) или индуктивной связью. Исполь-
<уемая частота лежит в диапазоне нескольких мегагерц, а мощность сос-
i являет несколько сотен ватт. Магнитное поле служит для стабилизации
разряда; при индуктивной связи оно должно быть перпендикулярно, а
при емкостной - параллельно направлению разряда [270]. Для получения
устойчивой плазмы и облегчения отбора ионов необходимо анодное нап-
ряжение в несколько киловольт. В качестве катода обычно используют ме-
аллический канал, экранированный трубкой из изоляционного материа-
ла. Это позволяет значительно уменьшить расход газа, однако в гаком
узком канале большая доля ионов нейтрализуется. Разброс ионов по энер-
гиям в высокочастотных ионных источниках составляет 10—500 эВ. Это
означает, что разрешение по массе у них хуже, чем у источников с нака-
ленным катодом; рабочее давление заключено в пределах 10"2—1 Па. Та-
кие ионные источники позволяют получать ионные токи благородных газов
и азота до нескольких миллиампер. Проблематичной в таких источниках
является возможная генерация ионов других элементов. Осаждающиеся
на кварцевой или стеклянной трубке пленки мешают нормальной работе
источника. Нагрев загрязнении высокочастотным полем может приводить к
их возгоранию. Все это способствует появлению нестабильности в работе
источника. Особые трудности возникают при использовании таких газо-
образных соединений, как BF3 и PFS, применяемых для получения ионов
бора и фосфора, или соединений металлов. Тем не менее в лабораторных
условиях удается получить пучки ионов Na, Ni, Si, Ge, В, P, Ag, иногда с
током в несколько миллиампер [415] *. Необходимо продолжение иссле-
дований для получения сравнимых с источниками с накаленным катодом
универсальных свойств.
Тем не меиее высокочастотные ионные источники находят применение
гам, где речь идет о длительной работе с инертными газами. Поэтому прак-
* В настоящее время с помощью высокочастотного ионного источника получаютионы
практически всех металлов. {Прим, ред.)
103
Таблица 4.1
Рабочие вещества для ионных источников
Элемент Химический символ Массовое число наи- более распростра- неного изотопа Рекомендуемое ве- щество для источ- ника* Температура плавления, °C Номер ссылки Примечание
Алюминий А1 27 А1 659
Сурьма Sb 121,123 Sb 630
Аргон Ат 40 Аг -189
Мышьяк As 75 AS 817 Ядовит
GaAs 1237 [21
Бериллий Be 9 Be 1284 Ядовит (канцероген).
Бор В 10,11 BF, -128 Большой ионный ток при отно- сительно слабой коррозии ма- териалов источника.
BC13 -107 [21
в 2300 [26Ц
Кадмий Cd 112,114 Cd 321 Ядовит.
CdS 1750 (21 Ядовит (при травлении).
Фтор F 19 BF3 -128
NaF (21
Галлий Ga 69,71 Ga 30
Германий Ge 74,72,70 Ge 936
Гелий He 4 He -272
Криптон Kr 84,86 Kr -157
Литий Li 7 Li 179
LiCl 614 [2,261]
Магний Mg 24 Mg 657
Марганец Mn 55 Mn 1244
Никель Ni 58,61 Ni 1453
NiCl, 1001 [2,261]
Фосфор Р 31 Р РС13 44 -28 [2,261) Красный фосфор.
Платина Pt 194,195,196 Pt 1773
Ртуть Hg 202,200, 199 Hg -39 Ядовит
HgFs [2]
Кислород О 16 О, -219
Сера S 32 s 118 (261J Рабочая температура многих источников слишком высока для того, чтобы обеспечить не- • прерывное испарение серы. Труд-
H2S ностей не возникает.
SOj [2,261] Для SOj имеются ограничения: из-за одинаковой массы S и О2
невозможна магнитная сепарация.
CdS [2]
Селен Se 80,78 Se 220 Ядовит.
CdSe 1350 [2,261]
SeO, 345 [2611
Азот N 14 n2 -210
Теллур Те 130,128, 126 Те 450 Ядовит.
CdTe (21
Водород Н 1 H -262
H2O (21
Цинк Zn 64,66,68 Zn 417 ZnS [2,261] имеет ограничения:
из-за одинаковой массы6 4Zn и
31S, невозможна магнитная се-
парация.
Олово Sn 120,118,116 Sn 232
SnCl4 [2,261]
* В случае твердых веществ для зажигания или поддержания разряда необходим вспомогательный газ, чаще всего аргон. Учитывая воз-
можность испарения, твердые вещества лучше использовать в виде крупнозернистого порошка или гранул, а не мелкодисперсного
порошка или массивных кусков.
тически все ускорители Ван-де-Граафа снабжены такими источниками
ионов.
4.1.3. Источник Пеннинга. Ионные источники с разрядом Пеннинга, или
с холодным катодом, основаны на известном по вакуумным измеритель-
ным трубкам принципе Пеннинга [69]. При наложении высокого напряже-
ния имеет место эмиссия электронов из катода, которые осциллируют в
магнитном поле и ионизуют газ в источнике.
Источники Пеннинга очень просты и характеризуются большой надеж-
ностью при длительном сроке службы. Как правило, их используют лишь
для ионизации газов, иониые токи достигают нескольких сотен микро-
ампер. Вместе с тем благородные газы в источниках Пеннинга очень трудно
ионизовать. Эти источники применяют главным образом для получения
ионов бора, мышьяка, фосфора из газов типа BF3, AsH3, PFS. Следует от-
метить, что несколько повышенное потребление энергии, отсутствие уни-
версальности и большой разброс ионов по энергиям (примерно 100 эВ), ха-
рактерные для ионных источников этого типа, компенсируются простотой
эксплуатации. Дальнейшее применение источники с разрядом Пеннинга на-
ходят там, где можно использовать их способность создавать большое коли-
чество многозарядных ионов. Рабочее давление таких источников обычно
очень высокое: от 10 до 100 Па. Поэтому вблизи источника требуется до-
полнительная откачка. "
4.1.4. Другие типы источников ионов. Для полноты сведений стоит хотя
бы кратко описать и другие типы источников, используемые в специальных
случаях. Источники с поверхностной ионизацией [424] позволяют получать
сравнительно большие токи, но этот способ'генерации ионов пригоден, есте-
ственно, лишь для элементов, имеющих соответствующий ионизационный
потенциал. Разброс ионов по энергиям в таком источнике лежит в пределах
0,2—0,5 эВ. В лазерных ионных источниках [225] используется хорошо
сфокусированный световой луч для испарения материала в вакууме, более
высоком, чем в источниках, описанных ранее. Как ни удивительно, до сих
лор еще не изучена возможность использования электронной пушки для
вакуумного испарения вещества, применяемого в источнике ионов*. Иск-
ровой источник ионов [778] работает по принципу ”Wagnerschen Hammers”,
причем один электрод представляет собой ионизируемый материал, в ка-
честве другого может быть использован, например, графит. Разброс ионов
по энергиям составляет примерно 100 эВ, в экстремальных случаях - до
104 эВ. Как и источники с разрядом Пеннинга, искровые ионные источники
позволяют получать многозарядные ионы. Эти источники могут также рабо-
тать в высоком вакууме; их недостатком является невысокая стабильность
ионного гока. И, наконец, последний тип ионного источника — источник с
тлеющим разрядом. Ранее тлеющий разряд широко применялся для очист-
ки поверхности перед напылением образцов; и до сих пор он все еще при-
меняется для напыления на стеклянную подложку. С помощью тлеющего
* В.М. Гусевым разработаны ионные источники с электронной пушкой для испаре-
ния тугоплавких металлов, рассчитанные на температуру от 1500 до 2800° С (см. Гу-
сев В.М. в кн.: Труды Всесоюзной научно-технической конференции по применению
радиоактивных и стабильных изотопов. - М.: Изд-во АН СССР, 1958, с. 68) . (Прим,
ред.)
106
разряда можно получать очень высокую плотность ионного тока, однако
шергию ионов трудно измерить, так как она практически меняется от нуля
до максимального напряжения. Тем не менее этот метод является очень
простым для имплантации ионов. Первые успешные опыты его применения
пыли проведены Штраком [708] уже в 1963 г. Вместе с тем следует отме-
гигь, что лишь сравнительно немногие элементы могут поддерживать в ио-
низованном состоянии тлеющий разряд. Кроме того, глубина внедрения та-
ких ионов относительно невелика. Поэтому такой метод лучше всего по-
дошел бы для имплантации ионов в омические контакты или для создания
очень мелких структур. Удивительно, что такой простой способ импланта-
ции, не требующий дополнительного ускорения и разделения ионов, изучен
очень мало. -
4.1.5. Эксплуатация ионных источников. Для успешной эксплуатации
ионных источников очень важным является выбор рабочего вещества. Для
>гой цели могут служить таблицы упругости паров, приведенные в работе
фон Хонига [345], В зависимости от типа источника и сечения ионизации
необходимая упругость пара лежит в диапазоне 10-2 —10 Па. В табл. 4.1
приведены характеристики рабочих веществ, необходимых для получения
наиболее важных для. полупроводниковой технологии примесей, а также
некоторых других элементов. Рекомендуемые вещества выбраны, главным
образом, на основе наших экспериментов с источником с накаливаемым ка-
тодом (Danfysik Тур 911 А) и, в общем, согласуются с данными Дирнли и
Фримана [2,259]. Другие данные о рабочих веществах для ионных источ-
ников можно найти в работе Ридинга [605], трудах Ок-Риджской лабора-
тории, опубликованных в период между 1942 и 1960 г., а также в работе
Аксмана [46]. В приложении приведены таблицы значений упругости пара,
которые помогают установить, можно ли получить желаемый сорт ионов
прямо из элемента или требуется найти подходящее соединение этого
элемента.
Общими проблемами для всех ионных источников являются конденси-
рование проводящих пленок на изоляторах, химические реакции между ио-
нами и металлическими частями (коррозия) или даже между ионами и неп-
роводящими деталями источника, а также распыление. Это особенно каса-
ется частей источника, находящихся
под отрицательным потенциалом. Эти
вопросы также могут оказать влия-
ние на выбор подходящего рабочего
вещества для ионного источника.
Вследствие наличия в пучке много-
численных ионов часто бывает трудно
идентифицировать искомый изотоп.
Особенно трудно это осуществить в
том случае, когда в состав исходного
вещества входят молекулы. Если для
получения ионов бора используют
Рис. 4.4. Спектр ионов бора при исполь-
зовании BF3 в качестве рабочего вещества
в ионном источнике.
Н
107
соединение BF3, то в пучке ионов наряду с двумя изотопами бора ’ °В4' и
11В + будут присутствовать все комбинации соединений этих изотопов бора
со фтором:1 ’BF+, 10BF+, ,0Вр2,11BFa, 10BF3, ’ ’ВРз, а также многозаряд-
ные молекулы. Типичный спектр для этого случая представлен на рис. 4.4.
Идентификации изотопов очень помогает запись всех изотопов в соответ-
ствии с их распространенностью. В соответствии с распространенностью наб-
людается и распределение по величине ионных токов изотопов. В приложе-
нии приведены таблицы изотопов всех элементов.
4.2. УСКОРЕНИЕ И ФОКУСИРОВКА ’
Необходимое для ускорения ионов высокое напряжение в большинстве
случаев получают с помощью трансформатора и последующего выпрямле-
ния тока. Для ускорения ионов до высоких энергий (0,5—2 МэВ) использу-
ют также генераторы Кокрофта — Уолтона и Ван-де-Граафа. Высокое напря-
жение, необходимое для работы ионного источника, получают либо с помо-
щью разделительных трансформаторов, либо с помощью мотор-генератора.
4.2.1. Ускорение. Максимальная энергия или напряжение, необходимые
для ускорения ионов, зависят от требуемой глубины проникновения ис-
пользуемых ионов. То же самое справедливо и для минимальных значений
энергии и напряжения. В низкоэнергетичиых установках (до 50 кэВ) ис-
пользуют один ускоряющий электрод, а при более высоких энергиях — уско-
рительную трубку с несколькими электродами (до 20). В первом случае
установка гораздо проще, и вакуум в ней достигается сравнительно легко.
В исследовательских установках максимальная энергия составляет 300—
400 кэВ, она сравнительно легко достигается при использовании откачивае-
мых систем. В особых случаях энергия может достигать 2 МэВ, и тогда не-
обходимо работать под давлением с использованием генератора Ван-де-Гра-
афа. Крупным недостатком установок, работающих под давлением, явля-
ется то, что доступ к источнику затруднен. В принципе создать ускоритель
на все диапазоны энергий иевозможно. Обычно выбирают такие диапазо-
ны: от 2 до 15 кэВ, от 10 до 100 кэВ, от 50 до 300 кэВ и от 0,5 до 2 МэВ.
В современных промышленных установках максимальная энергия обычно
составляет 150 кэВ. Нижняя граница ускоряющего напряжения определяет-
ся как уменьшением тока в пучке, т.е. разумным минимальным значением
интенсивности ионного пучка, так и ухудшением его фокусировки.
Очень важен также вопрос о том, с какой скоростью можно менять уско-
ряющее напряжение. Часто сепарация ионов производится только после ус-
корения, поэтому изменение напряжения возможно лишь в зависимости от
новых значений параметров сепарированного пучка. Особое внимание сле-
дует обращать на стабильность ускоряющего напряжения й отсутствие про-
боев.
Существуют различные устройства ускоряющих электродов, их харак-
теристики зависят от способа разделения ионов по массе и выбора точки
заземления. На рис. 4.5 показана структура наиболее часто встречающейся
системы ускорения. Преимуществом схемы, приведенной на рис. 4.5, а, яв-
ляется то, что под высоким напряжением находится лишь ионный источник.
Все остальные элементы систем управления ионным пучком и измерения
его параметров имеют потенциал земли. Однако магнитный анализатор для
108
Рис. 4.5. Принципиальные схемы ускори-
телей ионов:
«) обычная схема, только ионный источ-
ник находится под высоким напряжением;
необходим большой магнит в качестве ана-
лизатора; регулирование энергии ионов тре-
бует соответствующей установки магнитно-
го поля; б) анализатор под высоким напря-
жением; анализатор — малогабаритный
магнит; регулирование энергии Йонов осу-
ществляется с помощью высокого напря-
жения; в) дополнительное ускорение
ионов у мишени. Энергия ионов реализует-
ся изменением дополнительного ускоряю-
щего напряжения; сравнительно небольшой
магнитный анализатор; мишень трудно-
доступна (измерение тока и температуры).
Принятые обозначения: HSG — генератор
высокого напряжения; Q — ионный источ-
ник; В — ускорение; 5 — сепарация ионов;
М — манипуляция ионного пучка; Т — ми-
шень.
сепарации ионов должен быть сравнительно большим. Если разделение ио-
нов проводят перед их ускорением (рис. 4. 5, б}, то достаточно очень ма-
ленького магнита, а изменение ускоряющего напряжения осуществляется
просто в процессе имплантации. Таким путем можно получить требуемый
профиль распределения ионов. Современная техника (световоды, оптоэлек-
тронные устройства) позволяет без особых проблем реализовать этот метод
ускорения. Поэтому такую схему можно считать наиболее подходящей.
На рис. 4.5, е показана схема, в которой предусмотрено дополнительное ус-
корение ионов перед мишенью. Этот способ используют в случаях, когда
необходимо более высокое ускоряющее напряжение, чем предусмотрено
обычиыми средствами. Однако наложение дополнительного ускоряющего
напряжения приводит к ограничению доступа к мишени (нагрев, охлажде-
ние, измерение тока). Способ дополнительного ускорения применяется в
установках с одним ускоряющим электродом, в которых, как правило, для
формирования пучка используют щелевые диафрагмы [255]. В новой уста-
новке фирмы ’’Экстрион” для получения более высокого ускоряющего нап-
ряжения с ломанью одной многоступенчатой трубки используют клино-
видную форму ионного пучка, фокусируемого в пятно после магнитного
анализатора.
4.2.2. Фокусировка. Фокусировку ионного пучка производят с помощью
фокусирующего и вытягивающего электродов, расположенных непосред-
ственно за ионным источником, до ускорения ионов. В низкоэнергетичных
ускорителях часто сочетают ускорение с фокусировкой. Для того чтобы
улучшить характеристики низкоэнергетичных систем, после масс-сепаратора
вводят еще одну фокусирующую одиночную линзу или квадрупольную лин-
зу, находящуюся под потенциалом земли. При малых энергиях ионов или
очень больших токах вследствие эффекта объемного заряда происходит рас-
плывание ионного пучка, и фокусировка ухудшается.Вильсони Бревер [13]
подробно рассмотрели зту проблем}'. На рис. 4.6 приведена взятая из их
книги диаграмма. С ее помощью можно легко оценить влияние простран-
ственного заряда. В пространстве, свободном от поля, за ускоряющим н
109
Рис. 4.6. Влияние эффектов пространственного
заряда на ионный пучок. Выше линий эти эффекты
могут играть важную роль, ниже - они, вероятно,
несущественны [13] (r0/rw = 2, М = 30).
фокусирующим электродами ионный пучок
может захватывать возникающие на его пу-
ти медленные электроны или отрицательные
ионы, которые при соответствующих услови-
ях накапливаются в пучке и нейтрализуют его
объемный заряд. В таком случае на пути
распространения пучка образуется плазма
с одинаковым числом положительных н отри-
цательных зарядов.
Такая компенсация особенно заметное вли-
10г 10* Ю6 ЦБ
яние оказывает на транспортировку пучка в низкоэнергетичных высокоин-
тенсивных установках для ионной имплантации. Время релаксации, т.е. вре-
мя до достижения полной нейтрализации, было измерено Бернасом и др.
[71] как функция давления и энергии и лежит в диапазоне нескольких
микросекунд. На форму пучка, кроме того, оказывает влияние и аберра-
ция элементов оптической системы. Поскольку в отличие от электронно-оп-
тических систем в ней используют преимущественно электростатические
элементы, то они могут оказывать очень сильное влияние на качество пуч-
ка. Вильсон и Бревер детально обсудили этот вопрос [13].
Для наблюдений за ионным пучком используют светящиеся под пучком
диафрагмы или лучше мониторы, вводимые в пучок. Существует целый
ряд подобных устройств, предназначенных специально для фокусировки
пучка в протяженных системах. Наряду с вращающимися и колеблющими-
ся проволочками для этих целей хорошо подходят устройства с несколь-
кими фарадеевыми ловушками. Однако проще всего использовать метал-
лические реперы, например из тантала, которые при токе около 1 мкАпю-
минесцируют, а при более высоких значениях тока начинают раскаляться.
При низких значениях напряжения и тока подходящими являются кварцевая
пластинка с тонкой проволочной сеткой перед ней или светящийся
фосфор.
4.2.3. Система точной фокусировки. При классическом способе ион-
ной имплантации образцы имплантируют по всей поверхности либо пу-
тем расфокусировки пучка, Либо сканированием его по поверхности,
либо перемещением образца относительно ионного пучка. Одной из но-
вых возможностей ионной имплантации является так называемая ’’за-
пись пучком”, которая состоит в том, чтобы без маскирующих слоев
с помощью остро сфокусированного пучка по заданной программе про-
водить легирование пластины в определенных областях. Альтернативой
этому способу является метод отображения на поверхность полупро-
водника целого изображения, формируемого в пучках тех ионов, ко-
торые производят легирование [72]. Важным условием получения реаль-
ных скоростей записи является разработка ионного источника, обладаю-
щего высокой яркостью и простой системой фокусировки.
Другими возможными областями применения имплантации являет-
ся селективная активация [655], имплантация целых интегральных схем
110
Рис. 4.7. Принципиальная схема системы
сочной фокусировки [655]-
Р и с. 4.8. Зависимость диаметра конного пуч-
ка в системе точной фокусировки от половины
угла 0 наклона пучка относительно мишени
и отношения тока на образце /2 к плотности
ионного тока перед первой диафрагмой. Здесь
dfr и ds— значения диаметра пучка, обуслов-
ленные гауссовым распределением и сферичес-
кой аберрацией соответственно [655]:
С$~ 230 см; /=6,6 см; /=237 см, 50 =
= 254 см, U = 60 кэВ, о = 0.1S3 см.
с применением различных сортов ионов для внедрения р- и и-примесей.
а также имплантация световодов [293]. В то время как второе из пере-
численных применений имплантации требует проведения еще очень
многих исследовательских работ, освоение двух других способов связано,
по-видимому, с небольшими затратами, так как они не требуют столь
больших токов.
Бревер [100] провел анализ минимально достижимого диаметра пучка
иоиов на образце. Он показал, что эффектом объемного заряда, хромати-
ческой аберрацией и искривлением пучка можно пренебречь. Зелигер
и Флеминг [655] испытали простую конструкцию, состоящую цз одиноч-
ной линзы и двух диафрагм. В их экспериментах минимальный диаметр
пучка составлял примерно 5 мкм при энергии ионов 60 кэВ и общем токе
максимум 20 нА (расчет на основе экспериментальных данных). Общий
вид этой схемы показан на рис. 4.7. С помощью двух диафрагм, установлен-
ных на расстоянии I друг от друга, вырезают пучок нужных размеров,
а затем фокусируют с помощью одиночной линзы Либмана [436]. Для
диаметра пучка справедливо выражение
tt/j [1 - ехр(-02/2/2о2)] 4 /
(4.1)
где / — плотность тока перед первой диафрагмой; 72 — ток на образце;
О - половина угла между пучком и образцом (©®»f2//); f— фокусное
расстояние (f- 1,92 D ^Si); о — стандартное отклонение профиля пучка на
второй диафрагме; С$ — коэффициент сферической аберрации линзы;/) —
диаметр линзы. Смысл величин и 50 можно понять из рис. 4.7.
Рассчитанные по уравнению (4.1) значения диаметра ионного пучка
в зависимости от © и отношения 72//х представлены на рис. 4.8. Тре-
угольником отмечена экспериментальная точка, соответствующая диаметру
пучка примерно 5 мкм [655]. При оптимальных условиях может быть
получен пучок диаметром менее 1 мкм. Длительность имплантации суще-
111
Таблица 4.2
Зависимость длительности имплантации от дозы и диаметра пучка, полученная
для системы точной фокусировки, изображенной на рис. 4.8 (эффективная пло-
щадь 2,5 мм2)
Диаметр пучка, мкм Доза, см '2 Длительность им- плантации, с Диаметр пучка, мкм Доза, см'1 Длительность им- плантации, с
0,55 10’5 2 »10s Г 1.3 10” 2 -104
0,55 10* 3 2 - 103 1.3 10'3 2 • 102
ственно зависит от плотности тока пучка перед первой диафрагмой (у i) •
В настоящее время реальное значение /1 составляет 200 мкА см-2; Это
означает, что для пучка диаметром 0,6 мкм реальный ток будет составлять
лишь 20 пА. В табл. 4.2 приведены данные о длительности имплантации
для двух значений дозы (1013 см-2 и 1015 см*2) и пучка диаметром
0,55 мкм и 1,3 мкм при указанной ‘ выше плотности тока, рассчитанные
для поверхности полупроводника размером 5х 5 мм2 при условии, что
10% всей поверхности будет имплантировано. Для малых значений диа-
метра и больших доз при современном уровне производительности ионных
источников длительность имплантации может оказаться слишком большой
(по этому вопросу более подробные данные приведены в работе Вильсо-
на [13]). Для практического применения этой техники необходимо иметь
ионные источники, обеспечивающие плотность тока Ю"4 -5- КГ’А-см2
при разбросе ионов по энергии не более 10 эВ.
4.2.4. Примеры ионных ускорителей. В качестве примеров различного
оформления ионных ускорителей на рис. 4.9—4.13 представлены несколько
конструкций ионных ускорителей. Один из первых промышленных ускори-
телей производства фирмы ’’Акселератор” изображен на рис. 4.9. В ка-
честве источника ионов используют высокочастотный ионный источник,
источник с разрядом Пенниига и источник с накаливаемым катодом.
Электрическое питание цепей ионного источника подается через раздели-
тельные трансформаторы. Сепарация ионов по массе осуществляется с
помощью фильтра Вина (см. раздел 4.3). Схема такого ускорителя, вклю-
чая и камеры с мишенями, приведена на рис. 4.10. Как пример современ-
ного ускорителя на рис; 4.11 показан ионный ускоритель на высокие
Рис. 4.9. Установка для имплантации ионов, разработанная фирмой ’’Акселератор”;
сепарация ионов после ускорения. Максимальное напряжение составляет 300 кэВ.
112
Р и с. 4.10. Схема ускорителя на 300 кэВ. разработанного фирмой ”Акселератор”:
/ — высоковольтная часть с ионным источником; 2 — ускорительная трубка; 3 —
кпадрупольная линза; 4 — фильтр Вина (сепарация по массам) ; 5 — система отклоне-
ния по х—у; 6 — приемная камера с кассетной системой; 7 — приемная камера для им-
плантации отдельных мишеней; 8 — диффузионные насосы; 9 — ионный геттерный на-
сос с титановым испарителем; 10 — ловушка с жидким азотом; 11 — пластины; 12 —
смотровое окно; 13 — вентиль; 14 - генератор высокого напряжения 0 -г 300 кВ и
110 В переменного напряжения; 15 — Е = 0 -гЗ кВ/см; 76 — В = 0 г 12 кГс; 17 — пита-
ние сканирующей системы; 18 — контроль профиля распределения
Рис. 4.11. Высоковольтный ускоритель фирмы "Данфизик” с сепарацией ионов до
ускорения. Максимальное напряжение 350 кВ; две системы транспортировки ионно-
о пучка.
рис. 4.12. Ускоритель ионов бора и фосфора, созданный фирмой "Акселератор”:
1 — ионный источник; 2 — ускорительная трубка; 3 — магнит; 4 — система откло-
нения пучка; 5 — вентиль; 6 — камера мишеней; 7,— насосы; 8 — высокое напря-
жение.
энергии, разработанный фирмой ’’Danfysik” для самых различных лабо-
раторных исследований. Высокое напряжение также снимается с транс-
форматора, рабочее напряжение для питания источника, находящегося
под высоким напряжением, насосов и другого оборудования обеспечи-
вается системой мотор-генератора. Здесь применен источник с накален-
ным катодом. Ускоритель такого типа в настоящее время широко ис-
пользуется для проведения исследовательских работ по имплантации
ионов. На рис. 4.12 приведена схема небольшого ускорителя, разработан-
113
Рис. 4.13. Высокоинтенсивный ионный ускоритель фирмы ’’Экстрион’-’. Максималь-
ная энергия ионов 200 кэВ. Ток нонов бора до 1 мА.
кого фирмой ’’Акселератор” для имплантации малых доз ионов бора и
фосфора малых энергии с целью производства МОП-транзисторов. По-
скольку рабочее напряжение сравнительно мало (максимум 100 кэВ),
проблем с высоким напряжением нет. В качестве источника ионов ис-
пользуют надежный с большим сроком службы источник с разрядом Пен-
нинга, который способен обеспечить ток 40 мкА при имплантации ионов
бора и фосфора. Плохое разрешение этих ионов по энергии не играет
существейной роли. Наряду с фирмами ’’Акселератор” и ’’Данфизик”
есть еще два крупных изготовителя установок для имплантации ионов.
Фирма ’’Лиитот” выпускает разработанные в Харуэлле высокоинтенсив-
ные ускорители, снабженные источниками Фримана (см. рис. 4.2). Эта
установка универсальна и пригодна как для проведения имплантации
в промышленном масштабе, так и для широкого круга исследований.
Очень большим выбором ускорителей располагает фирма ’’Экстрион”.
Все выпускаемые ею ускорители предназначены для полупроводниковой
промышленности и относительно просты. Одйн из таких высокоинтен-
сивных ускорителей изображен на рис. 4.13. Ускоряющее напряжение
у него составляет 200 кВ. Для обеспечения больших мощностей под высо-
ким напряжением применяется система с мотор-генератором. В установке
используется ионный источник Фримана с щелевидным отверстием для
вытягивания ионов. В отличне от других рассмотренных ранее ускоритепей
здесь, как и в установке фирмы ’’Линтот”, применено механическое ска-
нирование ионного пучка по поверхности образца. Обычно принято за-
крытое исполнение ускорителей. Аналогичные высокоинтенсивные ионные
ускорители выпускаются в СССР для цепей ионной имплантации в промыш-
ленном масштабе, а также для проведения исследований взаимодействия
ионов с поверхностью твердого тепа.
114
4.3. АНАЛИЗ ПУЧКА
Вакуумные системы всегда содержат определенное количество остаточ-
ных газов, а поскольку рабочие вещества для ионных источников не явля-
ш1ся полностью очищенными от примесей и в качестве рабочих веществ
используются соединения желаемых ионов, то необходимо проводить
р.иделение ионного пучка по массам. Для этого существует в принципе
много возможностей. В настоящее время, как правило, используют либо
чисто магнитную сепарацию, либо фильтры Вина (Е х 5-фильтры). Важной
характеристикой для системы масс-анализатора является разрешающая
гиособность системы, в которую помимо характеристики сепаратора
к ходит также разброс ионов по энергиям, обусловленный источником
попов.
Как уже упоминалось выше, в ускорителе существуют два возможных
места для сепарации нонов: непосредственно за источником ионов, т.е.
цо ускорения, и второе -после ускорения. Оба способа имеют достоинства
н недостатки. В первом случае анализатор находится под высоким напря-
жением — и это затрудняет обслуживание, хотя он имеет малые размеры.
Основное преимущество разделения ионов до их ускорения заключается
и том, что при изменении энергии параметры, связанные с сепарацией
ионов, остаются неизменными, поскольку ускоряется пучок, уже раз-
деленный по массам. Это позволяет изменять энергию ионов в процессе
имплантации и очень просто получать отличающийся от гауссовой кривой
практически любой профиль имплантируемых ионов. Во втором случае
анализатор заземлен и поэтому должен быть достаточно большим, по-
скольку он разделяет по-массе уже ускоренные ионы. При изменении
ускоряющего напряжения приходится изменять и магнитное поле. Един-
с1 венным преимуществом такого способа разделения ионов является
простота питания магнитов током. Для простоты обслуживания ускорите-
лей необходимо иметь плавную регулировку и высокую степень стабили-
кщии магнитного поля. Магнитное поле должно регулироваться полем,
л не током, что в современных установках еще не достигнуто. Для про-
мышленного применения было бы, напротив, даже желательно, чтобы
сепарация ионов осуществлялась плавно. В этом случае можно было бы
обойтись одним или несколькими регулируемыми и переключаемыми
устройствами для определенного сорта ионов и заданной энергии.
Качество разделения иоиов по массе определяется разрешающей способ-
ностью М(дМ(оМ — минимальная разрешаемая разность масс). Для простых
схем имплантации обычно достаточно иметь М/6М - 70, для некоторых
промышленных установок (например, для случая имплантации только
ионов бора) разрешающая способность может быть и меньше. Для ис-
следовательских целей необходимо лучшее разрешение, с одной стороны,,
для того чтобы обеспечить достаточную степень разделения тяжелых ионов,
например, в случае их имплантации в GaAs, а с другой стороны, для более
точной идентификации ионов. В установках, близких к изотопным се-
параторам, значение М/дМ достигает 1000.
Разрешающая способность MjbM, одиако, определяется не только-маг-
нитным анализатором, но и зависит от разброса ионов но энергиям, а
также от фокусировки ионного пучка. Чем лучше фокусировка, тем лучше
115
разделение соседних ло массе изотопов. Поэтому после разделения ионов
по массам нежелательные пучки диафрагмируют.
4.3.1. Магнитная сепарация. В однородном магнитном поле заряженные
частицы движутся по круговым орбитам с радиусом R:
Mv 1 I2M \Ч2
R =---= —-----U ,
qB В \q /
(4.2)
где ц — заряд частицы; М - масса иона; В - магнитная индукция; U —
ускоряющее напряжение; v — скорость частицы.
1 Р 9 2
Р и с. 4.14 Схема однород-
но 1X3 секторного магнита:
J -объект, 2 — изобра-
жение.
Как видно из уравнения (4.2), частицы, обладающие разной массой,
но одинаковой энергией, отклоняются по разным траекториям. При угле
отклонения 180° и разности масс величина дисперсии масс описыва-
ется формулой
ДМ
D=—R. (4.3)
М
Кроме того, магнит действует как лииза. Если расходимость ионного
пучка равна 2а, то ширина изображения, для малых значений равна [2]
IV= 2R(1 - cos а) = Rex2 рдя малых а. (4.4)
Влияние нестабильности ускоряющего напряжения и колебаний магнитно-
го поля легко учесть дифференцированием уравнения (4.2)
На практике для разделения иоиов по массе используют однородные
секторные магниты. Расчет их довольно трудоемкий. Такие расчеты были
проведены, например, Герцогом [329], Штеффеном [702] и Энге [226].
Если ионный пучок входит в магнит под прямым углом и под таким
же углом выходит из анализатора (см. рис. 4.14), то расчет упрощается,
и для величины дисперсии масс при разности масс ДМ получают следую-
щее выражение;
д, R&M (и (4-5)
2М \ р )’
а для W имеем
(4.6)
Для симметричного магнитного поля, т.е. для р = q и у = X, справедли-
вы те же формулы, что и для однородных 180°-магнитов. Если объект и его
116
изображение не лежат в одной плоскости, то вместо уравнения (4.5) [2,13J
имеем
1 REM Г L 1
0 =— --------- 1 cos со +— sin со . (4.7)
2 М L R J
До сих пор эффектами на границах поля пренебрегали. Подробное рас-
смотрение этого вопроса дано в [227, 786]. Выбирая полюсные наконечни-
ки специальной формы, можно исключить влияние этих эффектов.
4.3.2. Филыр Вина. Фильтр Вина, или Е X /3-фильтры [656, 775], при-
меняют лишь в имплантационных установках, рассчитанных на малые токи
<100 мкА), поскольку при больших токах эффекты объемного заряда
ухудшают эффект разделения ионов по массе. В фильтрах Вина магнит-
ное поле перпендикулярно электрическому. Если воздействие обоих полей
па заряженную частицу одинаково, т.е.
qЕ « q(v X В) ' (4.8)
(где В — напряженность магнитного поля; б* — скорость иона; Ё — напряжен-
ность электрического поля), то будет иметь место отклонение частиц
плево или вправо в зависимости от их массы.
Для ионов, разделяемых по массе, в том случае, когца магнитное поле
перпендикулярно направлению падения ионного пучка
М= 2qU(B}E)\
Частицы с массой 7И+ ДМ описывают круговые орбиты радиусом
м у/2 Г1
M+EMJ j
(4.9)
7? = 2 —
Е
(4.Ю)
I la рис. 4.15 представлена схема фильтра Вииа. Для малых углов дисперсия
по массе на мишени, удаленной от середины фильтра на расстояние L, опи-
сывается формулой
Эффективность разделения ионов, а следовательно, и разрешающую
способность фильтра можно регулировать с помощью электрического и
мах иитного полей. К недостаткам такого анализатора следует отнести то,
то нейтральные частицы могут беспрепятственно проходить через фильтр
и попадать на мишень. Поэто-
му совершенно необходимо
предусмотреть использование
додопнитепьной электростати-
ческой системы отклонения.
Кроме того, если не принимать
специальных мер, то у такого
фильтра появляются аберрации
I’ и с. 4.15. Схема фильтра Вина.
117
[13,656]. Вот почем}' такие фильтры применимы лишь для специальных
случаев и малых токов.
В случае многозарядяых ионов в уравнения (4.2) и (4.9) вместо вели-
чины q следует вводить nq, где п — количество зарядов. Поэтому в процессе
разделения частица как бы имеет массу М/п. Таким образом, в ионном
спектре двухзарядные и трехзарядные ионы проявляются как частицы
с массой соответственно в 2 и 3 раза меньшей массы однозарядных ионов.
4.3.3. Разрешающая способность. Разрешающая способность ускорителя
зависит не только от характеристик сепаратора, но от разброса ионов по
энергиям в ионном источнике, регулировки ускоряющего напряжения,
диаметра пучка и ширины детектора ионов. Считается, что два пучка раз-
делены, если их дисперсия по массам больше суммы диаметра пучка 2R и
ширины щели S:
D>S+2R. (4.12)
Отсюда для разности масс, равной единице, разрешающая способность
есть
М DM
ЬМ 2R + S
(4-13)
Величину М/ЪМ для магнитного поля находят из уравнения (4.13), прини-
мая 51 = 0, а дисперсию масс D определяют из уравнения (4.7) или из
(4.1) для ионов, отличающихся по массе на единицу. Для оценки разре-
шающей способности установки в уравнение (4.13) подставляют соответ-
ствующие значения, измеренные на мишени. Диаметр пучка чаще всего
определяют как полуширину или как стандартное отклонение, предполагая
гауссову форму пучка (R = о). При отсутствии изотопов в числе импланти-
руемых ионов для определения разрешающей способности уже недостаточ-
но уравнения (4.13). При имплантации необходимо обращать внимание
на ’’паразитные”, близкие по массе линии, а также форму ионного пучка.
Особенно осторожно следует относиться к случаям неоднородных профи-
лей (астигматизм) с глубоко проникающими хвостами. В последнее время,
особенно в связи с появлением высокоинтенсивных ускорителей, появилась
новая проблема: образование ионов из распыленных частиц материала
щели и диафрагмы, которые могут быть частично имплантированы в об-
разец. В этом случае помогает применение подходящих материалов для
изготовления щели или диафрагмы: например, в установке, предназначен-
ной для имплантации кремния, изготавливают щели из кремния или графита.
4.4. СКАНИРОВАНИЕ ИОННОГО ПУЧКА
И ОДНОРОДНОСТЬ ИМПЛАНТАЦИИ
С точки зрения ионной оптики желательно иметь по возможности хорошо
сфокусированный пучок ионов диаметром от нескольких миллиметров
до одного сантиметра. Поэтому для обеспечения однородности импланта-
ции необходимо либо сканировать ионный пучок, либо перемещать образец,
либо расфокусировать пучок. Последний способ приводит к крайне нерав-
номерному распределению имплантируемых ионов и пригоден лишь для
не очень точных исследований. Поэтому он применялся лишь на начальной
118
сгадии развития ионной имплантации. Для полупроводников требуется
очень равномерное распределение имплантируемых ионов (неоднородность
пс более 1%) по образцу.
При расчете системы сканирования ионного пучка необходимо учиты-
вать многие факторы. Наряду с такими характеристиками, как размер
образца, диаметр пучка, угол каналирования и ошибкиаберрапии. важную
роль играют также длина плечей установки, вакуумно-технологические ус-
ловия и температурные эффекты под действием выделяющейся мощнос-
ти пучка.
Рис. 4.16. Схема сканиро-
вания ионного пучка с по-
мощью отклоняющего кон-
денсатора.
Простейшим способом сканирования ионного пучка является электро-
статическое сканирование в направлениях X и Y. Особо следует следить
ia тем, чтобы с помощью соответствующей системы щелей, установленной
перед отклоняющими пластинами, был выделен лишь необходимый сорт
ионов. Поэтому сканирование пучка еще и перед разделением ионов по
массе обычно не практикуется.
Отклонение ионного пучка на мишень с помощью системы пластин
(см. рис. 4.16) для малых углов отклонения описывается формулой
а
Ltga-L----------, (4.14)
2d U
где а — длина пластины, d — расстояние между пластинами, L— расстоя-
ние между серединой пластин и мишенью, Ua— напряжение сканирования,
U — ускоряющее напряжение.
Напряжение для сканирования ионного пучка, как правило, имеет
пилообразную форму, его частота лежит в диапазоне от 1 Гц до 10 кГц.
Следует следить за тем, чтобы не возникали фигуры Лиссажу и не нару-
шалась однородность имплантации. Рекомендуется обычно либо очень
большая (например, 10 Гц и 1 кГц), либо очень малая разница частот (на-
пример, 999 Гц и 1 кГц). В любом случае необходимо обеспечить, чтобы
образцы были установлены достаточно часто, в плотно прилегающих друг
к другу рядах. Другим условием однородности имплантации является
достаточное перекрытие образца пучком, исключающее краевые эффекты.
Интервал между рядами должен составлять примерно -ч/То-, если пучок
имеет гауссову форму со стандартным отклонением о (это приблизительно
оптический радиус пучка) .Площадь сканирования пучка по образцу долж-
на составлять не менее трех диаметров пучка. При этих условиях отклоне-
ния в однородности имплантации не превышают 1%, если нет никаких
дополнительных эффектов, связанных с нестабильностью напряжения.
Сканирование лучка по образцу может приводить к очень большим поте
рям ионного тока. При диафрагме 5X5 см2, установленной перед двух-
дюймовым диском, и диаметре пучка 1 см может быть использовано
лишь 20%-, а при диаметре 0,5 см — 40% общего ионного тока.
119
Рис. 4.17. Неоднородность, обусловленная электростатическим сканированием
по X — у:
образец перпендикулярен направлению пучка (а) ; образец повернут на 7° относи-
тельно вертикали (б) (254]. Шайба 10 см, расстояние от отклоняющих пластин 1 м.
Как видно из рис. 4.16, сканирование вызывает расхождение пучка.
Система сканирования должна отстоять от мишени на таком расстоянии,
чтобы максимальный угол отклонения, необходимый для имплантации
всей поверхности образца, был меньше критического угла каналирования.
В большинстве случаев он составляет 1 °. Для имплантации в направлении
каналирования и такое значение угла отклонения может быть слишком
большим. В таких случаях применяют сканирующее устройство с набором
параллельных сдвоенных отклоняющих пластин, предназначенных для того,
чтобы вновь изменить траекторию отклоненного пучка. Однако тем самым
(особенно при простой конструкции системы) становится возможным
появление ошибки аберрации, а следовательно, неравномерной импланта-
ции. Например, в случае имплантации ионов бора с энергией 300 кэВ крити-
ческий угол каналирования в направлении < 100 > равен 2,03°; чтобы
было возможным проведение экспериментов по ионному каналированию,-
расстояния между мишенью и отклоняющими пластинами при диаметре
пластины 2" должны составлять 70 см. Угол отклонения следует выбирать
как можно меньшим еще по такой причине: для исключения эффекта ка-
налирования ионный пучок разориентируют; этот угол пучка к оси ми-
шени, складываясь с углом сканирования пучка, приводит к неравно-
мерному поверхностному распределению ионов.
На рис. 4.17 приведен пример для случая пластины диаметром 100 мм,
ориентированной под углом 7° к пучку, и при расстоянии между образ-
ном и сканирующими пластинами 1 м [254].
Магнитное сканирование ионного пучка, хотя в принципе возможно,
но до настоящего времени не применялось. Его преимущество, связанное с
минимальной аберрацией при больших значениях угла отклонения, навряд
ли заслуживает внимания. Кроме того, сканирование с помощью магнитно-
го поля зависит от массы элемента, вследствие чего возникает необходи-
мость контроля еще одного параметра.
В зависимости от рабочего вакуума при использовании электроста-
тического сканирующего устройства возможно появление сильной нерав-
номерности, обусловленной нейтрализацией ионов. Часть ионов после
120
ускорения и разделения по массам при столкновениях с атомами остаточ-
ного газа захватывает электроны, т.е. нейтрализуется. А поскольку такие
частицы уже не отклоняются статическим полем, на образце образуется
’’горячее” пятио, соответствующее намного большей дозе. Этот дополни-
юльный вклад невозможно оценить измерением тока, так как частицы
нейтральны.
Неоднородность AAn/7Vu, обусловленная наличием в пучке нейтральной
компоненты, определяется выражением [605 ]
ДАП л ,
'= 2,4» • W'“PLow — , (4.15)
N-------------------------------------------------------а
]де Р — давление, Па; L -длина пробега частицы, см; о10 — сечение об-
разования нейтральных частиц из однозарядных, см2; А — площадь поверх-
ности, по которой сканируется пучок; а — площадь неотклоненного (сфо-
кусированного ) пучка.
Сечение захвата электрона ионом со скоростью v можно рассчитать по
формуле Бора и Линдхарда [94]:
<7,„ = Too Z,/У3 j (4.16)
где а0 - радиус Бора (а0 = eGh2/7Ttnq2 = 0,0529 нм); - скорость Бора
(l»o ~ (?2/2еой). Значения aw лежат в диапазоне примерно 10~16 см2.
Если давление равно 10"4 Па, длина пробега 8 м, поперечное сечение пуч-
ка 1 см2, площадь сканирования пучка 25 см2, Ою = 2- ПК16 см2, то неодно-
родность AAQ/7VD составляет 5%.
Долю нейтральных частиц в пучке можно уменьшить, улучшая вакуум,
или с помощью дополнительных пластин, отклоняющих заряженные части-
цы. Для этого используют либо третью пару отклоняющих электро-
дов, либо, что еше лучше, к последней паре пластин прикладывают постоян-
ное напряжение. Оба варианта схематически изображены на рис. 4.18. По-
перечное сечение образования двухзарядных ионов а12 примерно такого
же порядка, как и о10 [507] Однако отрицательное влияние этого эффекта,
проявляющегося в искажении результатов измерений тока, имеет место
лишь в случае очень плохого вакуума. Равномерность имплантации можно
легко проверить с помощью прозрачных синтетических пленок (например,
типа прозрачной пленки BN 250 фирмы ’’Kalle Hostaphan” или пленки
”Милар”),которые под действием имплантируемых ионов изменяют свою
окраску. В зависимости от сорта ионов и интенсивности ионного пучка
цвет может изменяться от коричневого до красного. Этот способ позволяет
Рис. 4.18. Диафрагмирование нейт-
рального пучка с помощью электро-
статического отклонения раздель-
ными пластинами (д) или путем при-
кладывания постоянного напряжения
к сдвоенным пластинам (б) -
а)
Я)
121
Рис. 4.19. Примеры систем механи-
ческого сканирования- пучка по [254,
593J. Ажурные стрелки — ионный пу-
чок, тонкие — направление движения
держателя образцов.
нов (более 0,1 Вт/см2 ), поскольку
выделению.
надежно различать разницу доз ме-
нее 5%. Особенно хорошо подхо-
дит такой метод для обнаружения
пучков нейтральных ионов- Следует
соблюдать осторожность при им-
плантации интенсивных пучков ио-
нагрев пленки может привести к газо-
Следующий источник возможных ошибок заключен в равномерной
имплантации ионов элементов другого сорта с эффективным молекуляр-
ным весом, равным молекулярному весу основного элемента. Например,
в случае имплантации ионов 32 S+ — это имплантация молекул кислорода
(О2) или двухзарядных ионов цинка {(AZn++}. Чтобы исключить такого
рода эффекты, необходимо тщательно выбирать рабочие вещества, исполь-
зуемые в ионном источнике. Казалось бы, с помощью ZnS можно генери-
ровать ионы цинка и серы; но поскольку эффективная масса у 64 Zn++ та-
кая же, как у 32 S+, то это соединение можно использовать лишь для генера-
ции ионов Zn.
Большое влияние на однородность имплантации в зависимости от даь-
пения в вакуумной системе может оказывать процесс перезарядки. Если
ион перезаряжается или изменяет молекулярный состав
4ри+->4",+ ,
(4.17)
где п,т_— количество зарядов; р, q -количество атомов в молекуле,
то образуется новая эффективная масса:
, q2 п
М'=— — М. (4.18)
р т
Особенно важную роль играет этот эффект в случае многозарядных
ионов, часто используемых для того, чтобы расширить энергетический
диапазон ускорителя. В соответствии с уравнением (4.15) все реакции
обмена зарядами зависят от давления в камере. Еше более сложные реак-
ции могут протекать в случае молекулярных ионов BF? , PF3 и т.п.
При использовании электростатической системы сканирования в случае
больших ионных токов следует ожидать трудностей, связанных с эффекта-
ми объемного заряда. Ранее упоминался альтернативный метод для имплан-
тации ионов по большой поверхности, который в данном случае может
быть применен; механическое перемещение образца перед ионным пучком.
Типичные размеры пучка составляют 0,2.4 см2. В случае небольших плас-
тай бывает достаточно перемещать образец только вдоль оси X; для боль-
ших пластин необходимо перемещать образец в направлениях X и Y. В
этом случае не возникает проблем, связанных с влиянием на однородность
имплантации пучков нейтральных ионов. Однако результаты дозовых из-
122
мсрсний в этом случае также не совсем точны. Преимущество механическо-
1 о сканирования состоит в том, что пучок ионов при этом не приобретает
дополнительной расходимости. С другой стороны, при использовании спо-
соба вращающегося барабана возникают трудности с измерением угла. На
рис. 4.19 схематически представлены различные механические системы ска-
нирования пучка по образцу.
4.5. ПРИЕМНАЯ КАМЕРА
Последним нерассмотренным элементом ионного ускорителя является
вакуумная камера, в которой происходит имплантация ионов в мишени.
В зависимости от применения к этим камерам предъявляются различ-
ные требования. Эти требования различаются в значительной степени
в зависимости от того, предназначен ли ускоритель для проведения
универсальных экспериментальных исследований или это промышленная
установка. В то время как в первом случае необходимо в достаточно ши-
роком диапазоне варьировать температуру, ориентацию и размеры образ-
ца, во втором случае главную роль играют частота смены мишеней, одно-
родность имплантации и надежность в эксплуатации. В соответствии с пред-
назначением различается и конструктивное оформление приемных камер
для имплантации ионов.
4-5.1. Измерение тока. Для всех экспериментов по иоиной имплантации
необходимо знание точной дозы облучения, т.е. интеграла по времени
от плотности ионного тока. Серьезной проблемой при этом являются вторич-
ные электроны, образующиеся при ионной бомбардировке поверхности.
Поскольку они заряжены отрицательно, то го к этих электронов склады-
вается с током положительных ионов. Нейтральные частицы, которые не
дают вклада в ток, но которые также могут образовывать вторичные элект-
роны, необходимо в любом случае диафрагмировать, используя при этом
соответствующие технические средства. Если прибор для измерения тока
очень высокоомный, то держатель образцов может зарядиться положитель-
но, уменьшая тем самым выход вторичных ионов и стягивая к себе допол-
иигельные отрицательные заряды. Вследствие последнего обстоятельства
измеренный ток будет меньше фактического. Измерение параметров ион-
ного пучка само по себе ничего нового не содержит. Вместе с тем импланта-
ция ионов, как правило, связана с облучением относительно больших пло-
щадей, с необходимостью охлаждения или нагрева образцов в процессе
облучения, а также необходимостью предусмотреть визуальное наблюдение
образцов через окно. Так как всегда необходимо знать дозу облучения,
которая определяется плотностью ионного тока, то перед мишенью необ-
ходимо устанавливать диафрагму, точно определяющую имплантируемую
плошадь. Для измерения тока используют прибор с малым входным
сопротивлением, соединенный с интегратором тока. Такой интегратор
может после достижения заданного значения дозы или заряда сигнализиро-
вать об окончании процесса имплантации либо о его продолжении.
Вторичные электроны проще всего подавить с помошью отрицательно
заряженного электрода (запирающий электрод), установленного перед
держателем образцов. Исполнение держателя в форме ловушки Фа-
радея еще в большей степени способствует подавлению вторичных
123
электронов. Можно также сделать отрицательно заряженный электрод в
виде цилиндра. Ионный пучок не должен попадать на запирающий электрод,
гак'как в проэивном случае это поведет к образованию вторичных элек-
тронов, которые будут попадать на держатель образцов и давать свой вклад
в измеряемый ток. Ошибка за счсг образования вторичных электронов,
распыляемых держателем мишени, пренебрежимо мала. Следующий способ
подавления тока вторичных электронов состоит в применении слабого маг-
нитною поля (~ 10-2Тл), которое заворачивает электроны обратно на ми-
шень. На рис. 4.20 приведены три возможных варианта исключения влияния
Рис. 4.20. Устройства для подавления вторичных электронов: ловушка Фарадея
(с) ; запирающий цилиндр (б); запирающий электрод (в)
тока вторичных электронов на ионный ток: ловушка Фарадея, запирающий
цилиндр и просто запирающий электрод. Необходимое напряжение зависит
от геометрии устройства, и обычно его подбирают экспериментальным путем.
4.5.2. Ориентация мишени. При проведении фундаментальных исследова-
ний часто необходимо имплантировать ионы в образцы, ориентированные
точно по заданному направлению. Для этих целей применяют оптический
или рентгенографический способ (камера Лауэ), позволяющие получать
точность в 0,5°. Но лучше всего проводить ориентацию мишеней методом
обратного резерфордовскою рассеяния ионов. Обычно для осуществления
последнего из указанных выше методов используют гелий или протоны
(см. разд. 5.8). Достигаемая при этом точность ориентации составляет око-
ло ± 0,02°. На ориентированных образцах можно проводить эксперименты
по каналированию или исследования ионно-лет ированных слоев в процессе
ионной имплантации методом обратного рассеяния. Образцы для таких экс-
периментов устанавливают на гониометре, который позволяет поворачи-
вать их относительно всех осей с точностью ± 0,01°. Вместе с тем в боль-
шинстве экспериментов и при изготовлении полупроводникбвых приборов
необходимо подавлять эффект каналирования. Поэтому полупроводнико-
вые монокристаллы, вырезанные изготовителем с точностью ± 0,5° относи-
тельно определенного кристаллографического направления, поворачивают
на 7 10° по отношению к ионному пучку (т.е. ионы имплантируют под
углом 7—10° к оси данного кристаллографического направления моно-
кристалла) . Поворот на больший угол нежелателен, так как в этом случае
возможно каналирование ионов вдоль каналов или плоскостей с малыми
индексами. Наиболее надежно можно определить угол поворота мишени
относительно ионного пучка с помощью метода обратного рассеяния. Од-
нако на практике такой способ требует слишком больших затрат. Рис. 4.21
иллюстрирует влияние разориенгации на концентрационные профили при
имплантации иоиов фосфора в кремний вдоль оси ( 111/ (эксперимент
124
Р и с. 4.21. Полученная Редди зависи-
мость формы профиля от разориента-
ции образца кремния относительно на-
правления <111> [585]. Кривая G - нет
смещения.
Редди [585])- Отчетливо видно, что
часть иоиов проникает по каналам
даже в образцах, совершенно раз-
ориентированных относительно ион-
ного пучка.
4.5.3,. Нагрев и охлаждение. На-
грев или охлаждение образцов в
процессе ионной имплантации в не-
которые полупроводники (GaAs и
InSb) способствует увеличению до-
ли замещающих атомов или де-
лает возможным проведение осно-
вополагающих исследований образования и отжига радиационных де
фектов. Большинство исследовательских установок приспособлень.
для проведения такого рода экспериментов. Промышленные же установки
не располагают такими возможностями, так как для кремния это практи-
чески заметного выигрыша не дает, а затраты очень высоки. Если при раз-
работке промышленных установок возникают проблемы, связанные с
нагревом образцов под облучением (см. раздел 3.6), то такой нежелатель-
ный эффект исключают, вводя одновременную имплантацию нескольких
образцов (см. раздел 5.4).
Охлаждение образцов осуществляют практически исключительно кон-
тактным методом. Обычно работают при температуре жидкого азота (77 К).
Несколько экспериментов было проведено при температуре 4 К. Плавное
регулирование температуры путем одновременного нагрева, как это де-
лается. например, в криостатах для испарения, практически не используется;
к тому же оно экономически не выгодно. Для того чтобы исключить загряз-
нение охлаждаемых мишеней атомами конденсированного остаточного газа
(см., например, раздел 4.6), следует установить вблизи образца ловушку с
жидким азотом; еще лучше окружить весь держатель образцов охлаж-
даемой стенкой.
Нагрев образцов можно осуществлять с помощью электронной бомбар-
дировки, излучения или контактным способом. В первом случае возникают
трудности с измерением ионного тока. Оба последних метода нагрева
примерно одинаково эффективны, но контактный способ проще конструк-
тивно и позволяет легче проводить измерение и регулировку температуры
образца. Обычно температура нагрева не превышает 500 °C, в исключи-
тельных случаях она достигает 900 °C.
4.5.4. Примеры вакуумных камер. Отличная универсальная камера
для исследовательских целей была разработана в Харуэлле [300]. Она
показана на рис. 4.22. В камеру может быть загружено до 36 образцов.
Смена образцов происходит, как в диапроекторе. Одноосный гониометр
обеспечивает точную ориентацию образца. Образцы можно охлаждать
жидким азотом либо нагревать излучением. В Харуэлле также разработаны
125
a)
Рис. 4.22. Универсальная приемная камера, разработанная в Харуэлле для исследова-
тельских установок [300]:
а) общий ввд: У — ионный пучок; 2 — диафрагма; 5 — подвижной экран, покрытый
фосфором; 4 — кассета; 5 — задняя крышка; 6 — спиральная ловушка; 7 — приспо-
собление для вращения образца; 8 - подача жидкого азота; 9 •- приемник-держатель
образцов; 10 — смотровое окно; 11 — каретка; 12 — фарадеева ловушка; 13 — ктур-
бомолекулярному насосу, б) элементы кассетной системы: 1 — диафрагма; 2 — под-
вижная кассета с 36 образцами; 3 — ось вращения; 4 — охлаждение; 5 — токоподводы
нагревателя; 6 — каретка для перемещения держателя образцов; 7— фарадеева ло-
вушка.
Рис. 4.24. Барабанная приемная камера,
разработанная фирмой ’’Экстрион" для
имплантации 200 образцов в одном рабо-
чем цикле.
Рис. 4.25. приемная камера фирмы ’’Эк-
стрион’’ с кассетной системой с вакуум-
ными шлюзами для непрерывной работы.
126
Рис. 4.23. Приемная камера, разра-
ботанная в Харуэлле для промышлен-
ных установок [255].
камеры для промышленных установок. На рис. 4,23 изображена кас-
сетная система для 20 держателей со 120 двухдюймовыми образцами,
созданная для ускорителя с клиновидной формой ионного пучка. В такой
системе производится сканирование не ионного пучка, а держателя мише-
ней, который, как показано стрелками, перемещают относительно ионного
пучка в двух направлениях. Фирмой ‘’Экстрион” разработана карусельная
камера, вмещающая 200 образцов в рамках (рис. 4.24), Однако часто такое
большое число образцов несовместимо с производственными требования-
ми, предъявляемыми к изделиям. Кроме того, затрачивается много време-
ни на получение вакуума в камере большого объема. Линейная кассетная
система, изображенная на рис. 4.25, позволяет почти непрерывно осуществ-
лять подачу кассет с образцами с помощью двух маленьких вакуумных
камер, служащих шлюзами для кассет, содержащих по 20 образцов. Шлюзы
установлены сзади обоих вакуумных шиберов. Такой метод позволяет
использовать ионный пучок гораздо эффективнее, а время простоя ограни-
чено временем, затрачиваемым на смену образцов, т.е. временем на встав-
ление и извлечение рамки с образцами из кассеты.
-Все рассмотренные выше установки относятся к установкам, в которых
образцы поступают в камеру по нескольку штук, а затем подвергаются
имплантации. В установках, созданных в Харуэлле, всегда имплантируют
одновременно несколько образцов, а в установках фирмы ’’Экстрион” —
по одному образцу.
Системы непрерывного действия, в которых укрепленный в держателе
образец пневмопочтой под давлением подается в камеру для мишени,
соответствуют современным, тенденциям в промышленности, предусматри-
ваю щим полную автоматизацию и непрерывность процесса. Установки
такого типа находятся в стадии разработки [722, 780], а некоторые уже
поступают в продажу. На рис. 4.26, а показана схема камеры, разработан-
ной фирмой ’‘Экстрион”. Из камеры мишеней образцы поступают во вход-
ной шлюз, верхний вентиль закрывается, а малый объем камеры быстро
откачивается. Нижний вентиль открывается, и образец попадает на держа-
тель образцов, который перед имплантацией откидывается вверх. После
имплантации образец покидает камеру высокого вакуума через выходной
шлюз и поступает в нижнюю камеру мишеней. Откидная ловушка Фара-
дея позволяет проводить центровку ионного пучка; четыре цилиндра Фа-
радея на апертурной диафрагме используют для регулировки сканирующе-
го напряжения. На рис. 4.26, б приведена фотография такой камеры не-
прерывного действия вместе с ловушкой Фарадея, запирающим электро-
дом, апертурной диафрагмой и добавочными цилиндрами Фарадея. Вместо
камеры мишеней камера для имплантации может быть соединена с транс-
портной системой непрерывного действия.
В высокоинтенсивных ускорителях очень серьезной проблемой является
нагрев образцов. На рис. 4.27, а представлена зависимость равновесной тем-
пературы кремниёвых образцов от плотности ионного тока для импланти-
руемых ионов с энергиями от 50 до 300 кэВ (расчет проведен по уравнению
(3.51)). На рис. 4.27, б приведены кривые зависимости температуры
образцов от дозы имплантации для различных значений плотности ионного
тока и энергии имплантируемых ионов (расчет проведен по уравнению
(3.52) ). На обоих рисунках четко видно, что, уже начиная с дозы 1014 см~2,
127
a)
Рис. 4.26. Приемная камера
для непрерывной работы
[780]:
а) общая схема: 1 — ион-
ный пучок; 2 — диафрагма;
3 - фарадеева ловугнка;
4 — приемная камера; 5 —
имплантация; 6 — вентиль;
7 — шлюзовая камера; 8 —
держатель образцов; 9 — им-
плантируемые образцы; 10 —
крепление держателя образ-
цов; 11 — форвакуумный
насос; 12 — диффузионный
насос, б) фотография держа-
теля образцов с запирающим
цилиндром (частично от-
крыт) .
а) Равновесная температура образцов кремния в зависимости от плотности ионно-
го тока при энергии ионов 50—300 кэВ; б) увеличение температуры образца кремния
в зависимости от дозы имплантации для ионов с энергиями 50—200 кэВ при различных
плотностях тока: сплошные кривые - 10О мкА/см2, штриховые кривые -
10 мкА/см2; пунктирные кривые — 1 мкА/см2 (е = 1, d = 0.3 мм) .
128
Рис. 4.28. Барабанная приемная камера высокоинтенсивного ускорителя фирмы
’’Экстрион”: приемная камера, барабан выдвинут для осмотра (с>; барабан с образ-
цами (б).
увеличение температуры становится серьезной проблемой, решить которую
можно с помощью имплантации сразу нескольких образцов, как это сдела-
но в установке, разработанной в Харуэлле и изображенной на рис. 4.23, или
путем применения держателя образцов в виде диска или барабана [593].
Последний способ позволяет снизить эффективную плотность тока имплан-
тируемых ионов за счет увеличения поверхности. На рис. 4.28 показан дер-
жатель образцов барабанного типа, используемый в высокоинтенсивной
установке, разработанной фирмой ’’Экстрион” (см. рис. 4.13). На рис.
4-28, а изображен барабан с образцами, выдвинутый из камеры для профи-
лактического осмотра. На рис. 4.28, б барабан показан уже отдельно вместе
с держателем для двух- и трехдюймовых образцов. Устройства барабанного
типа наряду с одновременной имплантацией образцов, установленных
по окружности, позволяют проводить имплантацию и одного образца.
4.6. ВАКУУМ
Существенной частью в конструкции имплантационной установки явля-
ется ее вакуумная система. Для надежной работы установки необходимо
иметь как можно боиее высокий вакуум (по меньшей мере 10-4Па, а
еще лучше 10-s Па). При высоком вакууме пучок легче фокусировать,
и он содержит меньшую долю нейтральных атомов. Скорость процесса
нейтрализации прямо пропорциональна давлению и размерам вакуумной
системы, как уже отмечалось в разделе 4.4. От качества вакуума зависит
также и загрязнение поверхности образцов. Для откачки обычно используют
диффузионные и турбомолекулярные насосы с соответствующими фор-
вакуумными насосами или ионный геттерный насос, который необходим
для создания форвакуума для сорбционных насосов. Выбор типа насоса
зависит от состава и количества газа и необходимости достижения безмас-
129
ляного вакуума. Геттерные насосы обеспечиваю! вакуум совершенно без
следов масла, но они очень плохо откачивают инертные газы, имеют малую
мощность и очень чувствительны к попаданию в систему воздуха. Лучше
всего такие насосы работают на таких участках вакуумной системы, где
маловероятно попадание воздуха и не требуется высокая производитель-
ность откачки (например, система транспортировки ионного пучка), или
там, где необходимы очень высокий вакуум и абсолютное отсутствие мас-
ла. При соблюдении некоторых мер предосторожности (например, напуск
сухого азота, предварительная откачка вакуума до 10-2 Па с помощью
сорбционных насосов) такие насосы могут применяться и для приемных
камер с образцами. Надежны и практически обеспечивают безмасляную
откачку турбомолокулярные насосы. Такие насосы не требуют жидкого
азота, однако очень дороги и, кроме того, подвержены воздействию виб-
раций. Наиболее распространенным типом насосов являются диффузионные
масляные насосы. Они дешевы, надежны в эксплуатацни.и высокопроизво-
дительны. Однако диффузионные насосы для вымораживания паров масла
необходимо оборудовать ловушками с жидким азотом, фреоном или
термоэлектрическими вымораживающими ловушками, которые позволяют
уменьшить загрязнение поверхности образцов углеводородами. Полностью
избежать загрязнения, однако, не удается. Вблизи ионного насоса вследст-
вие большого перепада давлений газа можно рекомендовать устанав-
ливать масляный диффузионный насос, в то время как для системы транс-
портировки пучка и приемной камеры с образцами в зависимости от тех-
нических характеристик подходят ионные и особенно тубромолекуляр-
ные насосы. При эксплуатации диффузионных насосов лучше всего иметь
такую рабочую среду, которая нечувствительна к напуску воздуха. В ка-
честве такого материала даже лучше силиконовых масел зарекомендовал се-
бя полифенил эфир* который имеет низкое давление паров и совершенно
нетекуч.
Для уменьшения скорости натекания предусматривают применение ме-
таллических уплотнений. Особенно это касается промышленных установок,
которые обычно монтируют один раз и надолго. В исследовательских же
установках можно использовать комбинированные уплотнения из металла
и витона, допускающие большую гибкость. В протяженных системах ре-
комендуется при определенных обстоятельствах встраивать в систему
транспортировки пучка охлаждаемые ловушки. Создание таких ловушек
вблизи мишени необходимо в тех случаях, если планируется проведение
имплантации при низких температурах, с тем чтобы уменьшить загрязне-
ние холодной поверхности образцов остаточными газами. Основными
источниками загрязнения являются полимеризованные углеводороды, пос-
тавщиком которых является масло диффузионного насоса. Скорость осаж-
дения загрязнений увеличивается при повышении парциального давления,
понижении ускоряющего напряжения и температуры и, кроме того, может
зависеть от плотности ионного тока [788а].
* Соединения Convalex фирмы CVC и Santovac фирмы ’’Эдвардс”.
130
I JI Л и A 5
Mb ТОДЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ИМПЛАНТАЦИОННЫХ СЛОЕВ
Поскольку ионная имплантация наряду с возможностью получения
«ргЬусмого электрического уровня легирования или контролируемого
и 1М1*псиия физических и химических свойств материала почти всегда
приводит к появлению ряда нежелательных эффектов, необходимо тща-
।' in.нос исследование имплантационных слоев с помощью различных экспе-
риментальных методик. В случае ионного легирования полупроводников
>н» касается прежде всего влияния радиационных дефектов и степени
hick грической активации имплантированных ионов.
Ниже описаны основные методы измерения радиационных дефектов,
распределения имплантированных ионов и их электрически активной ком-
|ц>1!«*||||.]| а также указаны границы применения этих методов.
Вследствие меньшей глубины внедрения ионов и, следовательно, боль-
шем крутизны профиля распределения их концентрации ионная импланта-
ции предъявляет к методам измерений более строгие требования, чем
друпк* способы легирования. Для измерения профилей распределения кон-
це и ।рации имплантированных ионов были разработаны новые, а также усо-
вершенствованы старые методы. Основной интерес представляет форма
профиля.
Ри «личные методы измерений можно грубо разбить на три группы: а) хи-
мические; б) электрические и в) другие физические методы. К первой
ipvinic niносится метод химического травления р — «-переходов, ко вто-
рой мс| оды измерения эффекта Холла, слоевого сопротивления, измене-
нии зависимости емкости от напряжения, сопротивления растеканию, а
|.1кже вильтамперной характеристики. Третья группа охватывает ряд прин-
miiin.ijibuo различающихся методов. Важнейшими ее представителями яв-
iiiiiurcN методы измерения обратного резерфордовского рассеяния, актива-
ционною анализа, возбуждения ядерных реакций с помощью бомбардиров-
ки иысокоэнергегическими атомами и возбуждения характеристического
I»i in । сповского излучения.
При легировании полупроводников обычно интерес представляет рас-
пределение электрически активных ионов, точнее — распределение основных
ноги гелей заряда. В принципе для исследования имплантационных слоев
boner пригодными могли бы быть неэлектрические методы, прежде всего
ши ому, что электрические методы могут привести к большим погреш-
Ц| к ।ям. Полому здесь относительно подробно рассмодрены также и не-
нц*к грнческие методы измерений,' хотя лишь немногие научно-исследо-
в.нгльские лаборатории и отдельные полупроводниковые предприятия
и (пользуют все или топько часть этих методов.
131
Для этих различных методов измерений трудно найти какую-либо об-
щую схему. В зависимости от решаемых задач их можно было бы разбить,
например, на методы измерения профилей распределения концентрации
имплантированных ионов, методы измерения радиационных дефектов
и т.д., или в зависимости от принципа измерения - на химические, электри-
ческие, физические методы. Но, поскольку каждый из методов всегда
может быть отнесен к нескольким группам, более целесообразно пренеб-
речь классификацией по какой-либо узкой схеме и просто одну за другой
рассмотреть отдельные методики. Сравнение их пригодности для решения
тех или иных задач приведено в последнем разделе этой главы.
5.1. ТРАВЛЕНИЕ р-« ПЕРЕХОДОВ
Метод травления или декорирования является старым способом опреде-
ления глубины залегания диффузионных р - «-переходов. Этот метод
может успешно использоваться также и в случае имплантационных перехо-
дов. Однако в этом случае, вследствие относительно близкого располо-
жения р — «-перехода к поверхности всегда (если нет стимулированной
диффузии) для повышения разрешения по глубине необходимо изготов-
ление косого шлифа. При этом требуемый угол наклона плоскости шлифа
должен составлять примерно 1° (угол 34' 40"соответствует уклону 1: 100,
1° 9* — 1 : 50). Для изготовления косых шлифов на кремниевых пластинах
хорошо оправдала себя взвесь в воде порошка А12О3 с размером зерен
0,3 мкм. Для полупроводниковых соединений III и V групп, ориентирован-
ных в направлении (100 >, используют, по возможности, плоскость спай-
ности ( 100 > или готовят косые шлифы с помощью алмазной пасты.
Подходящие способы травления, предназначенные для визуализации р - и-
переходов, перечислены в табл. 5.1. В зависимости от травителя р- и «-об-
ласти получают различную окраску или же становится видимой тонкая ли-
ния р -«-перехода.
Однако этот метод позволяет определить лишь глубину, на которой
концентрация имплантированной примеси равна концентрации примеси
в объеме. Если теперь одновременно провести имплантацию ионов в образ-
цы с различной концентрацией исходной примеси в материале, то после
отжига появляется возможность по различному положению р - «-переходов
определить профиль распределения имплантиро-
ванной примеси по глубине [289, 412]. Отжиг
необходим, так как введенные электрические
центры должны давать ожидаемый тип прово-
димости, т.е. имплантированные ионы должны
попадать в узлы решетки. На рис. 5.1 показан
найденный таким образом профиль.
Рис. 5.1. Схематическое представление метода из-
мерения профилей распределения концентрации им-
плантированных ионов путем одновременной имплан-
тации в образцы 1, 2, 3, 4, 5 с различной концентра-
цией примеси в материале основы и последующего
травления р — «-переходов.
132
Однако этот метод довольно сложен и неточен, поскольку в некото-
рых случаях при высоких концентрациях примеси могут появиться не-
сколько линий, а при низких отсутствует уверенность в том, что соответ-
ствующая линия действительно лежит на металлургическому - «-переходе.
Поэтому он используется в редких случаях и тогда, когда необходимо
ориентировочно определить глубину залегания р — «-перехода.
5.2. ОПРЕДЕЛЕНИЕ ТИПА ПРОВОДИМОСТИ
Существует несколько способов определения типа проводимости: по-
средством измерения эффекта Холла, наблюдения р - «-перехода и с помо-
щью термозонда. Первые два метода требуют наличия контактов или спе-
цифической геометрии. Их подробное описание будет дано ниже, поскольку
они позволяют получить значительно большую информацию, чем определе-
ние тина проводимости.
Применение термозонда является очень простым способом определения,
удалось ли с помощью имплантации изменить проводимость полупровод-
ника. Если локально нагреть небольшую зону полупроводника, то носители
заряда диффундируют в направлении температурного градиента (эффект
Зеебека). Вследствие этого в полупроводнике возникает разность потенци-
алов. Для ее измерения применяют расположенные на близком расстоянии
друг от друга два зонда, прижатые к поверхности полупроводника, из кото-
рых один нагрет. Если полупроводник имеет электронную проводимость, то
между горячим и холодным зондами возникает положительное напряжение,
если же полупроводник обладает дырочной проводимостью, то — отрица-
тельное. Сигнал обычно составляет несколько милливольт и снижается при
постепенном повышении нагрева кристалла. На рис. 5.2 схематически по^
казаны два варианта измерительной аппаратуры. Вариант, представленный
на рис. 5.2, а, предназначен для универсального применения. Во втором
варианте (рис. 5.2, б) используется четырехзондовая аппаратура, при этом
ток нагрева пропускают непосредственно через полупроводник. Этот ме-
тод пригоден только для материалов с относительно высоким уровнем
легирования (исключая проблемы, связанные с выпрямляющими контакта-
ми на границе металл — полупроводник).
5.3. ИЗМЕРЕНИЕ ЗАВИСИМОСТИ ЕМКОСТИ ОТ НАПРЯЖЕНИЯ
Определение профиля распределения концентрации примеси с помощью
измерения зависимости емкости от напряжения (метод С - ^-характерис-
тик) является довольно распространенным методом [334,724]. При этом
на поверхности полупроводника создают резкий р — «-переход или контакт
Шоттки и замеряют зависимость емкости от напряжения в направлении
запирания. Для расчета применяют приближение по Шоттки [630, 631].
В тонком слое х в полупроводнике нет свободных носителей заряда (за-
порный или обедненный слой р -«-перехода), по обе. стороны от него вы-
полняется условие нейтральности (рис. 5.3). Связь между емкостью С(V) и
обратным напряжением U имеет вид
1 2
м <51)
134
Гм с. 5.2. Принципиальная схема метода термозондов:
м(рев одного из зондов с помощью нагревательного элемента (например, от
||ц>1лы<ика) (о); применение четырехзондового метода с непосредственным нагревом
полупроводника (б).
Г н и, 5,3. Зависимость распределения концентрации и основных носителей от обрат-
ного напряжения на контакте Шоттки для резкого перехода.
Концентрацию ионизированных доноров в обедненном слое толщиной х
найдем из уравнения (5.1) путем дифференцирования:
(5.2)
деоегЛ2 \ dU )
1дс А - площадь контакта Шоттки; q — элементарный заряд; е0, ег — аб-
солютная и отрицательная диэлектрические постоянные; Ц^иф “ ДНФ‘
фузионный потенциал.
Ширина области пространственного заряда и соответствующая толщина
v определяются с помощью формулы конденсатора по измеренной величине
емкости:
х = еоегА/С(1Г). <5.3)
Это приближение содержит допущение о равенстве нулю длины,Дебая
Lfj. В следующих разделах будет рассмотрено, насколько это приближение
применимо для опенки резких имплантационных профилей распределения
концентрации, какие дополнительные погрешности могут появиться и ка-
кие другие методы измерений возможны.
5.3.1. Границы применимости метода. Длина Дебая. Критерий квази-
нейтральности [390] и отсюда допустимость уравнений (5.2) и (5.3) полу-
чают из рассмотрения уравнения Пуассона и уравнений диффузионных то-
ков на контакте Шоттки. Все приведенные ниже выводы выполнены для
полупроводника н-типа проводимости, но они легко могут быть пере-
несены и на полупроводник p-типа проводимости.
Если пренебречь неосновными носителями заряда, уравнение Пуассона
получит вид
<72Ф р q
— =-----------=--------pV(x)-n(x)]. (5.4)
dx‘ eoer coe.
Для тока, текущего через контакт Шоттки, справедливо
, _ <Щх) <?Ф(х)
4 - qDn ------ - МпП —--------,
dx dx
(5.5)
где Ф — потенциал, п (к) — концентрация основных носителей заряда
135
Если ток через контакт равен нулю, то, используя формулу Эйнштейна
Dn из уравнений (5.4) и (5.5) для зависимости между концентра-
цией примеси N(x) и концентрацией основных носителей заряда п (х), по-
лучим
кТ €oer d ( 1 dn(x)\
N(x) = n(x)--------— —— ——). (5.6)
q q dx \ n(x) dx /
Для квазинейтральности должно быть справедливо соотношение N(x) «s
«= н(х), откуда
I ш л (dN(^ V L (V
r’-sr-hHrW - <5-7)
где Ld — длина Дебая, которая определяется следующим образом:
ГкТе0€г'
ld = V (5.8)
qlN(x)
На рис. 5.4 показано изменение длины Дебая в зависимости от кон-
центрации примеси и температуры для Si и GaAs. Например, при темпера-
туре 300 К и концентрации примеси 1015 см-3 длина Дебая равна 0,13 мкм,
при имплантации ионов бора с энергией 30 кэВ Rp - 0.099 мкм и Д/?р =
= 0,037 мкм. Таким образом, имплантационные профили сильно изменяют-
ся в зависимости от концентрации примеси в диапазоне нескольких длин
Дебая.
Критерий для оценки ннжнего предела концентрации имплантированной
примеси, начиная с которого могут иметь место ошибки прн применении
уравнения (5.2), получаем в предположении гауссового распределе-
ния:
7VM = M„„exp[ - ].
L J
Подставив это выражение в уравнение (5.7), получим, что ошибка
будет меньше 1% при условии
£п/Д7?р<0,1.
Это-позволяет определить критическую дозу легирования:
k.Teoer
Nc = 100
(5-9)
На рис. 5.5 представлен ход изменения критической концентрации
имплантированных в кремний ионов бора и фосфора в зависимости от их
энергии. Аналогично можно рассчитать значения критической концентрации
для других пределов погрешности.
Для получения более точных выводов об отклонении хода кривых
концентрации основных носителей от концентрации имплантированной
136
I’ и c. 5.4. Зависимость длины Дебая в кремнии и GaAs от температуры и концентра-
ции легирующей примеси ( Хд = x/fc7"e0€r/^2//).
I* и с. 5.5. Критическая концентрация Nc ионов бора и фосфора, имплантированных
и кремний. Ниже Nc отклонение между концентрацией имплантированных ионов
и концентрацией основных носителей может быть больше 1%.
примеси необходим тщательный численный расчет. Рис. 5.6 иллюстрирует
ход изменения концентрации основных носителей заряда при наличии
резкого скачка концентрации примеси. Здесь N — концентрация примеси,
н0 равновесная концентрация носителей заряда, ni — концентрация
при приложении отрицательного напряжения и т.д. Координата х норми-
рована по длине Дебая £д . Увеличение пространственного заряда при из-
менении напряжения от до С/2 равно
Д<2 = « 7 («I • (5.10)
о
Отсюда видно, что и, следовательно, С = Д0/Д С/распространяются
па несколько длин Дебая.
Кеннеди [405,406] показал, что уравнение (5.2) определяет концентра-
цию основных носителей п (х) и, чтобы рассчитать концентрацию при-
меси N(x), подставил это выражение в уравнение (5.6). Одна-
ко чтобы сделать выводы об отклонении между N(x) по уравнению (5.2)
Г и с. 56. Изменение концентрации
основных носителей заряда в за-
висимости от обратного напряжения
при наличии скачка концентрации примеси в
100 раз. Координаты оси абсцисс отнесены
к длине Дебая на сильнолегированной
стороне. Контакт Шоттки при x/Ljy = 0.
7V(x) -г- распределение примеси, и0 — рас-
пределение основных носителей без прило-
жения обратного напряжения 2 - рас-
пределение при обратном напряжении
t/1>2(t/2 >Ut) (606].
137
Рис. 5.7. Сравнение между распределением
примеси A'fx), равновесным распределением
основных носителей п0 и кажущимся распре-
делением примеси, рассчитанным по уравнению
(5.2) (• — для случая имплантации ионов бора
с энергией- 40 кэВ). Максимальная концентра-
ция примесн- 10” см”3, концентрация примеси
в исходном материале - 1015 см-3, координаты
по оси абсцисс нормированы к длине Дебая
при 10” см-3 [606].
и концентрацией основных носителей
п(х), необходимо найти решения диф-
ференциальных уравнений (5.4) и (5.5).
Изменение концентрации приме-
си по сравнению с распределени-
ем основных носителей и0» получен-
ным с помощью точного решения
уравнения Пуассона, а также с кажущимся распределением концентрации
примеси по уравнению (5.2), показано на рис. 5.7 для случая
имплантации ионов бора в кремний с энергией 40 кэВ при концентрации
примеси в исходном кремнии 1015 см-3. При концентрации К)15 см'3 длина
Дебая составляет 0,13 мкм, отклонение концентрации основных носителей
заряда от концентрации примеси имеет место только на рассто-
янии, составляющем несколько длин Дебая. Точки на рис. 5.7 со-
ответствуют значениям концентрации N(x) , рассчитанным по уравнению
(5.2). Как можно видеть, они очень хорошо ложатся на кривую к(х) . Ес-
ли в качестве примера иа рис. 5.7 использовать материал с более низкой
концентрацией исходной примеси, то отклонение 7V(x) от к (х) при той
же самой концентрации примеси будет еще меньше. Вместе с тем
этот метод не может быть применен для определения профи-
лей распределения при низких , концентрациях имплантированных
ионов или для интерпретации результатов измерений глубоко проникаю-
щих ’’хвостов”. Как видно из рис. 5.6, для резкого скачка концентрации
имплантированных ионов, равного 1:100, может быть измерен максималь-
ный градиент концентрации, составляющий ОЗЛтах/До,max - Измеритель-
ная аппаратура не позволяет превысить этот предел, даже с помощью кор-
рекции по Кеннеди. Кроме того, эти результаты позволяют сделать вывод
о том, что попытки получить крутые профили распределения имплантиро-
ванных ионов имеют смысл лишь до определенной границы. Аналогичное
заключение было сделано, например, By и др. [788]
Наряду с этим основным ограничением метода С — {/-характеристик
имеется и ряд других, сужающих область его применения. Одним из таких
ограничений является пробой при высоких концентрациях примеси и боль-
ших глубинах измерения. Дополнительную погрешность в результат изме-
рений вносят токи утечки и краевые эффекты.
Пробой. Максимально применимое напряжение ограничено напряжением
пробоя полупроводника, зависящим от концентрации примеси. Макси-
мальная глубина измерения определяется шириной области пространст-
138
Р и с. 5.8. Изменение напряжения пробоя для резкого р—к-перехода в кремнии, гер-
мании, GaAs и GaP в зависимости от концентрации примеси [713). Штриховая
линия указывает концентрацию, начиная с которой доминируют туннельные токи.
Г и с. 5.9. Изменение ширины области пространственного заряда при пробое для
кремния, германия, GaP и GaAs в зависимости от концентрации носителей (713).
венного заряда при пробое. На рис. 5.8 и 5.9 приведены значения напряже-
ния пробоя С4тр и максимальной ширины области пространственного заряда
и'. Пренебрегая поверхностными эффектами, которые особенно часто меша-
ют в случае диодов Шоттки, получим для .пробивного напряжения следую-
щее выражение:
_ ^maxi H'tnax _ eOer^-rnax ,
2 2qJVB ’ ( П
где —«•напряженность поля пробоя; ег, е0 — относительная и абсо-
лютная диэлектрические постоянные; Лв — концентрация примеси в
материале.
Сце [713] дает следующее приближенное уравнение для £4ip;
/ Ео \3,2l NB \’3/4
(10«) ’ (512)
где Eg — ширина запрещенной зоны. эВ; NB — концентрация примеси
в базе, см-3. Unp получают в вольтах. Верхний предел измерения концен-
трации примеси достигается при С/пр M»max и составляет около Ю13 cm“2.i
Вследствие краевых эффектов в переходе эта величина может быть еще
меньше. Уравнения (5.11) и (5.12) справедливы для Si, Ge и GaAs. Для
узкозонных полупроводников, например InSb [433], могут иметь место
другие зависимости.
Ток. Влияние тока, текущего через р — и-переход или диод Шотткн, на
результат измерении ие было учтено при выводе уравнения (5.2). Основная
его часть, особенно у диодов Шоттки, определяется поверхностными тока-
139
ми утечки. Добротность Q находят по следующему соотношению:
С = соСЛр, (5.13)
где Rp — шунтирующее сопротивление емкости перехода.
Приборы для измерейия емкости еще позволяют измерять добротность
до значения Q = 3, т.е. при емкости 10 пФ и измерительной частоте 1 МГц
шунтирующее сопротивление составляет около 50 кОм.
Краевые эффекты. Относительно большая вероятность ошибок, особен-
но в случае микроплоскостных диодов, появляется в результате пренеб-
режения краевыми эффектами в переходе Шоттки или в р — «-переходе.
Коррекция по Копелэнду [151] дает следующие истинные значения:
х = ч , N(x) =-------Ч,зм(5.14)
(1-^кэм) (1+&изм/А)3
где R — радиус контакта,Л — константа (для кремния К « 1,5).
При использовании р — «-переходов необходима дополнительная по-
правка на боковую диффузию.
Глубокие уровни. Глубокие уровни в запрещенной зоне также отрица-
тельно влияют на результаты измерения профиля [330,613]. Такие уровни
могут появиться в случае неполностью отожженных имплантационных
слоев. С другой стороны, этот эффект можно использовать для определе-
ния плотности и энергетического положения глубоких уровней [302,657].
Однако в общем случае при ионной имплантации они распределены не-
равномерно, вследствие чего подробное обсуждение этого вопроса выходит
за рамки этой книги. Но если концентрация уровней ловушек мала и они
распределены в очень узкой области, то для их исследования можно ис-
пользовать метод измерения зависимости емкости от напряжения [634].
5.3.2. Способы измерения. При использовании обычных методов емкость
диода Шоттки или диода ср — «-переходом измеряют с помощью высоко-
частотного измерительного моста [334, 724] при различных значениях по-,
стояниого обратного напряжения от нескольких милливольт до напряже-
ния, почти равного напряжению пробоя, и оценивают значения-зависимости
емкости от напряжения по уравнению (5.2). Амплитуда высокочастотного
напряжения должна быть малой (от 10 до 20 мВ), чтобы обеспечить режим
измерений при малом уровне сигналов.
Мейер [493], Копелэнд [750] и Спивак [699] описали методы, основан-
ные на эффекте образования гармоник измерительного сигнала в р - «-пере-
ходе или в диоде Шоттки вследствие нелинейности характеристики. Если
диод работает при переменном токе I(t) = /0 sin со /, то напряжение на дио-
де изменяется по закону
/0 cos cot /о (cos 2со/+ 1) 1
С/=---------х +-------------— ----- . (5.15)
еоегЛ 4coqe0er A N(x)
При этом сигнал первой гармоники пропорционален глубине х, вторая
гармоника пропорциональна 1/А(х). С помощью этого метода обходят
трудности, возникающие при дифференцировании измеренных значений
емкости в уравнении (5.2), ширина области пространственного заряда
будет изменяться, как и при стандартных методах, путем вариации ве-
личины постоянного обратного напряжения.
140
Еще однин метод предложен Миллером [498]. Он использовал метод
обратной связи для контроля протяженности области пространственного
ыряда. Здесь возможны два режима работы: с постоянной модуляцией
•клсктрического поля или с постоянной модуляцией ширины области
пространственного заряда. Этот метод позволяет применять очень длинные
проводники и открывает возможность измерения профиля в процессе
имплантации ионов. Еще одним преимуществом является то, что емкость
можно измерять в зависимости от температуры при постоянной ширине
области пространственного заряда. Возможно также использование МОП-
ируктур. для определения профиля. Особенно хорошо этот способ под-
ходит для определения уровней захвата [231].
5.4. ИЗМЕРЕНИЯ СЛОЕВОГО СОПРОТИВЛЕНИЯ
Задача измерения слоевого сопротивления является важной в техноло-
ги полупроводниковых приборов и для ее решения разработан целый
ряд методов. К ним относятся (без претензии на полноту перечня):
а) четырехзонцовый метод (Валдес [743], Смите [692],Северин [660]);
б) метод измерения сопротивления растеканию (Spreading — Resistan-
ce Technik) (Холм [341],Шуманн [636],Мазур [488]);
в) метод измерения слоевого сопротивления по эффекту Холла (на-
пример, Ван дер Пау [744,745] );
г) метод измерения слоевого сопротивления с помощью омических кон-
।актов;
д) метод пробоя (Гарднер [278], Браунсон [108], Франк [252], Шумани
|637]).
Первый метод характеризуется малой затратой времени, не требует спе-
циальных структур, более или менее помехоустойчив и позволяет получать
непосредственно значение слоевого сопротивления. Измерение сопротивле-
ния растеканию дает величину некоторого сопротивления, которую необхо-
димо корректировать для определения слоевого сопротивления. Поскольку
поправка очень велика, этот метод удобен только для измерения профиля.
Он рассмотрен в разделе 5.6. Измерения слоевого сопротивления методом
Ван дер Пау сложны и требуют изготовления специальной структуры. Поэ-
тому их целесообразно применять и рассматривать только в комбина-
ции с измерениями эффекта Холла. Метод определения слоевого сопротив-
ления с помощью омических контактов также связан с необходимостью
иметь соответствующие структуры, ио благодаря малости требуемых раз-
меров хорошо применим для исследований однородности. Метод определе-
ния слоевого сопротивления с помощью измерения напряжения пробоя
(трехзондовый метод) представляет интерес только для исследования сло-
ев с низким уровнем легирования на хорошо проводящей основе.
5. 4.1. Четырехзондовый метод. Для измерений с помощью этого метода
используют четыре расположенных на равном расстоянии друг от друга ме-
таллических зонда, прижатых к поверхности полупроводника (рис. 5.10).
Через два крайних зонда задается определенный ток, два средних зонда слу-
жат для измерения падения напряжения, появляющегося при протекании это-
го тока. Разность потенциалов измеряется высокоомным цифровым-вольт-
метром. Расстояние s между зондами (выполненными из вольфрама и
141
прижимаемыми с усилием от 50 до 100 г) в обычных измерительных устрой-
ствах составляет 0,5 — 1,5 мм. Ток выбирают, по возможности, малым для
предотвращения нагрева образца. Напряжение сигналов лежит в милли-
вольтовом диапазоне.
Слоевое сопротивление тонкого бесконечно протяженного слоя, согласно
Смитсу [692], определяется формулой
7Г U
1п2 /
(5 16)
Если отношение между толщиной образца d и расстоянием между зондами
s меньше 0,6, то удельное сопротивление с погрешностью менее 1% можно
рассчитать следующим образом:
?=fs'd=^7d (5Л6а)
В случае ионно-имплантированных слоев в материал основы, как правило,
внедряют ионы противоположного типа проводимости, поэтому толщина d
равна глубине залегания р — «-перехода х/, которая в общем случае неиз-
вестна. Кроме того, представляет собой среднюю величину (см- раздел 5
этой главы).
Причинами ошибок измерений Могут быть:
а) поверхностные эффекты;
б) токи утечки;
в) нагрев образца;
г) давление измерительных зондов;
д) геометрические эффекты.
Поверхностные эффекты. Под этими эффектами следует понимать эффек-
ты, вызванные образованием, например, инверсионных слоев или хорошо
проводящих слоев за счет воздействия света (фотоэффект). Такие эффек-
ты проявляются, в частности, в высокоомных слоях. В этом случае рекомен-
дуется, во-первых, проводить измерения в темноте и, во-вторых, подверг-
нуть поверхность специальной обработке. По сообщению Бадера и Кальбит-
цера [50], слои кремния с проводимостью «-типа после травления (напри-
мер, в HF) рекомендуется выдерживать на воздухе в течение 2 ч, а слои с
р-проводимостью — перетравливать в горячей Н2О2.
Токи утечки. Для предотвращения токов утечки через подложку токи,
измеряемые в имплантационных р - «-переходах, должны быть как можно
меньше (в пределах от 1 мкА до 1 мАгв зависимости от сопротивления), а
характеристики р — «-переходов естественно, как можно лучше, влияние
Рис. 5.10. Схематическое представление
четырехзондового метода. Установка зон-
дов производится при положении 1 пере-
ключателя, измерения проводятся в поло-
жениях 2 и 3.
142
I* и с. 5.11. Отпечаток измерительного зонда массой 200 г (увеличение около Х2000)
1705J.
гоков утечки может быть выяснено с помощью измерений при различных
гоках.
Нагрев образца. Для плоско имплантированных образцов эффект нагрева
можно получить уже при очень малых токах. При неполной ионизации ато-
мов имплантируемой примеси слоевое сопротивление изменяется примерно
жспоненциально с температурой. Поэтому следует поддерживать комнат-
ную температуру постоянной и снижать нагрев образца за счет измеритель-
ного тока.
Давление зондов. Для имплантационных слоев давление прижима измери-
тельных зондов почти всегда слишком велико. На рис. 5.11 показан отпеча-
ток зонда, прижимавшегося с усилием 200 г [705]. Здесь следует идти по
пути снижения давления прижима (которое должно быть в пределах при-
мерно от 10 до 20 г), использования зондов с большей площадью контакта,
а также ртутных контактов, предложенных Северином [661]. Последний
метод кажется особенно подходящим для измерений имплантационных об-
разцов. На рис. 5.12 показана схема соответствующего измерительного бло-
ка. После установки образца на четыре контактных отверстия блок перево-
рачивают и подают в него сжатый воздух до тех пор, пока каналы не запол-
нятся ртутью. Затем блок возвращают снова в горизонтальное положение и
проводят измерения. Предварительно образеп должен быть тщательно прот-
равлен в HF, промыт в Н2 О нвысушен. Этот метод пригоден только для из-
мерений на слоях кремния с проводимостью и-типа.
Геометрические эффекты. При выводе уравнения (5.16) предполагалось,
что измерительные зонды прижаты к пластине бесконечной протяженности.
Это приближение справедливо с ошибкой менее 1% в случае, если отноше-
ние диаметра диска пластинки D к расстоянию между зондами s больше 40.
Р и с. 5.12. Четырехзондовый метод измерения
с применением ртутных контактов (сечение
по ртутному каналу J). При переворачивании
блока ртуть из резервуара D попадает в каналы,
после чего через патрубок Е подается сжатый
воздух, и блок возвращается в горизонтальное
положение. Контакты с ртутью осуществляются
с помощью платиновых проволочек В. Использо-
вание различных экранов С позволяет изменять
радиусы контактов [661].
143
Таблица 5.2
Поправочные коэффициенты С (Pls) для четырехзоидовых измерений пластин
конечных размеров [692]
D/s C(Dfs) Ошибка без введе- дения коэффици- ента С, % D/s C(D/s) Ошибка без введе- ния коэффици- ента С, %
3 2,2662 50 25 4,4724 1,3
4 2,9289 35,4 31,75 4,4934 0,9
5 3,3625 25,8 40 5,5076 0,5
7,5 3,9273 13,4 50,8 4,5172 0,3
10 4,1716 7,9 76,2 4,5226 0,1
15 4,3646 3,7 оо 4,5324 0
20 4,4364 2,1
При меньших значениях отношения D/s необходимо вводить поправочные
коэффициенты [ 743,692] и рассчитывать по формуле
U / D\
(5.17)
Поправочные коэффициенты даны в табл. 5.2 в зависимости от отношения
D/s. Значения этих коэффициентов для других геометрий см. в работах
[305,526,692]. Еще одним допущением при выводе уравнений (5.16) в
(5.17) было условие о расположении измерительных зондов в центре плас-
тинки. Если же они смещены относительно центра на а, то необходимо ввес-
ти поправки на размер и величину смещения. В табл. 5.3 указаны соответ-
ствующие значения для пластинок диаметром 1, 2 и 3 дюйма (25,4; 50,8 и
76,2 мм, соответственно). Для других отношений D/sиa/D поправочный
коэффициент следует рассчитывать по формуле [445]
(5-18)
В случае однородно легированных образцов с малой толщиной слоя при
определении удельного сопротивления также необходимо использовать поп-
равочные коэффициенты, которые приведены в работе Смитса [692]. Это
важно, например, для характеристики исходного материала перед имплан-
тацией. Тогда для удельного сопротивления справедливо
U я
(5.19)
144
Таблица 5.3
Таблица 5.4
Поправочные коэффициенты дня четырехзондовых измерений тонких пластин
[692|
d/s F(d/s) Ошибка без вве- дения коэффициент та F,% d/s F(d/s) Ошибка без вве- дения коэффициен- та F, %
0,4 0,9995 0,05 1,0 0,9214 7,8
0,5 0,9974 0,26 1,1111 0,8907 11
0,5555 0,9948 0,52 1,25 0,8490 15,1
0,6250 0,9898 1 1,4286 0,7938 20,6
0,7143 0,9798 2 1,6666 0,7225 27,7
0,8333 0,9600 4 2,0 0,6336 36,6
Введение поправочных коэффициентов необходимо (в ином случае
ошибка> 1%) для образцов ст/Д>0,6. Значения этих коэффициентов при-
ведены в табл. 5.4.
Если расстояния между зондами не одинаковы, то необходимо ввести
еще один поправочный коэффициент [531] :
Т,р = 1 + 1,082^1-^1 (5.20)
где $2 — расстояние между двумя внутренними зондами, s — среднее рас-
стояние между зондами. При d/s< 4 различные поправочные коэффициенты,
учитывающие геометрические эффекты, перемножаются.
При определенных предположениях с помощью измерения слоевого соп-
ротивления возможно также определение профиля распределения концен-
трации имплантированных ионов. Этот вопрос будет подробно рассмотрен в
разделе 5.5.2.
5.4.2. Метод омических контактов. Простым методом измерений слоево-
го сопротивления в интегральных схемах является метод омических контак-
тов. Одним из его преимуществ является возможность измерения сопротив-
лений, размеры которых малы по сравнению с расстояйиями между зонда-
ми в четырехзондовом
методе. Благодаря этому становится возможным
проведение исследований однородности им-
плантационных слоев и отпадает необходи-
мость введения поправок на геометрию.
В контрольных схемах для этой цели обычно
предусматривают специальные омические кон-
такты.
На рис. 5.13 показаны дие типичные струк-
туры. Как правило, под контактом находится-
еще сильнолегированная область, чтобы сни-
зить переходное сопротивление. Контакт изо-
лирован от подложки р-и-лереходом. Для
Рис. 5.13. Резистивные структуры с диффузионны-
ми контактами (металлизация отмечена штриховкой).
146
слоевого сопротивления справедливо следующее соотношение:
В
= • <5.21)
где L — длина, В — ширина образца, R — измеряемое сопротивление.
Источниками погрешностей при использовании этого метода являются:
а) неточности измерений;
б) сопротивление контактов;
в) эффекты пространственного заряда.
Для уменьшения геометрических погрешностей, которые лежат в преде-
лах нескольких мкм, целесообразнее всего использовать структуру, пока-
занную на рис. 5.13, б. Влияние сопротивления контактов определяют с по-
мощью измерений при различных токах, оно может быть снижено за счет ис-
пользования диффузионных контактов. Влияние области пространственно-
го заряда, расположенной между подложкой и контактом, проявляется так-
же в нелинейности вольтамперной характеристики.
5.5. ИЗМЕРЕНИЕ ЭФФЕКТА ХОЛЛА
В отличие от измерения только слоевого сопротивления измерения эф-
фекта Холла в комбинации с измерениями слоевого сопротивления позво-
ляют получать дополнительную информацию, благодаря которой становит-
ся возможным определение концентрации носителей заряда и их подвиж-
ности. Эти величины чрезвычайно важны для понимания процессов, протека-
ющих при отжиге радиационных повреждений и электрической активации
имплантированной примеси. Если эти величины измерены не только интег-
рально, а в зависимости от глубины, то получают профиль электрически ак-
тивной доли имплантированных ионов. Это позволяет сравнить его с профи-
лем распределения концентрации всех имплантированных ионов, если он
был измерен, например, методом обратного рассеяния или методом радио-
активных индикаторов,
5.5.1. Структура Ван дер Пау. В принципе существует несколько метбдов
измерения эффекта Холла [113,144,291]. Наиболее подходящим оказался
метод, рекомендованный Ван дер Пау [745]. В соответствии с этим мето-
дом по краю образца произвольной формы необходимо расположить четы-
ре контакта (рис. 5.14, с). Магнитное поле направлено перпендикулярно об-
разцу. На практике обычно исйользуют симметричные образцы, как пока-
зано на рис. 5.14, б и 5.14, в. Согласно теории Ван дер Пау, контакты долж-
ны быть бесконечно малыми и располагаться по краю, поэтому используют
структуру с раздельными контактными площадками, размещенными по
Рис. 5.14. Измерительная структура
по методу Ван дер Пау:
несимметричная структура, необходи-
ма коррекция (а); симметричная струк-
тура, пригодная для измерений профилей
(745] (б)> симметричная структура,
позволяющая повысить точность измере-
ний [530] (в) .
49
О)
147
периметру образца и связанными с исследуемой поверхностью лишь узки-
ми перемычками.
В случае симметричной конфигурации слоевое сопротивление определя-
ется по Ван дер Пау [745] выражением
(5.22)
Слоевой коэффициент Холла s вычисляют по формуле
(5.23)
’ 21^В
где UH — напряжение Холла, В — напряженность магнитного поля.
В этой формуле используется слоевой коэффициент Холла в отливде от
классических измерений эффекта Холла, так как толщина слоя обычно
неизвестна. Напряжение Холла находят по разности потенциалов между точ-
ками 1 и 3 при двух направлениях магнитного поля. На практике, чтобы сни-
зить влияние несимметрии структуры и помех, связанных с магнитоэлек-
трическими эффектами (Нернст, Эттингехаузен и Риги-Ледюк и др.) [582],
и уменьшить погрешности измерений при низких напряжениях,, измерения
проводят также при двух направлениях тока. Значения и Rs находят ус-
реднением измеренных значений. Отсюда находим эффективную поверхност-
ную концентрацию носителей эфф и эффективную холловскую слоевую
подвижность ps эфф:
эфф ~ _
<1Rh,s
Рз, эфф
™s, эфф^? J4
(5.24)
(5.25)
Здесь г — холл-фактор — коэффициент, учитывающий механизм рассея-
ния, он равен отношению холловской и дрейфовой подвижностей.
Источниками ошибок при использовании этого метода прежде всего яв-
ляются:
а) холл-фактор;
б) усреднение значений;
в) геометрические эффекты.
Холл-фактор. Этот коэффициент определяется отношением холловской
подвижности к дрейфовой:
. = 2^=21, (5.26)
где 7/? — время релаксации носителей заряда.
Теоретический анализ дает значение г ~ 1 для вырожденного и г = Зл/8
для невырожденного полупроводника в предположении, что рассеяние на
тепловых колебаниях решетки является доминирующим процессом рассея-
ния. Практически значения г лежат в пределах от 1,2 до 1,3 для кремния,
имеющего проводимость /г-типа и от 0,7 до 0,& для р-кремния [243-, 603].
146
I L:i рис. 5.15 представлены кривые изменения г, приведенные в работе
Ру пьяна [603]. Однако эти значения не имеют надежного обоснования, так
•по обычно принимают г = 1, сознательно считаясь с относительно большой
погрешностью.
Усреднение значении. Поскольку и концентрация, и подвижность носите-
лей меняются по глубине легированного слоя, параметры эфф и ps Чфф
представляют собой усредненные значения [59,567], определяемые соотно-
шениями
d
/ Л (*) (*) Me Mdx
II =•--------------- 1 » (d.z/)
Hs, эфф а
f >i(x)pc(x)dx
О
l/ntoAicWd-x]2
эфф = — . (5.28)
f пМ^нЫис(х)ах
О
где d — толщина имплантационного слоя до р — и-перехода. Эти эффектив-
ные средние значения концентрации и подвижности носителей не являются
истинными средними значениями и поэтому могут быть источниками значи-
тельных ошибок (особенно при наличии областей с высокой подвижностью).
Истинные значения можно найти по формулам
d .
fn(x)pc(x)dx
= i-------------- (5.29)
j n (x) dx
о
2VS = f n (x)dx . (5.30)
о
На рис. 5.16 представлены кривые ошибок ps/ Д^.эфф иЛ^/Л^>эфф для
случая имплантации в кремний ионов бора с различной энергией в предпо-
ложении г = 1. В программе расчета профиль был принят гауссовым, а изме-
нение подвижности — по данным работы [243]. Таким образом, ошибки за.
счет использования уравнений (5.26) и (5.27) могут быть относительно
большими, особенно в случае не полностью отожженых образцов, как это
показано в работе [59] на примере двухслойной структуры.
Геометрические эффекты. Если контакты расположены не на краю образ-
ца или образец имеет конечные размеры, то ошибки могут быть оценены по
Ван дер Пау [745]. На рис. 5.17 представлены примерные значения относи-
тельной ошибки измерении коэффициента Холла и слоевого сопротивления,
если -какой-либо из контактов неидеален. Полная ошибка в первом прибли-
жении равна сумме отдельных ошибок. Точный расчет для контактов, рас-
положенных внутри образца, был выполнен Бюлером и Пирсоном [ИЗ],
которые также дали значения поправочных коэффициентов.
5.5.2. Измерение профилей. Для определения профилей распределения
концентрации и подвижности носителей стравливают один за другим тон-
кие слои полупроводника и замеряют коэффициент Холла и слоевое сопро-
149
Рис. 5.17
тивление. По результатам измерений до и после стравливания Z-го слоя
находят средние значения концентрации и подвижности носителей для этого
слоя по уравнениям
Rff, s, i °s, i - 1 Gs, i+1
Г'+' Pc W ph (x) « $0 dx
Дэфф, i
^эфф, i
°s, i~ °s,i+l
«(x,+l -х,)рэфф.,-
PcM'^W*
(Г'+‘ П(х)яс «<&•]’
(531)
(x.+ i-x,)/ n(x')iic(x)iiH(x)dx
(532)
°s, i ~ Gs,i-l-1
Здесь также сохраняет силу сказанное выше о получении средних значе-
ний. Если приближенно принять г = 1, то дэфф, i «» Д/д ,• = дс,,, причем пог-
решность за счет неточного получения средних значений в общем случае
меньше, чем за счет допущения г = 1.
Влияние стравленной толщины слоя на значения ДЭфф,/ и иэффг/ можно
оценить толью) в отдельных случаях. На рис. 5.18 сравнивается изменение
значений нЭфф>£- по глубине в зависимости от толщины стравленного слоя с
фактическим профилем распределения.
150
Рис. 5.18. Профиль распределения эффективной концентрации носителей лэфф,б
рассчитанный по уравнению (5.32), для случая имплантации в кремний ионов бора с
энергией 40 кэВ (максимальная концентрация 10” см3). Экспериментальные точки
представлены в зависимости от отношения толщины стравленного слоя к длине пробе-
га Rp:
о — d/Rp = 0,2; Д - 0,4; о - 0,6.
Р и с . 5.19. Распределения концентрации и подвижности носителей «эфф и дэфф>
рассчитанные по уравнениям (5.31) н (5.32) при альтернативной погрешности из-
мерений 3% в R//S для имплантации ионов бора с энергией 40 кэВ (доза 10* 5 см"2,
концентрация носителей в слиточном кремнии 10* 5 сьг3, Rp = 130 нм; Д7?р=44 нм;
s!Rn,S =±0,03).
Хотя ошибка за счет влияния неоднородного распределения внедренных
атомов может быть значительной, при соответствующем выборе d - Х/+» -
— xt она лежит в пределах погрешностей метода измерения.
Поскольку из уравнений (5.31) и (5.32) мы получаем дифференциаль-
ные значения концентраций и подвижности, метод применим на практике
только тогда, когда измеряемые величины в достаточной степени отличают-
ся, т.е. когда толщины удаляемых слоев не слишком малы по сравнению р
толщиной всего слоя.
Если ошибка измерения имеет такой же порядок, как и изменение изме-
ряемых величин от о, к <7f+j, то ошибка может быть бесконечно большой.
Поэтому всегда необходимо следить за тем, чтобы изменение измеряемых
величин существенно превышало максимально возможную ошибку измере-
ний. Точный расчет относительной ошибки при вычислении дифференциаль-
ных значений подвижности и концентрации невозможен.
На рис. 5.19 на примере имплантации ионов бора с энергией 40 кэВ в
кремний представлены рассчитанные по (5.31) и (5.32) кривые распределе-
ния лэфф,» иДэфф,/ по глубине имплантированного слоя при ошибке из-
мерения в R/Is ± 3%-Первая пара значений лэфф,г и ДЭфф,/ отрицательна.
Отчетливо видно снижение ошибки по мере уменьшения остаточной тол-
щины.
151
Таблица 5.5
Параметры подвижности по модели Каугея и Томаса [ 124]
Лтлш j А*тах /V* а | Литература
р-кремиий 47,7 495 6,3- 10“ 0,76" (461
47,7 495 1.9-10” 0,76 [S3]
и-кремний 65 1265 8,5 10“ 0,72 |46]
92 1360 1,3 • 10“ 0,91 [52]
Этот метод дает удовлетворительные результаты только при наличии
большого градиента концентрации имплантированных ионов или при доста-
точно большой толщине стравленного слоя по сравнению с толщиной всего
слоя.
Для определения профилей распределения концентрации имплантирован-
ных ионов нет безусловной необходимости в измерениях эффекта Холла.
Если на основе других экспериментальных данных имеется уверенность в
том, что между концентрацией и подвижностью носителей в имплантацион-
ном слое существует такая же взаимосвязь, как и в кристаллах, обычным
способом легированных, то для определения профиля достаточно измере-
ний слОевого сопротивления в комбинации с методом стравливания слоев.
Для расчета концентрации носителей в ионно-легированном кремнии ис-
пользуют соотношение между удельным сопротивлением и подвижностью
по Ирвину [370]или уточненные значения, приведенные в работах 148,753];
но наиболее подходяпфм является аналитическое приближение Каугея и
Томаса [124]. Необходимо также учитывать то обстоятельство;что и кон-
центрация и подвижность могут меняться ло глубине. Установлено, что под-
вижность, усредненная ло всему легированному слою, может быть в 2—3 ра-
за выше, чем подвижность носителей в часть слоя, содержащей большую
часть внедренных атомов.
а)
Рис. 5.20. Держатель мишеней для послойного стравливания [611]: с) сечение по
держателю:
1 — корпус, 2 — регулируемая накладка, 3 — образец, 4 — штекер с контактами, 5 —
иглы контактов, 6 — защитный экран, 7 — камера для электролита, 8 — катодный
держатель (надевается для анодирования), 9 — платиновый электрод, 10 — штекер для
подключения измерительного прибора или постоянного источника тока, б) фото-
графия держателя образца с установленным образцом.
152
Удельное сопротивление f в z-м слое может быть рассчитано ло измерен-
ным значениям с помощью соотношения
(533)
Связь между подвижностью и концентрацией носителей определяется
уравнением [124]
Ртах Мт In
р “ Дт‘" + 1 + (Л/Л'*)“
(534)
В табл. 5.5 приведены значения Дтах, JV* и а для кремния с про-
водимостью п- и p-типа. Расчет концентрации с помощью уравнений (5.33) и
(5.34) должен производиться итеративно.
5.5.3. Методы удаления слоев. Для тонкого стравливания слоев опреде-
ленной толщины йспользуют различные методы, выбор которых определя-
ется особенностями исследуемого материала.
Анодное окисление. Простейшим и самым точным методом удаления
гонких слоев является анодное окисление. (Методика тонкого стравливания
обычно предусматривает две операции: анодное окисление и удаление окис-
ной пленки.) Образец помещают в соответствующий электролит, задавая
требуемую толщину слоя величиной приложенного напряжения. Затем
окисный слой удаляют соответствующим травителем.Этот метод опробован
для алюминия [177], вольфрама [453], тантала [746], золота [772], крем-
ния [115,173,207,461]. GaAs [321.520], GaP [638] и In Sb [188]. В табл.
5.6. дан перечень электролитов для наиболее употребительных подложек.
Толщины удаляемых слоев для всех электролитов составляют примерно от
0,2 до 3 им/ В. Использование метода ограничено возможностью удаления
относительно тонких слоев, так как за одну операцию стравливания можно
снять слой толщиной всего около 10 100 нм (в зависимости от прочности
окисного слоя на пробой).
На рис. 5.20 показано поперечное сечение устройства, которое позволяет
в одном и том же держателе производить послойное тонкое стравливание
путем анодного окисления полупроводника, последующее удаление окисно-
го слоя плавиковой кислотой и измерение образца. Ток для анодного окис-
ления может быть пропущен через имплантационный слой. Это является не-
обходимым в случае имплантации акцепторных примесей в материал с
проводимостью n-типа, так как иначе р — п-переход, который необходим
для изоляции имплантированной p-области относительно подложки, был бы
включен в обратном направлении. Подвергаемая анодному окислению имп-
лантированная поверхность отделена от контактов прокладкой 6. В отличие
от известных конструкций, в которых для уплотнения использовались
витоновые (Viton) или резиновые кольца, не исключающие возможности
утечки электролита при приложении анодного напряжения, здесь применен
тефлон. Процесс окисления проводится вплоть до достижения заранее за-
данного напряжения At/на образующемся окисном слое и затем уплотняет-
ся до тех пор, пока не упадет до значения, составляющего 10% от началь-
ного.
153
ктролиты для анодного окисления кремния, GaAs, InSb и GaP
Рис. 5.21. Фотография кремниевой пластинки
с 12 измеряемыми структурами (а) и схема
измеряемой структуры (б) :
1 - имплантируемая поверхность; 2 — диф-
фузионный контакт; 3 — толстый слой окисла;
! — подложка.
На рис. 5.21 представлена разработанная
для таких измерений структура Ван дер
Нау с четырьмя диффузионными контактами
и кремниевая пластинка с 12 структура-
ми. Диффузионные или глубоко импланти-
рованные контакты совершенно необходи-
мы для измерений при удалении слоев, что-
бы осуществить надежное соединение на
краях с имплантированной областью в те-
чение всего процесса травления.
Травление. Другим методом удаления
слоев является травление. Одиако в этом
случае является проблематичной возмож-
ность выдерживания постоянства скорости
съема, которая зависит от температуры,
радиационных повреждений и концентрации
имплантированных ионов. Необходима тща-
тельная калибровка или проведение изме-
рений после каждого шага стравливания.
В табл. 5.7 приведены некоторые составы
травителей, пригодные для стравливания слоев на полупроводниковых
образцах
Другие методы. Метод вибрационной полировки (Виттон [-771,773])
универсален, но относительно сложен. Метод ионного распыления также яв-
ляется универсальным способом, однако при этом возможно изменение
свойств слоя вследствие образования радиационных дефектов, а также
имплантации распыляющих частиц. Кроме того, этот метод редко позволяет
снять равномерный слой с большой-площади. Эти же причины создают боль-
шие проблемы и при использовании метода масс-спектрометрии вторичных
ионов (см. раздел 5.10,) основанного на распылении анализируемой поверх-
ности образпа (подробнее см. раздел 10 этой главы).
5.6. ИЗМЕРЕНИЕ СОПРОТИВЛЕНИЯ РАСТЕКАНИЮ
Еще одной возможностью определения профилей распределения концен-
трации примеси является измерение сопротивления растеканию (spreading
resistance) в комбинации с косым шлифом на образце. Этот метод был разра-
ботан для измерения слоевого сопротивления. Но вследствие относительно
большой неточности, необходимости введения поправок, а также калибров-
ки он был вытеснен четырехзондовым методом. Несмотря на это в комби-
нации с косым шлифом он является весьма быстрым способом, пригодным
для измерений в широком диапазоне концентраций примеси.
155
В случае однородного полу бесконечного образца с одним контактом диа-
метра D для сопротивления растеканию в соответствии с теорией справедли-
во выражение
RS=?/2D. (5.35)
Но практически оно не отражает взаимосвязь между удельным сопротив-
лением и сопротивлением растеканию, поэтому принимают
Поправочный множитель к (?) должен быть найден экспериментально.
Для измерений используют устройства с одним или двумя зондами. На рис.
(5.36)
Рис. 5.22. Схематическое представ-
ление зондов для измерения со-
противления растеканию.
5.22 схематически показаны оба варианта зондовых измерений. Определе-
нию поправочных множителей посвящено большое количество работ. Для
двух- и многослойных структур предложены более сложные формулы,’ учи-
тывающие поправки [352,429,515,636]. Поскольку математические вык-
ладки в них очень громоздки, подробное изложение в рамках данной книги
вряд ли целесообразно. Некоторое время тому назад на рынке появились
двухзондовые измерительные устройства (фирмы ’’Солид стэйт меж-
эмэнтс”).Обзор современного состояния техники в этой области измерений
5.23. Профиль распределения
Л
_ _ _ . концентрации примеси в транзисторе, опреде-
ленный с помощью зонда для измерения сопротивления растеканию на косом шлифе,
имеющем угол наклона 5°50' (1 : 10); экспериментальные измерения сопротивления
растеканию;
d — расстояние от кромки шлифа {а); рассчитанный профиль распределения
концентрации примеси: • — n-тип проводимости, о — p-тип проводимости (б).
156
можно найти в трудах Симпозиума по сопротивлению растеканию, прошед-
шего в 1974 г. в Гайтерсбурге, США [216].
В качестве типичного примера измерений на рис. 5.23 представлен про-
филь распределения концентрации примеси в транзисторе. Ясно видно боль-
шое преимущество метода измерения сопротивления растеканию; профиль
может быть измерен и за р — «-переходом. Это преимущество компенсирует
недостаток относительно больших неточностей при стандартных исследова-
ниях. Косые шлифы могут быть изготовлены, например, так, как это описа-
но в разделе 5.1. Необходимое для измерений время здесь значительно
меньше, чем при использовании других методов, даже с учетом времени на
подготовку образцов.
5.7. ИЗМЕРЕНИЕ ВОЛЬТ-АМПЕРНОЙ ХАРАКТЕРИСТИКИ
С электрическими характеристиками р — «-переходов связаны важные
свойства полупроводниковых приборов. Однако до сих пор исследованию
характеристик имплантационных р - «-переходов посвящено незначитель-
ное' количество работ. Целью большинства работ по ионной имплантации
было изучение электрических характеристик методами измерений эффекта
Холла и слоевого сопротивления,.а также исследование отжига радиацион-
ных повреждений с помощью обратного резерфордовского рассеяния. В пер-
вом случае рассматриваются только свойства основных носителей заряда, во
втором — внедренных атомов в кристаллической решетке лХарактери с тки
р — «-переходов существенно зависят от времени жизни неосновных носите-
лей заряда, которое, в свою очередь, зависит от концентрации центров
реке мбинации^.
Исследования электрических свойств имплантационных слоев показали,
что при последующем отжиге сначала наблюдается увеличение концентра-
ции электрически активных атомов легирующей примеси основных носите-
лей, затем по мере роста температуры отжига подвижность носителей заряда
достигает значения, соответствующего концентрации примеси в слиточном
материале (по крайней мере для кремния это всегда имеет место, а для
полупроводников А111 Bv и других полупроводниковых соединений - не
во всех случаях), и только при дальнейшем отжиге - часто при значительно
более высоких температурах — возрастает время жизни неосновных носите-
лей заряда. Как правило, однако, время жизни не измеряют непосредствен-
но, а о его величине судят только косвенно на готовых полупроводниковых
приборах. Причина пренебрежения измерениями времени жизни неоснов-
ных носителей заряда заключается, по-вндимому, в том, что значение этого
параметра колеблется уже в исходном материале, претерпевая изменения
почти при каждом технологическом процессе (окисление, отжиг, генериро-
вание) , а его непосредственное измерение затруднено, особенно в неодно-
родных имплантационных слоях.
Исследование свойств имплантационных р — «-переходов является кос-
венным, но наиболее удобным методом изучения влияния имплантации на
время жизни и поэтому ниже рассмотрено более подробио.
5.7.1. Вольтамперная характеристика р — «-перехода. Протекание тока
через р — «-переход обстоите], но рассматривалось в литературе, например,
Шоккли [674], Сааи др. [614], Спенке [695] и Сце [713].
157
Ответственными за ток через р - «-переход могут быть следующие меха-
низмы:
. а) диффузия неосновных носителей заряда через область пространствен-
ного заряда;
б) рекомбинация и генерация носителей в области пространственного за-
ряда;
в) туннельный эффект (играет роль только в случае образцов с высокой
концентрацией примеси);
г) поверхностные токи утечки;
д) последовательное сопротивление.
Диффузионный ток. По Шоккли (674], для диффузионной составляю-
щей плотности тока при известных ограничениях справедливо следующее
уравнение:
(5.37)
где И/ — собственная концентрация в см-3; Dn,Dp — коэффициенты диффу-
зии неосновных носителей заряда для электронов и дырок; Ln, Lp — диф-
фузионные длины для электронов и дырок; к — постоянная Больцмана (к~
= 1,38 - 10-23 Дж/К = 8,625 -10~5 эВ/К);(7— напряжение на р - «-перехо-
де; Ад, Ny) — концентрации акцепторов и доноров.
Диффузионная длина связана с временем жизни неосновных носителей
ти, р соотношением
1*п,р ~7п,Р' (5.38)
Учитывая, что NA для р+ - «-переходов из уравнения (5.36) полу-
чают
/ qU \ Dp п] / qU \
/ПИФ = / ^хр— - 1) = 9 - - (ехр — - 1) (5.39)
где / плотность тока насыщения, которая при обратном напряжении зна-
чительно больше kT/q. Аналогичный результат получают для я — p-перехо-
дов.
Генерационно-рекомбинационный ток. Согласно модели Шоккли—Рида-
Холла 1.314, 614, 675], с одним рекомбинационно-генерационным цент-
ром в середине запрещенной зоны плотность генерационной компоненты
обратного тока составляет
/ген = ««; м'/’-эфф, (5-40)
где w — ширина области пространственного заряда; 'Гзфф — эффективное
время жизни, определяемое соотношением
гдё on,Gp — сечения захвата электронов и дырок, нгепп - тепловая ско-
рость (для кремния при комнатной температуре гтепл ~ ЗкТ/т
158
(5.45)
« 107 см/с, здесь т* — эффективная масса); Nt — плотность генерационно-
рекомбинационных уровней; Et — энергетическое положение генерационно-
рекомбинационного уровня; Et — положение уровня Ферми в собственном
полупроводнике.
При Et«Е{ (т.е. при расположении генерационно-рекомбинационного
уровня в середине запрещенной зоны) иип^ор «о имеет место
^эфф ~ ^Л^тепл^Уг- (5.42)
В этом случае тэфф ^тп^тр. Ток в обратном направлении (см. уравне-
ние (5.40)) пропорционален ширине области пространственного заряда.
Для резкого - «-перехода справедливо
/re«~w ~ (l/D-U)1/2. (5.43)
Для р - «-перехода с линейным профилем распределения концентрации
примеси имеет место соотношение:
(UD-U)ll3. , (5.44)
Полный ток в обратном направлении для р+ — «-перехода (| 1Л| > 3 kT/q)
получают в виде
Dp И; qntw
/гек=(1----— + --------
Тр ‘'D 7"эфф
У полупроводников с высокой концентрацией собственных носителей
щ (германий), главную роль играет диффузионная компонента тока; у
полупроводников с низким значением Н/ и относительно малым временем
жизни (GaAs) преобладает генерационная компонента обратного тока. У
кремния обычно обе компоненты обратного тока соизмеримы . Если
преобладает генерационный ток, то с помощью измерений обратной вольт-
амперной характеристики можно определить тип профиля распределения
для р — «-перехода.
Ток рекомбинации в прямом направлении при U> кT/q определяется
формулой
qw IqU \
/рек = —“ ^^тепл ni ехР I 2 £7/ (5-46)
Полный ток (U> kT/q} равен
• Dp п] ( qU \ qw / qU \
/попн = « ----— ( exp теплен,(exp — . (5.47)
Tp '’D ' / z \ zK/ /
Поэтому в широкой области прямой ветви вольтамперной характерис-
тики можно приближенно записать
/полн~ехр—— при 1<п<2. (5.48)
пкТ
Токи утечки и последовательное сопротивление. Нежелательный эффект
в реальных р — «-переходах создают поверхностные токи утечки, которые
могут быть обусловлены инверсионными поверхностными слоями, наруше-
Для кремния, так же как и для GaAs, /геи > /р. (Прим. ред.)
159
Рис. 5.24. Теоретическая вольт-амперная характеристика для In Sb при температуре
77 К:
в пропускном направлении (полулогарифмический масштаб) п/ = 5 10s см-3;
Nd = 5 10*8 см"3,Л^ =5-10*4 см’3; Е%- Еу=100 мэВ; т£=2 • 10’8 с; ти = 3 • 10* ° с;
Rg = 100 Ом, Rn ~ 3 (а). В обратном направлении (двойной логарифмический мас-
штаб) 5 10г см’3 ; /Vo = 5 - 10*8 см-3 ; ЛГд — 5 - 10' 4 см 3 (б) .
ниями стехиометрии на поверхности н загрязнениями такими, как влага
или растворитель. В общем случае они линейны, но могут и зависеть от
напряжения. Чтобы снизить влияние токов утечки в большинстве случаев
необходимо пассивировать поверхность полупроводников. Часто в процес-
се пассивации рекомендуется применять специальный электрод для контро-
ля состояния поверхности по эффекту поля.
При больших токах последовательное сопротивление материала базы,
контактов и слоя, а котором еще не полностью отожжены радиационные де-
фекты, действует как омическое сопротивление. Это дополнительное паде-
ние напряжения обусловливает наличие сублинейного участка вольт-ампер-
ной характеристики в полулогарифмическом масштабе. Величину сопротив-
ления можно легко рассчитать следующим образом:
At/
R № 7------ А, (5.49)
/поли
где At/ — отклонение от линейной характеристики в полулогарифмическом
представлении, А — площадь диода.
На рис. 5.24, а показана прямая ветвь вольтамперной характеристики
(7), которая включает все рассмотренные составляющие. При низком нап-
ряжении в пропускном направлении преобладает поверхностный ток утечки,
который сменяется генерационно-рекомбинапчонным током (наклон 2 пря-
мого участка характеристики в полулогарифмическом масштабе). При
более высоких токах преобладает диффузионный ток (наклон 1 прямых
участков характеристики в полулогарифмическом масштабе), пока не ста-
нет определяющим омический участок характеристики, обусловленный пос-
ледовательным сопротивлением. На рис. 5.24, б в двойном логарифмичес-
ком масштабе представлена обратная ветвь вольтамперной характеристики
р — «-перехода (2). Кривая 1 соответствует идеальной характеристике по
160
Рис. 5.25. Временная диаграмма выброса
обратного тока диода при переключении диода с
отпертого состояния в запертое.
Шоккли (уравнение (5.37)), кривая 2 иллюстрирует изменение полного
тока резкого р — «-перехода, состоящего из диффузионного и генерацион-
ного токов. Напряжение пробоя зависит от концентрации примеси (см., на-
пример, Сце (713]),и в связи с этим нет необходимости рассматривать этот
вопрос более подробно, так как таким путем не может быть получена до-
полнительная информация.
Следовательно, по обратной вольт-амперной характеристике и ее измене-
нию за счет отжига можно непосредственно сделать вывод о влиянии на вре-
мя жизни носителей центров рекомбинации, обусловленных радиационны-
ми дефектами.
5.7,2. Определение времени жизни неосновных носителей заряда. Время
жизни неосновных носителей заряда является самой чувствительной мерой
совершенства кристаллической структуры и наличия загрязнений, внося-
щих уровни в середину запрещенной зоны. Для ионно-легированных слоев
в большинстве случаев принимают, что воздействие имплантации на метал-
лургический р — «-переход конечно. Однако радиационные дефекты - а
также образующиеся за счет них дислокации — могут залегать на большой
глубине в полупроводнике; несмотря на то что максимум их распределения
лежит ближе к поверхности, чем максимум распределения имплантирован-
ных атомов (см. раздел 3.1). Богардус и Попаниак [89]“установили, что
радиационные дефекты проникают на расстояние вплоть до четырех проеци-
рованных пробегов. Кроме того, дислокации и другие дефекты при темпе-
ратурах, необходимых для их отжига, могут диффундировать вглубь полу-
проводника. Все эти дефекты могут снизить время жизни неосновных носи-
телей заряда вследствие возбуждения генерационно-рекомбинационных
центров. Время жизни определяется уравнением (5.42).
Если р+— «-переход быстро переключить с прямого направления на об-
ратное, то вначале течет постоянный ток в обратном направлении, затем он
уменьшается до обратного тока насыщения. На рис. 5.25 показано измене-
ние этого тока во времени. Для времени жизни неосновных носителей заря-
да справедливо соотношение (Сце [713])
erf ’ (5.50)
тР 1 + IrJIf
Постоянный ток, текущий сначала в обратном направлении, устанавли-
вается с помощью балластного сопротивления. При If/Ir = 1 получают =
= 0,3 7Р, при Ifp/jR - 5 его величина f i== тр. Другой метод, описанный Такуса-
тава и др. [716], позволяет определять очень малые времена жизни с по-
мощью измерений импеданса нар — «-переходе.
161
5.8. АНАЛИЗ ИМПЛАНТАЦИОННЫХ СЛОЕВ
С ПОМОЩЬЮ ЛЕГКИХ ВЫСОКОЭНЕРГЕТИЧНЫХ ИОНОВ
Методы, основанные на взаимодействии высокоэнергетичных легких ио-
нов с кристаллической решеткой твердого тела, могут быть успешно при-
менены для анализа имплантационных слоев, поскольку глубина зондиро-
вания этими ионами хорошо соответствует толщинам слоев, представляю-
щих интерес для исследования имплантационных эффектов. Обычно для
этих целей используют ионы водорода, дейтерия и гелия в области энергий
от 0,1 до 5 МэВ, в отдельных случаях применяют также более тяжелые ионы,
например, углерод и азот. Для анализа слоев могут быть использованы
следующие процессы взаимодействия ионов с атомами твердого тела (см.
(рис. 5.26):
а) упругие соударения с ядрами атомов (изменение направления движе-
ния и энергии бомбардирующих ионов);
б) неупругие соударения с ядрами атомов (ядерные реакции с эмиссией
характеристических продуктов реакций);
в) упругие и неулругие соударения с электронами (непрерывное тормоз-
ное излучение ионов, эмиссия характеристического рентгеновского излуче-
ния).
Метод анализа, в основе которого лежит использование упругих взаимо-
действий налетающих частиц с ядрами атомов, называют методом обратно-
го резерфордов ского рассеяния (формула Резерфорда для эффективного
поперечного сечения упругих соударений а-частиц с ядрами атомов). К этой
же области относятся методы индуцированной ионами рентгеноэмиссион-
ной спектроскопии неядерных реакций. Преимущество всех этих методов
заключается в том, что они являются ’’неразрушающими”, не требуют спе-
циальной подготовки образцов и дают возможность определить общее чис-
ло имплантированных ионов. Под ’’неразрушающим” методом здесь подра-
зумевается, как и при активационном анализе (см. раздел 5.9); только то,
что в кристалл не вносятся повреждения в процессе измерений. Однако при
этом всегда следует ожидать ухудшения электрических свойств, в особен-
ности, подвижности и времени жизни носителей заряда.
Аппаратура, необходимая для проведения такого типа исследований, от-
носительно проста: для ускорения ионов до энергий в несколько МэВ
используют электростатический генератор Ван-де-Граафа; ионные источни-
ки и система управления пучком аналогичны применяемым в имплантацион-
ных установках. Однако в отличие от ионных ускорителей здесь из-за на-
много более высоких энергий необходимы более дорогостоящие устройства
для защиты от появляющегося гамма-излучения. Поэтому лишь немногие
лаборатории, занимающиеся ионной имплантацией, располагают возмож-
ностью анализа с помощью легких высокоэнергетнческих ионов. Вместе с
тем с помощью этого метода были проведены многочисленные основопола-
гающие эксперименты по изучению имплантационных эффектов. Материал
этой главы призван помочь более глубокому пониманию результатов этих
работ; более подробное их изложение можно найти в книгах Чу, Мейера и
Николета [139], а также Циглера [793 а ].
5. 8.1. Обратное резерфордовское рассеяние. Метоц измерения обратного
рассеяния дает возможность без удаления слоев определять профили рас-
162
Пдрплеи
Рентвенобсное излучение
| Диафрагма
t Минный пучон
Ядерные реакции
Обратно рассеянные ионы
I Диафрагма
1 Ф1мнм—Юмм
I' п с. 5.26. Схема элементарных процессов при бомбардировке твердого тела высо-
к<ушсргетичными легкими ионами (Н, D, Не, C,.N, Е от 0,1 до 5 МэВ).
Г и с. 5.27- Схематическое представление метода обратного рассеяния для опреде-
ления распределения примесных атомов (М, < М2) :
I атом решетки, 2 — атом примеси, 3 — атомы на Поверхности, 4 — анализирую-
щий пучок; 5 — детектор.
прсдсления концентрации имплантированных ионов и радиационных дефек-
1ов (см. раздел 8.2 этой главы). Он позволяет относительно быстро полу-
чль количественные результаты. Одиако в отдельных случаях чувствитель-
ность его недостаточна, так что приходится привлекать дополнительно и
другие методы измерений. При этом измеряют распределение по энергиям
ионов, обратно рассеянных от имплантационного слоя под определенным уг-
ном. В большинстве случаев'в экспериментах по рассеянию используют
моноэнергетические (от 1 до 5 МэВ) ионы гелия. Энергия обратно рассеян-
ных ионов является функцией двух параметров:
а) массы ядра атома, на котором происходит рассеяние (чем.тяжелее яд-
|м> атома мишени, тем меньше энергии теряет налетающая легкая частица);.
б) глубины, на которой происходит соударение (легкий ион теряет энер-
। ию при взаимодействии с электронами).
В общем случае по энергетическому спектру обратно рассеянных ионов
нельзя сделать однозначное заключение о распределении по глубине. Но во
многих важных случаях, а именно тогда, когда массы соударяющихся ядер
достаточно сильно отличаются друг от друга и распределение представляю-
щего интерес элемента имеет место только в пределах ограниченной глуби-
ны, возможно соотнесение отдельных частей энергетического спектра с оп-
ределенными химическими элементами, что позволяет найти профили рас-
пределения этих элементов по глубине. Это проиллюстрировано рис. 5.27. В
кристалл, атомы которого имеют массу Mt (здесь — кремний), импланти-
рованы тяжелые атомы с массой (здесь — сурьма), причем профиль
рспределения атомов сурьмы в соответствии с энергией имплантирован-
ных ионов в 100 кэВ ограничен глубиной 0,1 мкм. В энергетическом
спектре обратно рассеянных ионов (энергия бомбардирующих ионов гелия
Е = 2 МэВ) значение имеют следующие характеристические энергии:
а) км^Е~ максимально возможная энергия. Она соответствует соударе-
нию иона Не+ с атомом Sb, находящимся на поверхности (1,769 МэВ);
163
б)'км— энергия, соответствующая соударению с атомом Si на поверх-
ности (1,170 МэВ). При этом зависящий от массы коэффицйент^м есть от-
ношение энергии после рассеяния к энергии до рассеяния.
Здесь зависящий от масс коэффициент км характеризует долю энергии,
которую передает легкая частица с массой т (налетающий ион) тяжелой
частице с массой М (рассеивающее ядро)^ и которую, следовательно, теряет
легкая частица, если соударение происходит под углом 6 к направлению па-
дения. В соответствии с классической теорией соударения двух твердых
шаров коэффициент км рассчитывается по формуле
[т cos 6 Пт cos 0 V М—т \1j2l г
т+М. +\\тТл7 / + М + т ) I ’ (5’51)
о (М-т\г
Если угол О равен приблизительно 180 , то км .
\M + mJ
Если в образце нет других атомов кроме атомов кремния и сурьмы, то
всем обратно рассеянным ионам с энергией£2, большей, чем кМ1 Е,можно
приписать соударения с атомами Sb, которые залегают в образце на тем
большей глубине, чем меньше энергия обратно рассеянных ионов. Связь
’’энергия — глубина” для атомов с массой может быть рассчитана по rto-
тере энергии ионом при внедрении на глубину л , по потере энергии при соу-
дарении с атомом с массой , и по потере энергии при обратном рассеянии
атома к поверхности образца. Для не слишком больших глубин разность
энергий ЛЕ = кщ Е — Е2 пропорциональна глубине х:
(5.52)
Величина [«Ям! называйся ’’коэффициентом пересчета от энергетичес-
кой шкалы к шкале глубин” для атома с массой /И2 в матрице с атомами,
имеющими массу Mi, и приближенно рассчитывается следующим образом:
=kM2Se M (F) + —— Se M (км £), (5.53)
2 cos®
где Se>^i.(E) — электронная тормозная способность матрицы для ионов с
энергией Е. Условием справедливости этой формулы является малая тол-
щина слоя (’’поверхностное приближение”) и низкая концентрация атомов
с массой М2 по сравнению с концентрацией атомов с массой Mt. В рассмат-
риваемом примере получаем [5J st = 517 кэВ/мкм с точностью лучшей, чем
5%, для анализируемой глубины менее 0,3 мкм, если средняя концентрация
атомов Sb меньше, чем 1О20 см-3
Достижимое при измерениях обратного рассеяния разрешение по глуби-
не ограничено разрешением по энергии детектирующей системы (примерно
12 кзВ при использовании кремниевых поверхностно-барьерных детекто-
ров).
Поверхностно-барьерный кремниевый детектор дает разрешение по глуби-
не, равное примерно 20 нм (с помощью электростатических анализаторов
или за счет сильного наклона образна может быть достигнуто разрешение
лучше, чем 5 нм [544, 554,555]).
Вследствие разброса анализирующих ионов по энергиям, с точностью
20 нм можно анализировать слои кремния толщиной около 0,5 мкм.
164
ОМ 0.5 0.0' ол • 0,8 0,9 7,0 Е,МэВ
Г и. г. 5.28. Спектры обратного рассеяния;
I — неориентированного и 2 — ориентированного вдоль оси <111> монокристал-
iin кремния (fl); выход частиц, рассеянных монокристаллом Si, от .угла между осью
11 I > и направлением пучка (б) .
Чувствительность метода обратного резерфордовского рассеяния зави-
(in от массы, порядкового номера и глубины залегания исследуемого эле-
меша относительно матрицы, в которой он находится. Следует различать
дна случая.
а) Энергетический спектр ионов (или части их), обратно рассеянных от
представляющих интерес атомов, перекрывает энергетический спектр ионой,
обратно рассеянных от атомов матрицы. Это всегда имеет место в случае
легких элементов в ’’тяжелой” матрице и может иметь место в случае тяже-
лых элементов в ’’легкой” матрице при больших анализируемых глубинах,
если массы не достаточно сильно отличаются друг от друга. В этих случаях,
вследствие фона от матрицы, чувствительность мала — около 10. атомных
процентов.
б) Распределения по энергиям обратно рассеянных ионов разделены’
(тяжелые атомы в ’’легкой” матрипе, малая анализируемая глубина). Тогда
предел чувствительности в зависимости от порядкового номера элемента
составляет примерно от 10*8 (As® Si) до 1017см’3 (Sb в Si).
Для обнаружения легких элементов в ’’тяжелой” матрице более пригод-
ными методами — по сравнению с техникой обратного рассеяния — являют-
ся метод регистрации характеристического рентгеновского излучения (раз-,
дел 5.8.3) и метод ядерных реакций между пучком заряженных частиц и
примесными атомами (раздел 5.8.4).
5.8.2. Каналирование и местоположение атомов в кристаллической ре-
шетке. Если анализирующие частицы имплантировать в образец вдоль какой-
либо кристаллографической оси, то они внедряются значительно глубже,
чем при имплантации в направлении, некоррелированном с кристалличес-
кой решеткой-(’’беспорядочное облучение”, ср. с разделом 2.3), а выход
обратно рассеянных ионов катастрофически снижается.
На рис. 5.28 показан спектр ионов, обратно рассеянных под углом 165°
к направлению пучка (интегрирован по всем энергиям) в зависимости от
165
Рис. 5.29. Спектры обратного рассеяния
ионов гелия кристаллом кремния, в который
имплантированы ионы бора с энергией
150 кэВ. Отжиг после имплантации при тем-
пературах от 502 до 571 ° С (No =4 10* 5 см"2 ) :
1 - неориентированный пучок, 2 — 502 °C
<110>; 3 - 542 °C <110>; 4 - 560 °С(110>,
5 — 571 °С<110> [409].
угла наклона между осью < 111 > в кри-
сталле кремния и направлением падающе-
го пучка. Сравнение энергетических спект-
ров ориентированного и неориентиро-
ванного пучков также показано на
рис. 5.28. В спектре каналированного
пучка четко виден поверхностный мак-
симум, обусловленный разупорядочен-
ными атомами слоя естественного SiO2 (толщиной около 2 нм) и
поверхностными атомами монокристалла. Лежащие в глубине атомы ре-
шетки находятся — глядя по направлению пучка — в тени поверхностных
атомов и вносят существенно меньший вклад в выход обратно рассеянных
ионов.
Если атом внутри кристалла смещен из узла в решетке, то выход обрат-
но рассеянных ионов возрастает. При этом речь может идти об атомах ре-
шетки основного вещества или о примесных атомах. Таким образом, благо-
даря увеличению выхода обратно рассеянных ионов появляется возмож-
ность измерения распределения смещенных атомов (например, вследствие
радиационных повреждений при ионной имплантации). Шкала глубин в на-
правлении каналирования вследствие уменьшения энергетических потерь ка-
налированных ионов отличается от шкалы глубин в неориентированном
направлении. Для приближенных оценок можно принять [9]:
•^е.канал/^е.неор =0,7.
На рис. 5.29 представлены спектры обратного рассеяния на кристалле
кремния, в который имплантированы ионы бора с энергией 150 кэВ. После
имплантации образец отжигался при различных температурах. Процесс от-
жига начинается эпитаксиально с обратной стороны. При температуре
571 ° С происходит рекристаллизация аморфного слоя, но только после от-
жига при температуре 900 ° С радиационные повреждения исчезают пол-
ностью. Анализ спектров показывает, что выход обратно рассеянных ионов
из слоев, лежащих глубже разупорядоченной области, отличается от энерге-
тических спектров для полностью неповрежденного кристалла. Это можно
объяснить следующим образом: ионы, которые при прохождении повреж-
денного слоя рассеиваются на смещенных атомах на угол, превышающий
критический, покидают канал (деканалируются) и продолжают движение в
кристалле в качестве беспорядочной компоненты. Это приводит к увеличе-
нию выхода обратно рассеянных атомов по мере проникновения ионов
вглубь кристалла. Таким образом, увеличение выхода упруго рассеянных
частиц из слоев, лежащих глубже разупорядоченной области, обусловлено
увеличением числа деканалированных частиц при прохождении разупоря-
166
I* н < 5.30. Возможные положения атомов в
iqint |Ш1личсской решетке кремния. Представ-
и пи плоскость <110>. Кружками обозначены
1>г| уиирные узлы, треугольниками - регулярные
mi ждоузлия вдоль направления <110}. За-
инрмкованные участки — это запрещенные
нПпици, в которые не могут попадать ионы,
минплнровамные в направлениях <100>. <110>
и (111) . Четырехугольниками отмечены при-
mi i iiijc атомы:
I в узлах, 2 — в регулярных междоузлиях и
’ и нерегулярном положении [485].
шпенного слоя, т.е. увеличением беспорядочной компоненты первоначально
ориентированного пучка. Поскольку интенсивность деканалируемой состав-
ляющей пучка, в свою очередь, снова зависит от распределений дефектов
решетки, расчет фактического профиля распределения концентрации сме-
щенных атомов по спектру каналированного пучка от поврежденного крис-
iniuia является сложной задачей, которая может быть решена методом
шераций [624,754]. На практике, однако, в большинстве случаев процесс
о 1 жига представляет лишь качественный интерес, т.е. целью является выбор
иких условий термообработки, при которых по спектрам обратного рас-
ссмния можно выявить максимальную рекристаллизацию поврежденного
кристалла.
Облучение монокристалла ионами в различных кристаллографических
।гаи равнениях, в принципе, позволяет сделать выводы о положении примес-
ных атомов в решетке. На рис. 5.30 схематически показано, как можно оп-
ределить положение примесных атомов в решетке кремния. Здесь возмож-
ны следующие варианты:
а) если образец ориентирован в направлении <111), то регистрируются
.номы, находящиеся в нерегулярных положениях;
б) если образец ориентирован в направлении <110>, то регистрируются
атомы, расположенные в нерегулярных положениях и в регулярных
междоузлиях;
в) если образец ориентирован случайным образом, то регистрируются
псе атомы.
Спектры ориентированных в различных направлениях пучков ионов ге-
лия, рассеянных на кремнии, в который внедрены ионы таллия (рис. 5.31),
четко показывают различные доли имплантированных ионов в регулярных
узлах и в междоузельных положениях [528 а].
Для определения положения атомов в кристаллической решетке могут
быть использованы также методы, основанные на возбуждении ядерных
реакций и характеристического рентгеновского излучения (см. разделы
5.8.3. и 5.8.4).
5.8.3. Характеристическое рентгеновское излучение. Анализ элементов
состава твердого тела посредством подходящего возбуждения характери-
стического рентгеновского излучения внутренних оболочек атомов явля-
ется одним из старейших неразрушающих методов исследования материа-
лов. Наряду с использованием таких механизмов возбуждения, как ко-
ротковолновое рентгеновское излучение (рентгеновская флуоресценция)
167
Рис. 5.31. Энергетические спектры ионов гелия, обратно рассеянных на кристалле
кремния, в который имплантированы ионы таллия. Начальная энергия составляла
1 МэВ. Сравнение площади пиков таллия показывает, что около 40% атомов таллия
расположены в узлах решетки, около 40% - в тетраэдрических междоузельных поло-
жениях, а остальные 20% атомов таллия находятся в нерегулярных положениях [528].
или бомбардировка электронами в области энергий от 10 до 100 кэВ в
растровом электронном микроскопе (электронные микрозонды) в
последние годы большое значение получает метод возбуждения высоко-
энергетическими ионами в области энергий от 0,1 до 5 МэВ. Чувствитель-
ность метода рентгеновской спектроскопии помимо таких свойств систе-
мы детектирования, как разрешение и собственные шумы, ограничена
сплошным рентгеновским фоном, который накладывается на линии ха-
рактеристического излучения. Этот фон возникает в случае электронного
возбуждения вследствие тормозного излучения; при возбуждении ионами
фон тормозного излучения теоретически снижается в (масса электрона/мас-
са иона) 2 раза, т.е. более чем в 106 раз. Однако при использовании ионов
с энергией в несколько МэВ следует считаться с возможностью возбужде-
ния ядер, которые распадаются с испусканием гамма-излучения, так что
на практике чувствительность повышается в 10—100 раз.
Для спектрометрии рентгеновского Излучения в большинстве случаев
используют охлаждаемые жидким азотом и включенные в обратном на-
правлении кремниевые диоды, имеющие большую площадь (например,
1 см2) и большую ширину области пространственного заряда (несколько
мм ,”Si (Li) ’’-детекторы). Они позволяют получать импульсы тока, про-
порциональные энергии, что в комбинации с многоканальным амплитуд-
ным анализатором импульсов дает возможность непрерывно регистриро-
вать весь линейный спектр образца. Эти так называемые энергодиспёрсные
спектрометры пригодны для обнаружения характеристического рентгенов-
ского излучения элементов с порядковым номером больше 11 (натрий,
энергия К-линии которого составляет 510 эВ); при меньших энергиях
бериллиевое окно, обычно используемое для защиты охлаждаемого де-
тектора, поглощает слишком сильно. Если бериллиевое окно заменить
полипропиленовой пленкой толщиной 1 мкм или применить устройство,
не имеющее окна, то появляется возможность регистрировать также К-ли-
нию углерода с h v = 280 эВ. Для обнаружения элементов, имеющих еще
168
мскыпие порядковые номера, пригоден спектрометр с вращающимся кри-
(г ииюм (так называемый длинноволновый дисперсионный спектрометр).
Поперечное сечение uR для возбуждения легкими ионами атома с по-
1Г|гдующей эмиссией характеристического рентгеновского излучения резко
увеличивается при повышении энергии Е этих ионов (например, для мышь-
им их пропорционально Е4). Так как при внедрении в образец ионы
|с[)яют энергию вследствие электронного торможения, то за ’’эффективную
Шубину возбуждения” принимают такую глубину, с которой происходит
•миссия характеристического рентгеновского излучения. Для легких
ионов с энергией в несколько МэВ она составляет приблизительно
1 2 мкм, поэтому, как правило, без удаления слоев нельзя измерить
профиль распределения элементов по глубине. А поскольку профиль
распределения имплантированных ионов в большинстве случаев распро-
11 раняется на глубину лишь в несколько десятых долей микрона и из-
менение энергии падающих ионов в этом диапазоне глубин незначительно,
го таким путем может быть измерено распределение имплантированных
ионов в приповерхностном слое. По изменению приповерхностных рас-
пределений имплантированных ионов, измеряемых при последовательном
удалении слоев, дифференцированием находят профиль распределения
них ионов по глубине. На рис. 5.32 профиль распределения ионов мышь-
яка в кремнии, измеренный с помощью характеристического рентгенов-
ского излучения, возбуждаемого протонами (1,6 МэВ), сравнивается с
результатами электрических измерений и расчетом по теории ЛШШ [304].
)1ля удаления слоев применялся метод анодного окисления. Послеимплан-
ыции ионов As с энергией 120 кэВ (доза 5 - 10*5 см~2) проводился отжиг
н азоте в течение 1 ч при температуре 750 °C; диффузия при этой темпера-
iype еще не имеет места. Четко видно, что при концентрациях выше
1(г° см-3 внедренные атомы мышьяка характеризуются низкой электри-
ческой активностью. Предел обнаружения составляет примерно около
2 1013 см-2 или, соответственно, для объемной концентрации 10*9 смГ3
разрешение по глубине равно 20 им.
При возбуждении характеристического рентгеновского излучения тяже-
лыми ионами, когда энергии ионов достигают пороговых значений для
генерации данной линии определенных элементов, поперечное сечение для
излучения данной линии неожиданно резко возрастает. Соответствующий
пример приведен на рис. 5.33. При бомбардировке ионами Криптона для
возбуждения М-линии сурьмы (0,93 кэВ) существует порог, равный
65 кэВ; А-линия кремния (1,7 кэВ) испускается только, начиная со
140 кэВ. Благодаря этому становится возможной селективная генерация
излучения, это означает, что при энергии ионов криптона около 100 кэВ
в ионно-легированном сурьмой кремнии в основном фиксируется только
излучение сурьмы, излучение же кремния вследствие более высокой
энергии возбуждения подавляется без применения поглощающей фольги.
11аличие селективности генерации излучения позволяет увеличить чувстви-
тельность метода примерно до 4 • 1012 см-2, что соответствует объемной
концентрации 2 Ю18 см-3 при разрешении по глубине 20 нм. При не-
селективном возбуждении, например, легкими ионами, значительно более
интенсивное излучение матрицы в Si (Li)-спектрометре — при его ограни-
ченной способности счета (максимум 104 имп/с без ухудшения разреше-
.169
Рис. 5.32. Сравнение (А—) профиля -распределения атомов мышьяка в кремнии,
измеренного с помощью рентгеновского излучения, индуцированного протонами,
с (о-) профилем распределения электрически активной компоненты внедренных
атомов, полученным дифференциальным измерением слоевого сопротивления (Nn =
=5 • 10* ® см"2, £ =» 120 кэВ) [304].
Рис. 5.33. Возбуждение рентгеновского излучения ионами Кг различных энергий
для мишеней
1 — из сурьмы и 2 — из кремния [308 308а].
ния по энергии, составляющей примерно 200 эВ на полуширине) — пере-
крыло бы сигнал сурьмы. На рис. 5.34 показаны измеренные этим методом
профили имплантационных слоев.
Метод индуцируемого ионами характеристического рентгеновского
излучения и полученные с его помощью данные подробно рассмотрены
в работе Фолькманна [245] и — специально в приложении к полупровод-
никам — в работах Чайрнса [127,128,129] и Грэя [304].
5,8.4. Метод ядериых реакций. Необходимым условием превращения
стабильного ядра атома является приближение к ядру вызывающей это
превращение частицы на расстояние порядка 10-13 см, поскольку при
Рис. 5.34. Профили распределения атомов
сурьмы, внедренных с энергией 100 кэВ при
различных дозах в кремний. Измерения прово-
дились с помощью рентгеновского излуче-
ния, возбужденного бомбардировкой ионами
Кг, в комбинации с послойным стравливани-
ем методом анодного окисления:
о - з • Ю* 5 см2, • - 1,5 • IO1 s см-2, О -
3 10*4 см"2 [308, 308а].
170
I .(блица S..8
Ядерные реакции, наблюдающиеся при бомбардировке некоторых легких изотопов
протонами и дейтонами [38]
Изотоп А 2с МэВ Изотоп A e0, мэв Изотбп A Go, МэВ
Реакции 7 Li 17,347 6 Li 4,02 9 Be 2,125
(/>, а) *‘В 8,582 ,8O 3,970 31P 1,917
i’F 8,119 37C1 3,030 27A1 1,594
,SN 4,964 23 Na 2,379 ”O 1,197
|OB 1,147
Реакции l0B 17,819 **B 8,022 32S 4,890
(</. а) 6 Li 22,36 15N 7,683 l8O 4,237
7 Li 14,163 9 Be 7,152 30 Si 3,121
14N 13,579 2SMg 7,047 16O 3,116
”F 10,038 23Na 6,909 26 Mg 2,909
17O 9,812 27A1 6,701 24 Mg 1,964
>4N 9,146 2 9 Si 6,012 29 Si 1,421
31p 8,170 ,3C 5,167
Реакции ioB 9,237 17o 5,842 26Mg 4,212
(J, а) 2SMg 8,873 27A1 5,499 ,2C 2,719
14N 8,615 24Mg 5,106 16O 1,919
29 Si * 8,390 6 Li 5,027 l«o 1,731
32S 6,418 23Na 4,734 1ON 1,305
28Si 6,253 9 Be- 4,585 ,JB 1,138
,3C 5,947 ,9F 4,379 1SN 0,267
3,P 5,712 30 Si 4,367
«аких малых прицельных расстояниях высвобождаются ядерные силы.
11оложительно заряженные частицы, например протоны, должны для этого
обладать кинетической энергией, которая позволяет им преодолеть высоту
потенциального барьера, обусловленного кулоновским отталкиванием
ядра, также имеющего положительный заряд (так называемый Coulomb-
Wai] - кулоновский барьер). В диапазоне энергий простого ускорителя
Пан-де-Граафа (максимум 5 МэВ) это возможно только для самых легких
цементов. Особую роль в ядерных реакциях играют дейтоны, тритоны
и ионы 3Не, поскольку высота потенциального барьера пропорциональна
произведению зарядов взаимодействующих ядер. Поэтому, используя
*1И частицы для бомбардировки, можно осуществить ряд важных для
целей анализа реакций, протекающих с хорошим выходом даже при низких
шергиях, с элементами, имеющими более высокие порядковые номера.
11о сравнению с методом обратного рассеяния преимущество метода ядер-
иых реакций заключается в том, что он позволяет регистрировать легкие
.помы примеси в веществе, состоящем из тяжелых атомов. Атомы ядер
со средними и большими порядковыми номерами практически не дают
никакого вклада. Недостатком метода являются низкие поперечные сече-
ния большинства ядерных реакций, вследствие чего чувствительность
метода достаточна только для некоторых реакций.
Имеющие практическое значение ядерные реакции перечислены в
1абл. 5.8 [38]. Для характеристики ядерных реакций приняты символы,
171
а) схема экспериментальной установки: I - диафрагма, 2 — кольцеобразный
детектор, 3 — фольга толщиной 10 мкм; б) спектры частиц.
Рис. 5.36. Интегральное распределение кислорода:
1 — на глубине после имплантации ионов мышьяка с энергией 18о кэВ при дозе
10* 6 см 2 через слой SiO2 толщиной 125 нм, а также 2 — рассчитанный по результа-
там измерений профиль распределения поверхностной концентрации кислорода.
А(х, у)В. Это означает, что ядро А, бомбардируемое частицей х} превра-
щается в ядро В с испусканием высокоэнергетической частицы у. Приве-
денные в таблице значения Qo указывают тепловой эффект реакций, ко-
торый представляет собой разность' между массой покоя участвующих
в реакции частиц до и после реакции. Это различие масс компенсируется
в виде кинетической энергии частиц. Так, если сумма масс покоя про-
дуктов реакции меньше суммы масс покоя до реакции (Q# > 0, ’’экзо-
термическая” реакция), то разница масс проявляется в виде кинетичес-
кой энергии конечного ядра и продукта реакции, включая 7-кванты. В
противном случае, чтобы реакция была возможна, возбуждающие-частицы
должны обладать кинетической энергией, по меньшей мере соответствую-
щей разнице масс (пороговое значение). Вее указанные в табл. 5.8 реакции
являются экзотермическими, при этом кинетическая энергия испускаемой
частицы - продукта реакции превышает энергию частиц, вызвавших реак-
цию; благодаря этому оказывается возможным подавить сигнал от обратно
рассеянных первичных частиц, экранируя детектор с помощью специальной
поглощающей фольги соответствующей толщины.
Простым примером использования этого метода измерения может
служить обнаружение атомов кислорода в кремнии по реакции
16O(d, р)17О. Типичная экспериментальная установка схематически пред-
ставлена на рис. 5.35,я. Для повышения выхода чаще всего применяют
кольцеобразный кремниевый поверхностно-барьерный детектор. На
рис. 5.35,6 показан спектр частиц, получаемый при бомбардировке кри-
сталла кремния, имеющего на поверхности тонкий кислородосодержащий
слой (например, слой естественного окисла), ионами дейтерия с энергией
0,6 МэВ. Продуктом реакции дейтонов с ,6О являются протоны с энергия-
172
Р и с. 5.37. Измерение профиля распределения Бе в GaAsP (Е= 150кэВ,Л^ =10*6 см’г)
с помощью ядериой реакции 9Ве(<2, а)7 Li. Энергия дейтонов — 0,5 МэВ: типичный
<.псктр (о); определение профиля с помощью послойного стравливания (составы
равиТелей см. в табл. 5.7), интегральной концентрации Be и дифференцирования
измеренной кривой (б).
ми 1,02 и 1,90 МэВ. которые соответствуют возбужденному, или основно-
му, состоянию 17 О. Наряду с ними можно видеть в энергетическом спектре
и частицы из реакции 28 Si(d, о) 2 6 А1. Вследствие экспоненциального умень-
шения поперечного сечения с уменьшением энергии при внедрении дейто-
нов в основном возбуждается только поверхностный слой, поэтому ника-
кого четкого расширения в энергетическом распределении. этих частиц
нс наблюдается. Кроме того, в спектре присутствуют протоны из реакции
12C(d, р)13С, тонкий углеродный слой (толщиной несколько нм) об-
разуется в процессе анализа за счет тдхжинга продуктов углеводородов
из атмосферы остаточных газов. Рис. 5.36 иллюстрирует результаты, пору-
ченные с Помощью этого метода. Профиль распределения кислорода, фор-
мирующийся в кремнии при имплантации ионов мышьяка через слой SiO2
(эффект атомов отдачи — knock-on), был определен путем измерения
поверхностной концентрации кислорода при послойном стравливании.
Абсолютную калибровку производили с помощью нанесения поверхност-
ной пленки SiO2 известной толщины. Погстоянный кислородный уровень
образовывался за счет естественного окисного слоя, который нарастает
непосредственно после стравливания.. Еще один пример обнаружения
легкого элемента в тяжелой матрице иллюстрирует рис. 5.37, а. С помощью
реакции 9 Be (с/, о) 7 Li можно измерить профиль распределения бериллия,
имплантированного в GaAsPв качестве, акцептора. Величины сигнала-для
бериллия-, зарегистрированные при послойном стравливании, и определен-
ный из этих измерений профиль распределения концентрации бериллия
представлены на рис. 5.37,6.
Кроме того, этот метод позволяет определить положение примесных
атомов в решетке с помощью бомбардировки кристалла, ориентирован-
ного в различных кристаллографических направлениях, как это описано
в разделе 8.2. Так, например, были измерены доли замещающих и междо-
узельных атомов бора, имплантированных в кремний, и соответствующие
173
Рис. 5.38. Измерение азота с помощью ядернои реакции *aN(d, о)* 2С: тонкий
(70 нм) слой S13N4 на GaAsP fa); слой ионно-легированного азотом (£ = 1 МэВ,
ЛЬ = 5 • 10*8 см-2) кремния (б).
профили [244], что вследствие малой массы бора невозможно выполнить
методом обратного рассеяния.
В некоторых случаях мргут быть применены для определения профилей
распределения имплантированных ионов резонансные реакции при условии
малой ширины резонансной кривой, как например реакции 2 7 А1 (р, у)2 8 Si,
возбуждаемой при энергии протонов 992 кэВ (ширина резонансной кривой
составляет 100 эВ). Если облучение проводится ионным пучком более
высокой энергии, то реакция начинается только после торможения частиц
при достижении резонансной энергии. Варьирование начальной энергии
протонов позволяет таким путем измерить профиль распределения кон-
центрации внедренной примеси. Во многих случаях получаемые в результа-
те ядерной реакции частицы являются моноэнергетическими; по потере
ими энергии на пути от места их
образования до поверхности образ-
ца можно рассчитать распределение
профиля по глубине. На рис. 5.38
дано сравнение спектров частиц,
полученных при облучении ионами
дейтерия с энергией 1,5 МэВ слоя
нитрида кремния толщиной 70 нм
Число импульсов,отн.еп.
6,5 6,7
Рис. 5.39. Увеличенные участки спек-
тров, воспроизведенных на рис. 5.38:
тонкий (70 нм) слой SighJ, на GaAsP,
ширива распределения определяет ве-
личину энергии (в); профиль распре-
деления азота в-Si после отжига при
температуре 1000 °C в течение 30 мин
(F = 1 МэВ; ЛЬ =5 • 10*8 сьг2) (б).
174
I’ и ir. 5.40. Концентрация азота на глуби-
не 1,7 мкм в кремнии После имплантации
iIoiiob азота высокой энергии (F=1M3B,
/V,, 5 Ю* 6 см2, ТА =1000 °C, tA =
10 мин). Относительно неравномер-
ное легирование (+20%), так как им-
ин цитирование осуществлялось расфоку-
ицюваниым пучком ионов через диа-
фрагму диаметром 4 мм без сканиро-
1Н111ИЯ.
па GaAsP и кремниевого образца, имплантированного атомами азота при до-
ie 5-1018 см*2. Продуктом реакции 14N(d, о)12С являются а-частицы
с энергиями 6,7 и 9 9 МэВ, которые можно видеть на энергетических спек-
ipax справа. При более низких энергиях зафиксированы обратно рас-
сеянные ионы, так как для оптимального разрешения по энергиям ис-
тощающая рассеянный пучок фольга перед детектором не устанавли-
валась. (В качестве ионов водорода использовался пучок молекулярных
ионов , вытягиваемых из дейтериевого ионного источника. Эти ионы
имеют такую же массу и заряд, как и ионы d+ , и поэтому не могут быть
разделены’ по массам магнитым полем.) На рис. 5.39 представлен уве-
личенный участок спектра для азота с энергией 6,7 МэВ. Сравнение с тон-
ким слоем нитрида на поверхности GaAsP свидетельствует о том, что
имплантационный профиль смещен вглубь. Основная линия смещена на
220 кэВ, или, соответственно, на глубину 1,7 мкм (энергия имплантиро-
ванных ионов N составляет 1 МэВ). Кроме того, можно видеть распреде-
ление азота меньшей концентрации, уменьшающееся по направлению от
поверхности. Шкала глубин рассчитана аналогично способу, описанному
в разделе 5.8.1.
Если для измерений использовать остро сфокусированный пучок ионов,
ю с помощью ’’растрового обхода” образца можно получить двумерное
распределение элементов на заданной глубине. Таким образом можно
проверить, например, поперечную равномерность имплантации, диффузии
или легирования. В качестве примера на рис. 5.40 показана концентрация
1зота на глубине 1,7 мкм в образце, ионно-легированном азотом (соответ-
ствующие спектры представлены на рис. 5.38 и 5.39). Шаг’’растра” состав-
лял 100 мкм, диаметр анализирующего пучка—также 100 мкм (минимально
возможным значением для шага’’растра” и диаметра пучка является 1 мкм).
5.9. АКТИВАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ
Этот метод относится к числу самых чувствительных методов обнару-
жения примесных атомов. При применении метода активационного анализа
образец, предназначенный для исследования примесных атомов (а при
определенных обстоятельствах — и других компонентов твердого тела),
активируют путем' облучения нейтронами в реакторе и затем исследуют
с помощью измерений излучения, испускаемого при распаде. Разновид-
175
Табпипа 5.9
Ядерные реакции, возбуждаемые тепловыми нейтронами в GaAs и в некоторых
примесях [785а]
Ядериые реакции Время полу- распада Тип распада* Энергия основ- ной линии, кэВ
Матрицы
69Ga(«,y)70Ga 20 мин (Г 1650
У 170
’1 Ga (к, уУ2 Ga 14,1 ч Р~ 960
У 630, 840
69Ga(«,2rt)e8Ga 68 мин р* 1900
У 810—1880
6 9 Ga(n, р)6 9 Zn 14ч эвк 440
7,Ga(«,p)71 Zn 3,9 ч Р 1500
У 390,490, 610
e9Ga(«,a)eeCu 5,1 мин р- 2630
830,1040
71 Ga(n, a)6 8 Cu 30 с р 3500
У 810-1880
7 ’ As(n, уУ 6 As 26,5 ч р- 2970
У 560-2700
7 5 As(n, 2n)7 4 As 18 сут Г 9(М)
р- 1360
У 600,640-2530
71 As(n,p)7SGe 82 мии Г 1200
У 70-630
7SAs(n,a)72Ga 14,1 ч р' 960
У 630,840
У 560-2700
Примесные атомы
19 7 Аи(л, у)*9 8 Au 2,7 сут р- 1370
У 410
50Cr(n,y)SI Cr 27,8 сут У 320
70 Ge(rc, y)71 Ge 11,4 сут ЗЭ
11 3In(n, y)11 4 in 50,1 сут эвк
у 190
Э’Р(И,у)32Р 14,3 сут Р~ 1710
30Si(n,y)31 Si 2,7 ч Р~ 1470
64Zn(n,y)6sZn 245 сут зэ
У 1110
* ₽ ~ электрон, — позитрон, у — у-частица, ЭВ К — электрон внутренней конвер-
сии, ЗЭ - захват электронов.
'* После бомбардировки пучком тепловых (мощность дозы 2,5-10'3 см-2 с1) и
быстрых (2-10’* см-2 с"*) нейтронов.
176
Продукт распада (стабильный) Эффективное сечений процесса, ХЮ'2* см1 Рад иоа ктив но сть * *, распадов/ (с мг)
Ge 1 4 1,85 • 108
Ge 5,0 1,52 • 10®
Zn 0,55 2 8 • 10’
Ga 0.024 1,1 • L02
Ga 0,0005 2,6 • 10*
Zn 0,105 4,0 • 10?
Zn - -
Se 4,5 2,0 10е
Ge 0,55 2,8 • 10*
Se
As 0,118 5,0 10*
Ge 0,123 5,2 10*
Hg 98,8 5,7 10’2
Mn 17 2,8 -10’
As 3,2 4,6 - 10’
Sn 8 2,5 • 10’
S 0,19 2,3 -10’
P 0,4 1,85 - 10«
Ga 0,46 8,1 • 10s
177
ностью активационного анализа является метод радиоактивных инди-
каторов. В этом случае предварительно активированный элемент (радио-
активный изотоп) имплантируют в твердое тело, а затем измеряют рас-
пределение этого элемента по глубине, как прн активационном анализе.
Чувствительность метода радиоактивных индикаторов значительно выше,
так как никакие другие нежелательные компоненты твердого тела не
активируются. Одиако этот метод применяют относительно редко вслед-
ствие неизбежного радиоактивного загрязнения ионного источника ускори-
теля. Метод радиоактивных индикаторов широко применялся в Харуэлле
для проведения основополагающих экспериментов по исследованию эф-
фекта каналирования. Дополнительные подробности и требования к уско-
рителю можно найти в работе Дирнли и др. [2].
Активационный анализ (или приготовление материала-источника в
случае метода радиоактивных индикаторов) осуществляют с помощью
тепловых нейтронов (примерно 0,025 эВ). Эффектом матрицы при этом
обычно пренебрегают. Под действием облучения имеет место следующая
реакция:
£М+п->л+^М +7, (5.54)
которую в обще виде кратко записывают в виде лМ(п, 7)Л+1М, где М —
элемент, А — атомный вес, Z — порядковый номер. За счет захвата ней-
тронов образуются тяжелые изотопы, которые обычно не стабильны и
распадаются с испусканием а-, или 7-лучей, а в некоторых случаях и
позитронов. Это излучение может быть измерено с помощью соответствую-
щих детекторов. Его энергия, как было описано в предыдущем разделе,
является характеристической для отдельных элементов.
Радиоактивность D изотопа, выражаемая числом распадов в 1 с, в конце
облучения равна
Р = /^^еплСзфф (1 £_М) 5)
А
В этом уравнении И — масса бомбардируемого изотопа, А — атомный
вес, Фтепл — поток тепловых нейтронов, сгЭфф — эффективное сечение
активации, X — постоянная распада (X = In 2/7'j/2, здесь Тх/2 — период полу-
распада), t — время облучения, NL — число Лошмидта (А/, ~
= 6,02* 1023 моль"1). Если в уравнении (5.55) за основу принято число
имплантированных ионов, то для радиоактивности на единицу площади
получаем
= АпФТеплОэфф (1 —с (5.56)
Использование активационного анализа ограничено отсутствием под-
ходящих на практике изотопов для ряда представляющих интерес легирую-
щих элементов, т.е. изотойов, с достаточно большим поперечным сечением
для активации или достаточно большим периодом полураспада (для из-
мерения профиля необходимо несколько часов). В табл. 5.9 на примере
GaAs дан перечень всех основных ядерных реакций для Ga и As, а также
для ряда примесных атомов [785а]. Можно видеть, что всегда следует
считаться с большим числом различных реакций. Чаще всего для измерений
используют 7-распад. Перечень соответствующих спектров можно найти,
178
Га блица 5.10
у-распад примесных элементов в кремнии'(по данным [748а] и уравнению (5.54))
Изотоп Активиро ванный изотоп Эффектив- ное попере- чное сечение, X 1(Г24 см-2 Время полу- распада Энергия основной пинии, кэВ Радиоак- тивность , распадов/с
27А1 ”А1 0,230 2,27 мин 1779 544
75 As ,6As 4,3 1,1 сут 559 56 240
69 Ga 7CGa 1,68 21 мин 174 47 000
'Ga 72Ga 4,7 14ч 834 6253
,l3ln ,,4ln 7,5 50 сут 190 2950
,,sln 11 6 In 92 54 мин 417 2,57 106
121 Sb *2ISb 6,2 2,75 сут 564 1,47 • 10s
,23Sb 124 Sb 4,28 60 сут 603 1,38
Непосредственно после облучения тепловыми нейтронами при мощности дозы
2,8 • 10' ? chf2 с"’ до интегральной дозы 10* s атомов.
например, в работе Вогта [748а]. В табл. 5.10 представлены периоды полу-
распада, энергии основной линии н максимальная' радиоактивность для
7-распада некоторых важных для имплантации в кремний элементов.
Вор, азот и углерод не пригодны для активационного анализа, так как
они обладают коротким временем жизни и малым поперечным сечением;
12 Р распадается с периодом полураспада-14,3 дня с испусканием (З-частип
н серу.
Из-за множества появляющихся линий обычно необходимо использо-
вать спектроскопию. Для измерения 7-спектров применяют Ge(Li)-
или Nal-детекторы в комбинации с многоканальными анализаторами.
Пример измерения содержания примесей в SiO2 показан на рис. 5.41.
В особых случаях, например в случае мышьяка в кремнии (естественно,
п случае имплантирования радиоактивного изотопа), в этом иет необходи-
мости, так как активированный таким образом кремний затухает с пе-
риодом полураспада Т1/2~ 2,7 ч.
Профиль распределения имплантированных атомов может быть полу-
чен путем активационного анализа с методом послойного стравливания,
например кремния после анодного окисления (см. раздел 5.5.3). В боль-
I’ и с. 5.41. Два участка спектра у-излучения от SiO2. Спектр был получен на образце
SiO2 очень высокой чистоты, со следами загрязнений в пределах 0,01—100 частей
на' млрд. Каждая точка указывает число импульсов в интервале энергий в 1 кэВ.
Максимум.при 511 кэВ обусловлен аннигиляцией электронов и позитронов [ 745].
179
Рис. 5.42. Профиль распределения мышьяка в кремниевом образце, измеренный
методом нейтронной активации. Энергия ионов 200 кэВ, доза 101е сИ2/последующая
диффузия в процессе бомбардировки протонами при 800 °C и дозе 101 8 см~2: о —
экспериментальные точки; д - поправка на фон.
Рис. 5.43. Реальный спектр при определении профиля распределения 1 ° В с помощью
реакции 10В (и, а)7 Li. В образце имплантировались ионы ,0В с энергией 60 кэВ
при дозе 5 • 10’4 см-2 с последующим отжигом в окисляющей среде при температу-
ре 900 ° С в течение 5 ч.
шинстве случаев с целью непосредственного определения профиля измеря-
ют радиоактивность снимаемого слоя. Измеренный таким образом профиль
распределения мышьяка в кремнии (энергия ионов 200 кэВ, доза
101й см-2, последующая диффузия за счет бомбардировки протонами
при дозе ~ 1018 см-2 и температуре 900 °C показаны на рис. 5.42. Для
этих измерений был применен 0-распад активированного мышьяка; Одно-
временный 0-распад фосфора ограничивает в этом случае чувствительность
по мышьяку значением 5 •1015 см-3.
Некоторые активированные ядра имеют экстремально малый период
полураспада (несколько миллисекунд), поэтому измерения следует про-
водить в процессе облучения нейтронами. В качестве примера здесь рас-
смотрена реакция 10В(л, а)7Li [162а, 496а, 515а, 611а], которая имеет
настолько большое эффективное сечение (3,837 • 10-21см2), что может
быть использована для исследования распределения бора в кремнии. Такое
же большое сечение имеют только Не, Be и Li. Все другие сечеиия меньше
примерно в’Ю7 раз, вследствие чего фои очень мал.
При бомбардировке нейтронами протекают следующие реакции:
10 В + и -» 7 Li (839 кэВ) + а (1471 кэВ) + у(479 кэВ) 94%,
10В+ 7Li(1014 кэВ) +а(1775 кэВ) 6%.
180
Р и с. 5.44. Диффузионные профили рас-
пределения As и ‘В в кремнии. Профиль
распределения В получен с помощью реак-
ции 1 °В(я, а)7 Li. Отжиг образцов, ионно-
иегированных В, производился в течение
30 мик при температуре 900 °C; отжиг
образцов, ионно-легированных As,— 30 мии
при 950 °C. Сравнение различных последо-
вательностей имплантации иоиов As и В.
Отжиг после каждой имплантации (о); иоиы
В имплантированы после ионов As, исследо-
валось влияние отжига после имплантации
иоиов В (б); пунктир — без термообработки;
штриховая кривая - отжиг перед импланта-
цией.
Испускаемые частицы являются монохроматическими. Поэтому рас-
пределение энергии вне образца может служить мерой распределения
примесей в самом образце. Масштаб ’’энергия—глубина” рассчитан так
же, как и в разделе 5.8.1. Для измерений были использованы а-частицы
с энергией 1471 кэВ, так как они имеют наибольшую интенсивность. На
рис. 5.43 представлен типичный спектр со всеми четырьмя испускаемыми
линиями.
Измеренные таким путем профили распределения бора представлены
на рис. 5.44. Эти исследования были выполнены с целью изучения диф-
фузионных свойств двухкомпонёнтной системы (в данном случае — мышь-
яка и бора в кремнии). Проведение таких исследований электрическими
методами измерений связано с большими трудностями, особенно вблизи
р - /2-перехода.
5.10.. МАСС-СПЕКТРОСКОПИЯ ВТОРИЧНЫХ ИОНОВ
Масс-спектроскопия вторичны^ ионов (SIMS) является относительно
новым способом исследования распределения примесных атомов в твердых
телах. Принцип действия этого метода проиллюстрирован рис. 5.45. По-
верхность образца подвергается ионному распылению прн облучении иона-
ми с энергией в несколько кэВ. Часть распыленных атомов электрически
заряжена и может, быть проанализирована с помощью масс-спектрометра.
Однако при использовании этого метода возникают следующие проблемы:
а) обеспечение постоянства скорости распыления;
б) получение ’’плоского распыления”;
в) поддержание постоянства скорости ионизации;
г) влияние фона первичных частиц;
д) эффект атомов отдачи.
Большое преимущество метода заключается в том, что он позволяет
исследовать все элементы и имеет относительно высокую чувствитель-
ность, которая в зависимости от элемента составляет от 1015 до 1018 см-3
181
Рис. 5.45. Схема установки S1MS:
1 — ионный источник, 2 - вытягивающий электрод; 3 — ускоряющий электрод;
4 — керамический изолятор; 5 - защитный кожух; 6 — турбомолекулярный насос;
7 — щель для перепада давления; 8 — проходной вентиль; 9 — отклоняющие пласти-
ны (две пары) ; 10 — диафрагма; 11 - анализатор остаточных газов; 12 — смотровое
окно; 13 — иониогетерный насос; 14 — токоподводы; 15 — приспособление для
поворота мишени; 16 — держатель мишени; 17— цилиндр Фарадея; 18 — энергоана-
лизатор; 79 — квадрупольный массанализатор; 20 — детектор.
Для обеспечения постоянства скорости распыления ионов необходимо
использовать стабильный ионный источник. Распыление можно производить
с помощью остро сфокусированного пучка, сканируемого по анализируе-
мой поверхности, либо с помощью ионного пучка с постоянной плотностью
тока по его радиусу. В первом случае имеется возможность дополнительно
получить ’’ионную картину” образца*, во втором — облегчается задача
обеспечения ’’плоского” распыления при проведении анализа на больших
глубинах**
Скорость ионизации сильно зависит от состава газа на поверхности
образца [481]. В частности, кислород может увеличить скорость иониза-
ции в 100 раз. Поэтому в некоторых установках распыление производит-
ся ионами кислорода. Если не делать этого, то всегда следует считаться
с эффектом ’’разгона” (т.е. с кажущейся более высокой- концентрацией
примесных атомов на поверхности), обусловленного неизбежным при-
сутствием на поверхности кислорода. Очень критичным для обеспечения
постоянства скорости ионизации является также давление в вакуумной
системе, которое должно быть ниже 10"5 Па. При высоких ускоряющих
напряжениях, необходимых для получения высокой скорости распыления,
становится заметным эффект атомов отдачи под действием бомбардирую-
щих частиц. Как компромисс максимальную энергию бомбардирующих
частид принимают равной 20 кэВ.
Если учтено влияние всех помех, то профиль распределения концентра-
ции примеси с помощью этого метода находят просто, подсчитывая ко-
личество атомов примеси, распыленных на соответствующей глубине. Пере-
ключение анализатора на регистрацию различных масс позволяет одио-
* Промышленные установки выпускаются фирмами ”Камека” и ’’Хитачи”.
'* Соответствующий прибор выпускает фирма ’’Атомика”, Мюнхен.
182
временно измерять распределения нескольких примесей. Подробное опи-
сание этой методики измерений можно найти в работах [69а, 434, 435];
а также в работах [366, 481, 765, 782], в которых основное внимание
уделено имплантации. Принципиальная схема установки с вакуумной
камерой, ионным источником и анализатором представлена на рис. 5.45.
Примеры профилей распределения, полученные этим методом, приведены в
гл. 6.
5.11. ДРУГИЕ МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЙ
Для исследования имплантационных слоев были разработаны много-
численные методики измерении- Ниже перечислены некоторые из этих
методик без подробного их рассмотрения.
Радиационные повреждения приводят не только к заметным измене-
ниям электрических или рентгенографических параметров твердого те-
ла, но и к изменению его объема. Увеличение объема можно зафикси-
ровать по распуханию изолированной имплантационной области или ис-
кривлению тонких слоев. Результаты таких измерений [489] хорошо
согласуются с данными измерений методом обратного рассеяния. Эти
аффекты имеют важное значение в полупроводниковой технологии, где
для пассивации (см. гл. 3) необходимо применение защитных слоев.
К методам обнаружения радиационных повреждении или рекрис-
таллизации имплантационных слоев относятся также методы лауэграмм,
псевдо-Кикучи-линий и, в особенности, электронной микроскопии
[73, 718, 719].Для определения концентрации радиационных повреж-
дений в полупроводниках используют также оптические свойства полу-
проводников [455, 790].
Электронный спиновый резонанс и парамагнитный резонанс являют-
ся классическими методами определения дефектов кристаллической ре-
шетки и, естественно, также могут быть использованы для исследования
имплантационных слоев [162,323,672]. Но, учитывая малую связь их
с электрическими параметрами и сложность интерпретации результатов
измерений, эти методы здесь не будут рассматриваться.
С помощью оптического эффекта по характерной молочной окраске
(см. также раздел 3.6) можно выявить наличие аморфных слоев в боль-
шинстве полупроводников (иапример, в кремнии, германии, GaAs,
InSb), возможно во всех полупроводниках, если не появляется вторич-
ный эффект (ионное травление или распыление); в неаморфных слоях
также могут проявляться цветовые эффекты, подобные интерференцион-
ной окраске.
Методы измерений, которые первоначально были разработаны как
методы чисто поверхностного анализа, в последние годы в комбинации
с методом распыления используются также и в качестве методов объем-
ного анализа. Основным представителем этих методов является метод
Оже-электронной спектроскопии. Он может иметь большое будущее,
особенно в комбинации с методом масс-спектроскопии вторичных
ионов.
В целом, в настоящее время все эти методы имеют еще относительно
низкую чувствительность, что позволяет использовать их только Для ис-
следования имплантационных слоев, полученных при больших дозах облу-
183
Таблица 5.11
Сравнение различных методов измерений
Метод измерения Измеряемые характеристики Измеряе- мая глубина, мкм Диаметр изме- ' ригельного кон- такта или изме- рительной струк- туры, мкм
Травление р — «-переходов Изменение про- Пространст-
(раздел 5.1) Измерения с помощью тер- водимости по глуби- не Тип проводимости венный заряд? 1-100 -10*
мозонда (раздел 5.2) Измерение зависимости Концентрация приме 1<Г2 -10 100-104
емкости от напряжения си (1)
(раздел 5.3) Измерение слоевого со- Сопротивление (3) 20-2 • 10*
противления (раздел 5.4) Измерение сопротивления Сопротивпение Несколько (4) -10
растеканию (раздел 5.6) Измерение эффекта Холла Концентрация при- мкм (4) 20-2 -104
(раздел 5.5) Измерение вольт-ампер- меси. Подвижность Время жизни 0,1-102 (7) -102
ной характеристики (раз- дел 5.7) Измерение обратного рас- Распределение 4 10-104
сеяния (раздел 5.8) Ядериые реакции (раз- атомов примеси. Радиационные де- фекты. Местопо- ложение атомов в решетке Распределение -1-10 10—10*
дел 5.8) Рентгеновское излучение, атомов примеси. Местоположение атомов в решетке Атомы примеси 0,03-1 1
возбуждаемое электронами Рентгеновское излучение, Атомы примеси 1 -10 1-Ю3
возбуждаемое ионами (раздел 5.8) Масс-спектроскопия вто- Элементы 1(Г3 1 -10*
ричных ионов (раздел5.10) Оже-спектроскопия Элементы 1(У2 10-100
Активационный анализ Атомы примеси (12) 10s
(раздел 5.9)
Чувствительность Боковое раз- решение, мкм Профиль по глубине
Оптимальная, см-3 Диапазон из- мерений Разрешение, мкм Диапазон глубин, мкм
? 1 ~0,1 0,1 -10s
-10” 10’ 104 - -
10” 10“ - 1(Г2 -10 (1) l(r*-103 (2)
10” 10® - -0,01 (5) 0,1-10s (5)
10” 10я - - 0,1—10s
10” 10® - 0,01 (8) 0,l-10s (8)
(9) (9) 100 — —
1O”-1O20
(10)
10-104
10” (11) (11) 10-104 0,01-3 (12) 1-10
10’®—10” 10 1 -
10” 103 1-103 -
10”-10’8 10s Несколько мкм - Несколько мкм
10” 20 Несколько мкм Несколько мкм
10”-10” (13) (13) - - 0,01 (14)
185
Таблица 5.11 (окончание)
Метод измерения Обнару- живаемые элементы Типичное время анализа Воспроиз- водимость, %
Травление р — «-переходов (раздел 5.1) Измерения с помощью тер- мозонда (раздел 5.2) - Несколько часов, включая время подготовки образца 1 мин ±5
Измерение зависимости емкости от напряжения (раздел 5.3) Измерение слоевого сопро- тивления (раздел 5.4) Измерение сопротивления растеканию (раздел 5.6) От 1 до 10 мин 1 мин. Измерение профиля - несколько часов 10 мин в однородном ма- териале, 20 мин при изме- рении профиля по глубине (без подготовки косого шлифа) ±2 ±2
Измерение эффекта Холла (раздел 5.5) Измерение вольт-амперной характеристики (раздел 5.7) 10 мин. Измерение профи- ля - несколько часов 1 мин +5 ±10
Измерение обратного рассей- яния (раздел 5.8) Хорошее (10' 10 мин Измерение радиационных дефектов и местоположения атомов в решетке — 1ч ±10
Ядерные реакции (раз- дел 5.8) Хорошее (Ш 1 ч —
Рентгеновское излучение, возбуждаемое электронами z >4 1 ч ±2
Рентгеновское излучение, возбуждаемое ионами (раздел 5.8) z > 4 1 ч ±2
Масс-спектроскопия вто- ричных нонов (раздел 5.10) Практиче- ски все 30 мин для анализа поверх- ности. Несколько часов для измерения профиля по глу- бине ±5
Оже-спектро скопия Все эде- менгъгкро ме /Г, Не 30 мин для анализа поверх- ности. Несколько часов для измерения профиля по глубине ±20
Активационный анализ (раздел 5.9) Хорошее Несколько часов ±2
186
Примечания
Отсутствует уверенность, что было стравлено или декорировано
1) Зависит от длины Дебая; 2) Зависит от концентрации примеси в материале основы.
Используется также в комбинации с методом стравливания слоев
3) Толщина пластинки или слоя; 4) Со специальными структурами, в иных случаях —
около 2 мм; 5) В комбинации с методом травления р - «-переходов. Диапазон глубин
зависит от толщины пластинки
Профили по глубине измеряют при использовании косых шлифов, они могут быть
определены только с помощью сложных расчетов, при этом ошибка составляет при-
мерно +20%
6) Толщина пластинки или слоя; 7) Необходима специальная измерительная аппарату-
ра; 8) В комбинации с методом стравливания слоев. Диапазон глубин зависит от толщи-
ны пластинки
9) Время жизни примерно от 1(ГВ до 1(£в с
Неразрушающий метод.
10) Чувствительность зависит от массы атома примеси
11) Зависит от эффективного поперечного сечения; 12) В комбинации с методом трав-
ления р — «-переходов обеспечивает высокое разрешение, в иных случаях зависит от
типа реакции
Неразрушающий метод
Неразрушающий метод
Диапазон глубин ограничен большим временем измерений. Боковое разрешение воз-
можно только при использовании узкого пучка. Могут появиться матричные эффекты
Измерение профиля по глубине возможно только в комбинации с распылением об-
разца. Боковое разрешение зависит от диаметра пучка возбуждающих электронов
12) Толщина пластинки; 13) В зависимости от элемента; 14) Необходимо стравливание
слоев, в ином случае возможен только анализ элементов
187
чения. Однако особенно для многослойных структур, для которых в боль-
шинстве случаев электрические методы не могут быть использованы, а
также в тех областях применения технологии (помимо полупроводнико-
вой) , в которых так или иначе используются относительно низко чувстви-
тельные электрические методы измерений, эти методы измерений явля-
ются весьма перспективными.
5.12. СРАВНЕНИЕ РАЗЛИЧНЫХ МЕТОДОВ ИЗМЕРЕНИЙ
При сравнении различных методов критериями оценки следует считать
в основном чувствительность при измерениях радиационных поврежде-
ний и электрической активности имплантированных ионов. Изменения
других физических и химических свойств могут быть настолько разнооб-
разны, что не могут рассматриваться в этой связи. Некоторые из эффек-
тов иониой имплантации будут описаны в главе 8, посвященной имплан-
тации ионов в неполупроводники.
Поэтому в данном разделе методы сравниваются между собой только
в отношении возможностей определения с их помощью следующих харак-
теристик:
а) распределения радиационных повреждений;
б) электрической активности;
в) профилей распределения концентрации примеси.
В зависимости от цели применения имплантации преобладает тот или
иной аспект. В табл. 5.11 дан перечень рассмотренных в разделах 5.1 —
-5.10 методов измерений и их специфических особенностей.
Наиболее приемлемыми методами исследования ионио — импланти-
рованных полупроводников, если исключить необычные проблемы, яв-
ляются следующие:
а) измерение слоевого сопротивления и эффекта Холла (с их помощью
измеряют слоевое сопротивление, концентрацию и подвижность носите-
лей заряда);
б) тот же метод в комбинации с методом травления для определения
профилей распределения концентрации примеси и подвижности носителей
заряда;
в) измерение сопротивления растеканию — очень быстрый, но относи-
тельно неточный метод, требующий многочисленных поправок;
г) измерение зависимости емкости от напряжения (не дает никакой
информации о подвижности);
д) измерение обратного рассеяния (с эффектом каналирования) как
абсолютный метод определения общей концентрации имплантированных
ионов (только при Мион > Л/мИШенЬ) и концентрации радиационных де-
фектов;
е) активационный анализ как ’’разносторонний” метод измерения об-
щей концентрации имплантированных ионов с самой высокой чувстви-
тельностью (но, к сожалению, не универсальный вследствие отсутствия
необходимых изотопов);
ж) масс-спектрометрия вторичных ионов (SIMS), чувствительность
которой, однако, сильно зависит от условий ионизации и поэтому затруд-
няет абсолютную калибровку.
1В8
Выбор того или иного метода измерений зависит от постановки задачи.
Практически же с помощью только одного метода невозможно опреде-
лить все важные характеристики. Если ионная имплантация использова-
на только для легирования полупроводников, то важнейшими методами
исследования имплантационных слоев являются методы измерения эф-
фекта Холла и слоевого сопротивления по методу Ван дер Пау, измерение
сопротивления растеканию, а также — при известных ограничениях - метод
обратного резерфордовского рассеяния. Измерения времени жизни наибо-
лее целесообразно проводить косвенным путем на. р~«-структурах или
на готовых полупроводниковых приборах. Следует также упомянуть об
очень чувствительном методе изучения структуры нескольких поверхност-
ных атомных слоев — методе диффракции медленных электронов. Он по-
зволяет зафиксировать малейшие изменения порядка в структуре. Основ-
ным недостатком метода является малая глубина зондирования.
ГЛАВА 6
СВОЙСТВА ИОННО-ЛЕГИРОВАННЫХ
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СЛОЕВ
Исследованию поведения имплантированных в полупроводники ионов
посвящено большое число экспериментальных работ. Важнейшими аспек-
тами этих работ являются вопросы, связанные с концентрацией и распре-
делением концентрации (профилями) имплантированных ионов, их элек-
трической активацией, а также с радиационными повреждениями крис-
таллической решетки. В соответствии с этим для исследования имплан-
тационных слоев применяют как электрические методы измерений эффекта
Холла и слоевого сопротивления, так и метод обратного резерфордовско-
го рассеяния. Для исследования радиационных повреждений имплантаци-
онных слоев были применены и косвенные методы — такие, как измере-
ния изменения объема, электронного спинового резонанса, парамагнит-
ного резонанса и изменения коэффициента отражения.
Ниже подробно изложен ряд основополагающих результатов этих ис-
следований, имеющих важное значение для применения метода ионной
имплантации, особенно в производстве электронных приборов. При этом
центр тяжести исследований обращен на наиболее важный в настоящее
время полупроводник — кремний. Большое внимание уделено также
полупроводниковым соединениям A111 Bv таким, как GaAs и InSb. Лишь
в ограниченной степени рассмотрены работы, посвященные полупровод-
никовым соединениям An BVI и AIV В(PbTe, HgCdTe), а также герма-
нию. Полупроводниковые соединения представляют собой группу полу-
проводников, которые, несмотря на их иногда превосходные характерис-
тики, до сих пор находят лишь специальное применение. Наиболее ши-
рокое применение находят полупроводниковые соединения AmBv для
изготовления электролюминесцентных диоДов, полупроводниковых
лазеров, элементов Ганна; полупроводниковые соединения AIVBVI, AnBIV
используются в основном для детекторов инфракрасного излучения.
До сих лор важнейшим из этих полупроводников является GaAs. В нас-
тоящее время интерес представляют также сложные кристаллы, состоя-
щие из трех и четырех элементов, в которых галлий и мышьяк частич-
но замещаются алюминием и фосфором.
В начальный период использования метода ионной имплантации было
широко распространено мнение, что основной. областью его применения
будет легирование сложных полупроводниковых соединений, посколь-
ку легирование кремния успешно осуществляется с помощью диффузия.
Но фактически произошло как раз наоборот- В то время как метод имплан-
тации благодаря возможности точного контролирования процесса, одно-
родному, легированию и воспроизводимости параметров уже применя-
ло
ется для серийного производства большого числа кремниевых приборов,
использование его для сложных полупроводников типа A111 Bv, A11 BIV н
AIV giv все еще остается на низком уровне вследствие трудностей,
связанных прежде всего с электрической активацией имплантированных
ионов, отжигом радиационных повреждений, малой длиной пробега, необ-
ходимых для имплантации ионов, а также проблемой контакта к имплан-
тационным слоям.
6.1-ИМПЛАНТАЦИЯ ИОНОВ В КРЕМНИЙ
Как уже было сказано выше, большинство экспериментов по ионной
имплантации было проведено на кремнии. Наряду с важностью использо-
вания кремния в полупроводниковой технике и, в соответствии с этим,
большим интересом к этому материалу, это обусловлено в основном
тем, что кремний как элементарный полупроводник состоит только из
одного компонента, благодаря чему восстановление кристаллической
структуры разупорядоченного слоя достигается относительно прос-'
то, и успешные результаты были получены уже в первых экспери-
ментах*.
Существенным параметром прв использовании имплантации в про-
изводстве полупроводниковых приборов является слоевое сопротивление.
Если принять, что все имплантированные ионы становятся электрически
активными и радиационные дефекты полностью отжигаются посредством
термообработки, то с помощью известного соотношения между подвиж-
ностью и концентрацией примеси можно получить теоретические кривые
зависимости слоевого сопротивления от дозы имплантированных ионов.
Тогда во многих случаях для характеристики имплантированного ма-
териала достаточно знания слоевого сопротивления. Слоевое сопротивле-
ние ps можно рассчитать по формуле
р, = — =— [ J Мх) PcMdx ]*, (6.1)
Q о
где d — толщина пластины при имплантации ионов в материал того же
типа проводимости, или, в ином случае — глубина залегания р—«-пере-
хода, os - слоевая проводимость; рс — дрейфовая подвижность; N —
концентрация имплантированной примеси.
Отсюда можно в предположении гауссового профиля распределения
рассчитать численно — проще всего с помощью выражения Каугея и То-
маса для подвижности [124] — семейство кривых для различных энергий
имплантированных ионов. На рис. 6.1 и 6.2 показаны кривые, рассчитанные
по уравнению (6.1) для элементов III и V групп. Штриховые кривые ука-
зывают на диапазон доз, в котором образуется захороненный слой, что,
вследствие гауссовых имплантационных профилей распределения, сви-
* С точки зрения ионного легирования кремний оказался очень удачным материалом.
Это обусловлено необычайно высокой энергией связи атомов Sib решетке (около
4 эВ), благодаря чему сила• притяжения между вакансией и междоузлием также
велика. Поэтому при отжиге в Si легче, чем в других полупроводниках, восстанав-
ливается кристаллическая структура разупорядоченного слоя. Шрим. ред.)
191
Рис. 6-1. Зависимость слоевого сопротивления ионно-легированного бором крем-
ния от дозы и энергии ионов бора, в предположении, что все имплантированные атомы
становятся электрически активными. Концентрация примеси в исходном кремнии —
IO1 s см-3. В заштрихованной области получают захороненный слой.
Рис. 6.2. Зависимость слоевого сопротивления ионно-легированного мышьяком
кремния от дозы и энергии ионов мышьяка, в предположении, что все имплантиро-
ванные атомы становятся электрически активными. Концентрация примеси в исход-
ном кремнии — 101 s см-3. В заштрихованной области получают захороненный слой.
детельствует об образовании двух р-«-переходов. На рис. 63 показаны
кривые зависимости слоевого сопротивления от дозы облучения кремния
ионами бора с энергией 100 кэВ при различных концентрациях приме-
си в исходном материале. При высокой степени легирования исходного
кремния заметен сильный эффект компенсации. Чтобы достичь теорети-
ческих значений слоевого сопротивления для имплантационных слоев
в кремнии, обычно необходим послеимплантационный отжиг. Прн этом,
вследствие термической или ускоренной диффузии (см. раздел 3.8) мо-
жет иметь место расширение профиля распределения атомов имплантиро-
ванной примеси. При дозах, больших 1014 см“2, может быть превышен
предел растворимости, при этом значение слоевого сопротивления остает-
ся большим. В приложении даны температурные зависимости максималь-
ной растворимости элементов, обычно используемых для легирования.
В принципе определяющим в экспериментах по отжигу имплантирован-
ных слоев в кремнии для всех легирующих элементов является образо-
вание на поверхности полупроводника аморфного слоя. Если происходит
аморфизация, то примерно при 650 ° С наступает эпитаксиальная рекристал-
лизация с одновременной электрической активацией имплантированной
примеси, если же аморфный слой не образуется, то необходимы темпера-
туры отжига около 900- °C. Аморфизация Может быть следствием как
бомбардировки ионами имплантированиой примеси, так и дополнительной
имплантации ионов инертных (Ne, Аг и др.)
6.1.1. Алюминий. В технологии кремния алюминий часто применяют
в качестве материала для изготовления омических контактов. Для ле-
гирования методом термической диффузии он мало пригоден, вследствие
своей низкой растворимости и образования эвтектического сплава с крем-
192
Рис. 6.3. Зависимость слоевого сопротивления кремния, имплантированного ионами
бора с энергией 100 кэВ, от дозы и концентрации примеси в исходном кремнии.
В заштрихованной области получают захороненный спой.
Рис. 6.4. Профиль распределения концентрации атомов алюминия, имплантирован-
ных с энергией 90 кэВ в кремний (ЛЬ = 10* 5 см’2; NB =9 1014 см’3); о — трав-
ление перед отжигом и • — без предварительного травления [376].
нием при 577 °C. Ионная имплантация позволяет легко легировать крем-
ний алюминием в заданных пределах, одиако этот легирующий элемент
не нашел широкого применения (исключение составляют некоторые сильно-
точные приборы), вследствие чего ему посвящено относительно малое
число экспериментальных работ [59,114,385,470., 552,704}.
Электрическая активация, особенно при больших дозах, низка и ле-
жит в пределах от 50% (доза 1014 см-2, энергия 60 кэВ, отжиг при 950 °C
в течение 10 мин [385]) до примерно 6% (доза 10ls см"2, энергия 30 кэВ,
отжиг при 900 °C [59]). Максимально достижимая концентрация приме-
си составляет около 2 - 1018см"3, т.е. на порядок ниже максимальной
растворимости [731]. В ионно-легированных алюминием слоях Ито и др.
[376] наблюдали радиационно-ускоренные диффузионные эффекты. Про-
филь распределения имплантированных ионов (энергия ионов 90 кэВ,
доза — 1015 см"2) после отжига при температуре 800 С в течение 20 мин
простирается на глубину до 0,58 мкм (рис. 6.4). Если же до отжига при-
поверхностный слой стравить, то глубина уменьшается до 0,26 мкм. Ито
объясняет этот эффект увеличением коэффициента диффузии за счет
вакансий, освобождающихся в процессе отжига разупорядоченного по-
верхностного слоя. Примерно такая же глубина внедрения ионов алюми-
ния была измерена также Бадером и Кальбитцером [51 ].
Крёутле и др. [418] нсследовали характеристики слоев кремния, ко-
торые бьши имплантированы экстремально высокими дозами иоиов алю-
миния. На рис. 6.5 представлены результаты измерений слоевого сопро-
тивления в зависимости от дозы. Переход к ’’металлической” проводи-
мости выявлен при дозе около 5 • 1016 см"2 (энергия ионов 20 кэВ).
Аллюминий оказался мало пригодным для применения в приборах,
хотя Рунге [601] показал, что резисторы, изготовленные имплантацией
иоиов алюминия, благодаря более низкой подвижности носителей заря-
193
Рис. 6.5. Зависимость слоево-
го сопротивления имплантирован-
ных алюминием слоев, кремния
от дозы облучения и температу-
ры отжига при экстремально боль-
ших дозах (£ = 20 кэВ) [4181:
Л — 10*5 см'1: о — |^х
х 10’ 7 см'1, — 10’6 см'2, о —
3 • 101 7 см'2. < — 3 - 10* 4 см2,
У — 10*' см'1.
да, могут иметь преимущество перед резисторами, полученными имплан-
тацией ионов бора.
6.1.2. Сурьма. Сурьма является легирующим элементом, часто исполь-
зуемым для диффузии в подколлекторную область, так как она характе-
ризуется очень низким коэффициентом диффузии. Однако в последнее
время все больше и больше намечается переход к замене сурьмы мышья-
ком, благодаря его большей растворимости и, следовательно, возможнос-
ти получения меньшего слоевого сопротивления. Для диффузии в области
эмиттера и базы сурьма не применяется.
Что касается исследований ионной имплантации сурьмы в кремний,
то речь идет в основном о старых работах. Здесь нет единой картины. При
дозах имплантации ионов сурьмы выше дозы аморфизации 100% внед-
ренных атомов сурьмы становятся электрически активными, минималь-
ная концентрация электрически активных атомов Sb составляет 3%
[59, 160]. Имплантация ионов сурьмы в нагретую подложку дала худшие
результаты [159]. Имплантация ниже дозы аморфизации требует отно-
сительно высоких температур отжига [385]. Доля атомов сурьмы, попа-
дающих в узлы решетки, зависит как от дозы облучения, так и от темпе-
ратуры отжига. Так, например, доля замещающих атомов Sb при дозе
2,6 • 10’5 см-2 (энергия 40 кэВ) после отжига при 550 °C составляет 0%,
после отжига при 650°C она возрастает до 50% и падает до 25% после
отжига при 750°C [385]. При дозах < 1,3 10*5 см-2 с 600 °C и вплоть
до 900 °C 90% атомов сурьмы з_анимают узлы решетки. На рис. 6.6 пока-
зана зависимость слоевой концентрации и слоевой подвижности носи-
телей заряда от дозы ионов и температуры отжига. После имплантации
при дозах, приводящих к образованию аморфного слоя (> 1014 см"2 при
комнатной температуре [9]), наблюдается стадия отжига при температу-
ре около 550 С. Результаты измерений слоевой концентрации носителей
в кремнии, облученном ионами Sb+ при 350 °C представлены на рис. 6.7.
Так как в этом случае не’ происходит образование аморфного слоя, то
для электрической активации необходимы существенно более высокие
температуры термообработки. На графике 6.7 представлены данные для
низкотемпературного легирования при дозе, не приводящей к образованию
аморфного слоя, вследствие чего температурная зависимость этих двух
кривых слоевой концентрации носителей имеет аналогичный характер.
Измерения профилей показали, что величины проецированных пробегов
194
I’ и с 6.6. Кривые 15-минутного Изохронного отжига слоевой концентрации Л^>эфф
и холловской подвижности /А^эфф носителей заряда для образцов р-кремния с удель-
ным сопротивлением 100 Ом см. имплантированных ионами сурьмы с энергией
Ю к »В при комнатной температуре. Длительность отжига 15 мии.
и. -9 • 10* 4 см'2, V.v-2 -10* 4 СМ"2, о,» - 1,5 10* 3 см'2 {385].
Г и г. 6.7. Кривые 15-минутного отжига слоевой концентрации Afc эфф и холловской
подвижности дд’.эфф носителей заряда для образцов р-кремния с удельным сопротив-
лением 100 Ом • см, имплантированных ионами сурьмы с энергией 40 кэВ при темпе-
ра гурах 125 ° С (и) и 350 ° С (с). Длительность отжига 15 мин.
/ Л/о = 2 • I014 см'2; 2 -Na = 1,5 - 10* 3 см"2 ]385].
хорошо согласуются со значениями, рассчитанными по теории ЛШШ [159,
' 141 (см. рис. 5.20). Анализ целого ряда исследований по имплантации
иопоп сурьмы в кремний (кроме уже цитированных работ, см. также
1157. 174, 470]) позволяет сделать заключение, что, как и при диффузии,
i урьма явно не совсем пригодна в качестве легирующего элемента, пред-
н.<-шаченного для получения р — «-переходов в кремнии. При определен-
ных обстоятельствах — как конкурент ионам мышьяка - она может быть
применена для легирования подколлекторной области. В диффузионной
н-чнике, как уже говорилось, обычно подколлекторные области легируют
сурьмой. Аналогичные результаты по применению ионного легирования
кремния сурьмой были получены впервые Друмом [205]. Он осуществлял
диффузию имплантированных ионов сурьмы в окисляющей и инертной
средах при температуре 1250°C. На рис. 6.8 представлены дозовые зави-
симости слоевого сопротивления, поверхностной концентрации и глу-
бины залегания р — «-перехода. Как видно, можно получить слоевое сопро-
Iпиление меньше 5 Ом/D-, что является результатом, сравнимым с резуль-
i.iтом для слоев, имплантированных мышьяком. На этих слоях можно
было вырастит^эпи! аксиальные слои хорошего качества. В случае сурь-
мы для предотвращения обратной диффузии необходим отжиг в окисля-
ющей среде [519].
(95
Р и с. 6.8. Зависимость слоевого сопро-
тивления ps поверхностной концентра-
ции Ns и глубины залегания р — л-пере-
хода dpn от дозы облучения ориен-
тированного по<111> р-кремния (р =
= 10 Ом - см) ионами сурьмы с энергией
150 кэВ после диффузии при 1250 °C
в окисляющей (2 ч) и инертной (8 ч)
средах [205 ].
6.1.3. Мышьяк. Только в последние годы — позднее бора, фосфора,
галлия и индия — возрос интерес к мышьяку как элементу для ионной
имплантации. Из числа всех элементов, применяемых для легирования
кремния, мышьяк обладает самой высокой растворимостью [731], при-
мерно 1021 см-3 при 1000 °C. Ионная имплантация мышьяка как метод
легирования имеет большое преимущество перед диффузионным спосо-
бом введения мышьяка в Si, поскольку мышьяк может диффундировать
только в'замкнутых системах (ампулах) или из легированных окисных
слоев, а не в открытой системе, как обычно принято в кремниевой планар-
ной технологии. Основными областями применения мышьяка в производ-
стве интегральных схем являются захороненные слои (buried layers)
и эмиттеры быстродействующих логических схем, а также эмиттеры вы-
сокочастотных транзисторов.
Электрическая активация. Вплоть до доз 3 1015 см"2 после отжига
при 800 — 900 С достигается почти полная электрическая активность
имплантированного мышьяка. Попытки достичь высокой электрической
активности с помощью имплантации при повышенных температурах без
отжига, ие увенчались успехом [160]. Последующий отжиг радиационных
дефектов был затруднен образованием стабильных комплексов. При до-
зах облучения, превышающих аморфную (2 • 1014 см~2 [9], при комнат-
ной температуре), после отжига при температуре 600 0 С, все внедренные
в кремний атомы мышьяка занимают узлы-решетки в процессе эпитакси-
альной рекристаллизации разупорядоченного слоя кристаллической решет-
ки. При очень высоких концентрациях имплантированные атомы мышьяка
становятся электрически активными только тогда, когда их концентрация
в максимуме распределения падает за счет диффузии вглубь настолько,
что не превышает предела растворимости мышьяка в кремнии. На рис. 6.9
представлена временная зависимость электрической активации импланти-
рованных атомов мышьяка при дозе 1016 см'2, четко свидетельствующая
о наличии диффузии в процессе термообработки. При низких температу-
рах- отжига свойства ионно-легированных мышьяком слоев зависят от до-
зы.* Измерение кривых изотермического отжига'слоев, ионно-легированных
мышьяком при низких температурах (см. рис. 3.16), позволило опреде-
лить энергию активации процесса отжига. Если принять, что для введения
мышьяка в узлы кристаллической решетки не требуется подвод допол-
нительной энергии в процессе эпитаксиальной рекристаллизации (это
оправдано, учитывая подходящий размер' атома мышьяка), то энергию
активации получают равной 2,75 эВ. При дозах, меньших дозы аморфи-
зации, для достижения полной активации требуются значительно более
196
I' н с. 6.9. Зависимость слоевого сопротивлею
шипю-легированного мышьяком кремния t
времени отжига: сплошная линия — при 900 “
и иприховаяпиния-при950°С. Энергии ионо
• 80 и о — 40 кэВ [521 ] -
Г и с. 6.10. Сравнение экспериментал!
имчсний Rp и ARp для мышьяка в креп
1 соответствующими теоретическими значе
ми, рассчитанными по теории ЛШШ:
• Риссел и Руге; * — Файрфилд; О —
мои,' Редди; о - Иваки; Д — Тсаи.
1‘ и с. 6.11. Профили распределения атоме
мы пи.яка, имплантированных в кремний пр
l>,i ишчных дозах:
/ 120 кэВ, Тотж = 725 °C [639], ?отж
60 мин; О — 5 .• 10’s см"
1-ю* О14 см'2; ▼
< 10’ 3 см"
высокие температуры отжига. Все попытки достичь высокой электричес-
кой активности [59, 160, 388, 487] за счет имплантации при повышенных
Температурах (от 500 до 600 ° С) без последующего отжига были безуспеш-
ны; наоборот, они привели в основном к повышению слоев ых сопротив-
лений. Эти результаты могут быть объяснены с помощью измерений об-
р.нпого резерфордовского рассеяния [229], которые показали, что если
имплантация проводится при 460 ° С, то лишь 65% ионов мышьяка зани-
мают узлы решетки независимо от дозы. Следовательно, ионы мышьяка
попадают в узлы решетки преимущественно во время эпитаксиальной
рекристаллизации аморфного слоя. Эти результаты подтверждают при-
литое выше допущение.
Пробеги и - профили. На рис. 6.10 сравниваются результаты некото-
рых измерений проецированных пробегов и разброса пробегов с соответст-
вующими расчетами Гиббонса и др. [5]. Несмотря на некоторые коле-
бания экспериментальных значений Rp, наблюдается хорошее согласие
с расчетами, величины же &Rp несколько превышают предсказанные те-
оретически. Это, по-видимому, является общей проблеме® для случаев,
когда масса имплантируемого иона больше массы атома мишени.
197
Рис. 6.12. Сравнение концентрации электрически активных атомов с суммарной
концентрацией имплантированных атомов (£ = 180 кэВ, Na = 101 6 см-2, Тогж = 900 °C,
'отж^30 мин):
о — измерения обратного рассеяния; • — электрические измерения; сплошная
линия — теоретический профиль.
Рис. 6.13. Профили распределения носителей заряда в кремнии, имплантированном
ионами мышьяка с энергией 600 кэВ
1 — в направлении <110>при ЛЬ — 1,25. • 10*2 см-2 и в 2 — неориентированном
направлении при JVD = 3,5 -10* 2 см-2 [585].
Измеренные Шветманном профили распределения концентрации ио-
нов мышьяка, имплантированных в кремний при различных дозах, пока-
заны на рис. 6.11 [639]. На этом же рисунке приведено рассчитанное по
теории ЛШШ распределение мышьяка л Si для дозы 1015 см-2. Четко
видно расширение профиля при концентрациях выше 102С см-3, в случае
больших доз достигается предел концентрации электрически активных
атомов [243] при концентрации ~3 - Ю20 см"3, которая лежит ниже зна-
чения максимальной растворимости мышьяка в кремнии ~ Ю21 см-3
[616]. При малых концентрациях профили имеют экспоненциальные ’’хвос-
ты”, которые мы — в противоположность Редди — объясняем эффектом
каналирования атомов мышьяка в начальный период имплантации до об-
разования аморфного слоя (по этому вопросу см. также результаты Блу-
да и др. [85, 86] для фосфора). Спад по закону 1/е наблюдается примерно
на протяжении 100 нм.
На рис. 6.12 дано сравнение концентрации электрически активных
атомов As и полной концентрации вбитых атомов As, измеренной с по-
мощью метода обратного резерфордовского рассеяния. Наблюдается
очень хорошее соответствие значений полной концентрации с результа-
тами расчета по теории ЛШШ, приведенными на том же графике. Макси-
мальная концентрация имплантированных атомов мышьяка также
составляет лишь ш>оло 3 • 1О20 см"3. Уже при температуре отжига 900°C
имеет место термическая диффузия, приводящая к расширению профиля
распределения. Чувствительность метода обратного резерфордовского
рассеяния равна примерно 1019 см"3, поэтому ’’хвост” в профиле распре-
деления ие мог быть измерен,
198
Гели мышьяк имплантировать в направлении каналирования, то про-
бе» значительно увеличивается. На рис. 6.13 представлен довольно вы-
разительный пример сравнения профиля, полученного имплантацией ионов
мышьяка с энергией 600 кэВ в направлении <110), и профиля, полученного
при повороте образца на 10° к оси <110 при аналогичном режиме имплан-
1.щии (по Редди и Ю [585]). Профили были измерены с помощью метода
нольт-фарадных характеристик. В то время как максимальный пробег
попов мышьяка, внедренных в направлении <110), равен примерно 4,5 мкм,
при повороте образца проецированный пробег составляет лишь 0,35 мкм,
но очень хорошо согласуется с теоретическим значением 0,3435 мкм,
рассчитанным Гиббонсом и др. [5].
Для получения хороших электрических свойств р — «-переходов при
имплантации ионов мышьяка в кремний, необходимо после имплантации
провести диффузионное перераспределение внедренной примеси, чтобы
сместить р - «-переход в неповрежденную область, так как, по-видимому,
о»жиг устраняет радиационные дефекты не полностью. На рис. 6.14 по-
казаны типичные диффузионные профили, полученные из имплантацион-
ных распределений. Режим имплантации — энергия ионов As+ 120 кэВ,
доза 1016 см-2. Из-за большого давления паров мышьяка отжиг рекомен-
дуется проводить в окисляющей атмосфере или после защиты поверхнос-
»и слоем SiO2, чтобы предотвратить обратную днффуэню. Характерными
для профилей, показанных на рис. 6.14, являются, во-первых, крутой
спад в глубине полупроводника, обусловленный сильной концентраци-
онной зависимостью коэффициентов диффузии (см. раздел 3.4), и, во-
нгорЫх, примерно постоянная максимальная концентрация при всех ре-
жимах термообработки, что объясняется наличием так называемого преде-
лл активации, а также непрерывным дальнейшим активированием диф-
фундирующих атомов мышьяка. Причиной появления предела активации
может быть образование комплексов мышьяком [235], одиако соответ-
ствующие измерения отсутствуют. Только если концентрация мышьяка
надает ниже этого предела, максимальная концентрация уменьшается.
Менее крутые профили получают при меньших дозах имплантации, так
как тогда наблюдается более слабая зависимость коэффициентов диф-
фузии от концентрации.
Примеры диффузионных профилей, полученных при энергии ионов
41) кэВ при дозе 1015 см"2, приведены на рис. 6.15. Профили на рис. 6.14
и 6.15 получены прн отжиге в инертной среде, вследствие чего потери
мышьяка составляют несколько процентов. Эти потери меньше ожида-
емых, что, по-видимому, обусловлено наличием естественной окисиой
пленки, которая уменьшает обратную диффузию. Измерения профилен
распределения в слоях, имплантированных мышьяком, были проведены
Вальдо и др. [54], Иваки и др. [382, 382 а]. Для определения профилей
распределения в этих двух работах применялся метод нейтронной актива-
ции, а также измерения эффекта Холла и слоевого сопротивления. При
малых дозах имплантируемых ионов экспоненциальный ’’хвост” выра-
жен еще больше, чем на рис. 6.15. Авторы одной из этих работ ([382])
особенности в профилях распределения объясняют междоузельной диффу-
зией, однако, мы и в этом случае приписываем наличие экспоненциально-
го ’’хвоста” рассеянием ионов мышьяка в каналах.
199
Рис. 6.14. Диффузионные профили в имплантированном мышьяком кремниевом
образце после различных режимов термообработки (Е = 120 кэВ, ND- 10’6 см“2):
о - 900 °C. 30 мин; А - 950 °C, 60 мин; □- 950 °C, 120 мин [610|.
Рис. 6.15. Диффузионные профили в имплантированном мышьяком кремниевом
образце при различных режимах термообработки (Е =40 кэВ,Ло. = 10“ см"2).
с - 900 °C, 30 мин, д - 950 °C, 60 мин; * - 950 °C, 120 мин; о - 1000 °C,
180 мин; - 1000 °C, 360 мин [612].
р — «-переходы. Как уже упоминалось выше, р — «-переход улучшают,
смешан его в неповрежденную область кристалла с помощью диффузии
вбитых атомов вглубь образца. Измерения иа иоино-имплантированных
диодах были проведены Богардусом и Попониаком [89], а также Ми-
челом и др. [497]. В первой работе было установлено, что образующиеся
в процессе имплантации дислокации распространяются далеко за р — /1-пе-
реход, но не оказывают влияния на токи утечки, если проведена допол-
нительная операция геттерирования. В принципе показано, что для дости-
жения хороших свойств р — «-перехода необходимы более высокие темпе-
ратуры отжига, чем для получения максимальной электрической актив-
ности имплантированных ионов и величины подвижности носителей заря-
да, соответствующей объемно-легированному кремнию. На рис. 6.16 ре-
зультаты измерений плотности обратного тока в зависимости от темпера-
туры отжига для диодов, полученных имплантацией ионов мышьяка в
кремний, сравниваются с характеристиками диффузионного р — «-пере-
хода [497]. Чтобы свести к минимуму обратные токи, требуется отжиг
при температурах выше 900 ° С. Это понятно, так как время жизни неос-
новных носителей заряда 'значительно сильнее реагирует на дефекты, чем
концентрация носителей заряда.
Эпитаксия. Благодаря своей высокой растворимости мышьяк представ-
ляет особый интерес в качестве легирующего элемента для подколлектор-
ных структур. В связи с этим были проведены детальные исследования
по эпитаксиальному наращиванию кремния на слои, имплантированные
200
Г н с 6.16. Сравнение зависимостей об-
рнпкмч.) гока ионно-легированного мышья-
ком и диффузионного р — «-переходов
и n-мпсратуры отжига {Е = 100 кэВ, Na=
I I <>'s см"2, dOKC =54 нм) :
, Д диффузия; • А — имплантация
|Р»7|.
мышьяком [205, 206, 508]. Было no-
п. । к1но, что хорошие эпитаксиальные
। паи могут быть получены только в
|ом случае, когда перед эпитаксией
•|.ц п> поврежденной поверхности оки-
। лена и стравлена. Большую роль
in рает также травление в НС1 (на глубину > 0,2- мкм) перед эпитаксиаль-
ным наращиванием. В экспериментах-гМолине и др. [508] энергия ионов
As1 составляла 300 и 150 кэВ.
Иля получения хороших эпитаксиальных слоев, необходимо было перед
щи иксией снимать слой SiO2 толщиной 0,35 мкм, т.е. около 0,15 мкм
кремния. При этом существенной роли ие играет, идет ли отжиг с окисле-
нием или окисление производится после отжига в инертной среде. В первом
случае следует отметить малую потерю мышьяка за счет обратной диф-
фуши, однако, иногда в полупроводнике появляются дислокации (см.
раздел 3.1). При дозах имплантации ниже дозы аморфизации в таком
пкислении иет необходимости. Отжиг в инертной среде (1000 °C, 20 мин)
ми да достаточен для того, чтобы можно было осадить прекрасные эпи-
i.i к спальные слои. В равной мере, отжигом в окисляющей среде можно
пренебречь, если для предотвращения образования аморфного слоя осу-
ществлять имплантацию в интервале температур от 500 до 600 °C [508].
11 ранца, для практики этот метод оказался непригодным.
Дефекты в отожженных слоях. Как уже отмечалось в гл. 3, в отожженных
(Лоях все еще остается большое количество дефектов. В последнем разде-
ле было показано, что для того, чтобы обеспечить качественную эпитаксию
необходимо с помощью окисления и травления в НС( удалить эти слои. В
in. 3 были также рассмотрены проблемы, связанные с вторичной имплан-
|.щисй (атомами отдачи) при имплантации через слой SiO2 и с возника-
ющими при этом дефектами. Большинство исследований такого рода
шшреждений было проведено с помощью просвечивающей электронной
микроскопии [456, 456а, 505] или методом измерения обратного резер-
фордовского рассеяния (Сигмои и др. [687]).
Мадер и Мичел [456, 456а] с помощью просвечивающего электронного
микроскопа подробно исследовали дефекты решетки после имплантации
мышьяка в чистый кремний и в кремний, покрытый слоем SiO2. В этих
лсснериментах энергии ионов варьировали от 40 до 150 кэВ, дозы — от
5 Ю15 до 2 • Ю16 см~2. Исходным материалом был ориентированный
и направлении (100> монокристалл кремния. После отжига при 800 °C
образуется высокая плотность небольших междоузельных дислокаци-
онных петель (диаметром около 20 нм, плотностью от 300 до650мкм2).
Они расположены несколько глубже, чем соответствующий средний
пробег. Дальнейший отжиг при 1000 °C приводит к образованию
201
Таблица 6.1
Образование дислокаций в кремнии, имплантированном иоиами As* с энергией
80 кэВ, в результате последующей диффузии [456]
Доза, ХЮ16- см-2 I От?киг, 1 ] о « | 1 С, мин Дислокации, диаметр петель Глубина залега- ния, нм
0,5 970, 30 6 петель • мкм-2, 80 им 200
0,5 1000, 60 4 петли - мкм'2,50 нм 1,5 петли • мкм"2,150 нм
2 970, 30 Нерегулярные, заканчивающиеся на поверхности полупетли
2 1000,60 Регулярные полупетли Краевые дислокации 200
более крупных дислокационных структур, тип которых зависит от усло-
вий имплантации. Если имплантации подвергали чистый материал при
энергии 40 кэВ, то после отжига при 1000 °C остается лишь немного не-
больших дислокационных петель (плотность менее 0,1 мкм-2). Если же
энергия имплантируемых ионов составляет 80 кэВ, то возникают большие
петли, плоскости которых иногда расположены перпендикулярно поверх-
ности. Некотоые данные анализа микроструктуры суммированы в табл. 6.1-.
Рис. 6.17 иллюстрирует пример для дозы 5 • 10?5 см-2 с последующей
термообработкой прн 1000 °C в течение 60 мин. После имплантации при
очень высоких дозах образуются только большие дислокационные полу-
петли (см. рис. 6.18). Эти дислокации имеют ’’рассогласованный” харак-
тер, как это наблюдается при диффузии фосфора. Если имплантация
производится через слой SiO2, то образуются переползающие дислока-
ционные петли, имеющие вид мест скола. В табл. 62 суммированы не-
которые результаты исследования дефектов в ионно-легированных мышь-
яком слоях кремния. После имплантации иоиов As+ с энергией 40 кэВ
Рис. 6.17. Призматические дислокационные петлив кремнии, имплантированном иона-
ми мышьяка при дозе 5 10*5 см-2 и отожженном при 1000 ‘'С в течение 60 мии [456].
Рис. 6.18. Микрофотография дислокационных линий в кремнии (увеличение 1500 X).
Энергия иоиов мышьяка 80 кэВ, доза 1016 см-2. Отжиг при 1000 °C в течение 60 мин
[456].
202
I .1 бл и ца 6.2
Дислокации в кремнии, имплантированном мышьяком через слой SiO2, после
отжига при температуре 970 ° С в течение 30 мин [456]
loia, Х1О,Ь см-2 Энергия, кэВ Дислокации, диаметр петель Глубина залега- ния, НМ
1 40 Менее 0,1 петли • мкМ"2
40 20 петель • мкм"’ 65
0,5 80 80 петель • мкм"2 85
1 80 Извилистые винтовые дислокации 90
2 80 Трехмерный лабиринт
через слой SiO2 толщиной 10 нм (рис. 6.19) кроме дислокаций видны
кн<жс частицы окислов (атомы отдачи). В результате имплантации малых
доч ионов As+ с энергией $0 кэВ появляется большое количество призма-
1-ичсских междоузельных дислокационных петель, лежащих почти парал-
исльно поверхности кремния. В случае применения дозы 1016 см~2 линии
дислокаций имели подобную форму (см. рис. 6.20). При самой большой
дозе в этих экспериментах, 2 - 1016 см'2, был получен трехмерный лаби-
ринт связанных линий дислокаций.
1'.ще один пример влияния имплантированных атомов отдачи представ-
лги на рис. 6.21 (Молине [505]). В этом случае имплантация была про-
II тсдена в образец, только частично покрытый слоем Si02- Верхняя поло-
вина пластинки была закрыта маской и- имела небольшое число линий
цис локаций, в то время как в нижней части плотность дислокаций экстре-
мально высока. Дислокации возникли, вероятно, в результате наложения
1.1КИХ эффектов, как отжиг радиационных дефектов, образования атомов
чг дачи кислорода, нарушения химического равновесия, а также, возмож-
I' и с. 6.19. Междоузельные дислокационные петли в кремнии, имплантированном
попами мышьяка с энергией 40 кэВ и дозе 2 10' 6 см~2 через слой SiO2 толщиной
11) им. Отжиг при 970 °C в течение 30 мин [456] -
I’ и с. 6.20. Микрофотография меандрообразных дислокационных петель в кремнии
(Увеличение 3500 X). Образец был имплантирован ионами мышьяка с энергией 80 кэВ
и дозе 10’6 см"2 через’слой SiO2 толщиной 20 им. Отжиг при 970 °C в течение 30 мин
|456].
203
Рис. 6.21. а) кремниевый образец, имплантированный мышьяком и затем отожжен-
ный. На нижней половине образца, защищенной слоем SiO2 толщиной 43 нм [505 ],
видны многочисленные дефекты кристаллической структуры; б) кремниевый обра-
зец, имплантированный мышьяком и кислородом и затем отожженный (окисной
пленкой в процессе ионной имплантации образец-не защищался).
Р й с. 6.22. Относительный рост степени электрической активности как функция
температуры отжига после имплантации ионов бора с энергией 34 кэВ в кремний
дозами:
о - 10? 3, А - 10'4 ио - Ю’ 5 см-2 [10|.
но, незначительного изменения параметров решетки, вызванного внедре-
нием мышьяка.
6.1.4. Бор. Бор является важнейшим легирующим элементом для полу-
чения слоев с проводимостью л-типа. В соответствии с этим интерес к нему
возник с самого начала развития ионной имплантации [401,411,473/559,
599]. Этот элемент нашел наиболее широкое применение в полупроводни-
ковой технологии, в особенности в области-производства интегральных
МОП-схем и биполярных транзисторов.
Электрическая активация. Доза аморфизации для бора составляет около
2 • }016 см*2 [9]. Поэтому если кристалл не был аморфизован дополни-
тельной имплантацией [81, 609], имплантацией молекулярным соедине-
нием бора [522, 609] или имплантацией при низких температурах [81,
170], то следует ожидать относительно низкой концентрации радиацион-
ных дефектов, процесс отжига которых является весьма сложным. На
рис. 6.22 показана зависимость поверхностной концентрации носителей
тока от температуры отжига для случая имплантации ионов бора с энер-
гией 34 кэВ при дозах от Ю13 до Ю15 см-2 [10]. В диапазоне температур
от 550 до 650 °C при дозах более 1013 см"2 концентрация носителей заря-
да снижается (обратный отжиг). Причина этого явления еше не совсем
204
ясна. Бламирс [81] предполагает осаждение элементарного бора в этом
диапазоне температур. Норт и Гиббсои [542] с помощью измерений эф-
фекта каналирования показали, что при комнатной температуре в узлах
решетки находится 30%, а при 100 °C — только около 5% иоиов бора;
в то время как после отжига при 1000 °C — более 90%. Это также может
быть убедительным объяснением процесса обратного отжига. При изме-
рениях слоевого сопротивления эффект обратного отжига заметен не так
чс1ко, так как иа него частично накладывается ход изменения подвижнос-
1И с температурой отжига.
Температура 900 °C необходима, чтобы достичь почти полной активации.
1сли доза имплантации мала настолько, что образуется лишь небольшое
количество радиационных дефектов, то обратный отжиг не появляется.
Гели образование аморфного слоя происходит за счет дополнительной
бомбардировки другими ионами (Si, Ne, О) или имплантации бора при
•емпературе 77 К, то эффект обратного отжига не наблюдается, и все
имплантированные ионы уже после отжига при температуре около 650 ° С.
cj-ановятся электрически активными. Правда, для того чтобы величина
подвижности носителей заряда имела величину, соответствующую под-
вижности в однородном легированном исходном материале (базе, под-
ложке},-необходимы температуры отжига от 900 дб 950°C. Пример та-
кого влияния отжига, типичного для аморфных слоев, приведен иа
рис. 6.23. Аморфные слои были получены бомбардировкой кремния иона-
ми иеона молекул BF2 или имплантацией ионов бора при 77 К. При
дополнительной имплантации ионов с целью аморфизации, необходимо
обращать особое внимание на влияние бомбардировки на величину под-
нижиости носителей заряда и времени жизни. Например, в случае образ-
ца, аморфизованиого бомбардировкой ионами неона, подвижность носи-
1слей заряда имеет вплоть до температуры 1000 °C существенно более
низкие значения.
Детальные исследования поведения слоев ионно-легированных бором
или содержащими бор молекулами (BF, BF2, ВС1, ВС12), в процессе от-
жига провел Бинлэнд [66]. Сравнение различных комбинаций представ-
лено на рис. 624. При имплантации чистого бора наблюдается отрицатель-
ный отжиг. Так как при имплантации молекул или имплантапии бора и
хлора Или бора и фтора образуются аморфные слои, то обратный отжиг
нс имеет места. В целом установлено, что для имплантации наиболее под-
ходящими являются фтористые соединения бора. В следующем разделе
имплантация молекул рассмотрена более подробно.
Для образования захороненных слоев необходима имплантация при
очень большой энергии ионов. Особенности отжига слоев, полученных
имплантацией высокоэнергетичных иоиов (8 МэВ) иллюстрирует рис. 6.25.
Пример детектора Е — dE/dx, изготовленного на основе такого слоя, рас-
смотрен в разделе 7.3.5.
Пробеги и профили. На рис. 6.26 сравниваются экспериментальные
значения пробегов и их разбросов с соответствующими расчетами по тео-
рии ЛШШ [442]. Эти значения хорошо согласуются между собой, несмотря
иа относительно большой разброс результатов измерении. При расчетах
по теории ЛШШ были применены новые расчеты Гиббонса и др. [5], ко-
юрые благодаря использованию экспериментально найденных значений Se
205
Рис. 6.23. Кривые изохронного отжига слое-
вой концентрации Л^фф и слоевой холловской
подвижности м^,3фф носителей заряда для
кремниевых образцов, имплантированных
бором и аморфизованных с помощью имплан-
тации иоиов:
О - неона 2 10*5 Ne + 1 • 10'5 В, О- крем-
ния 2 - 10*s Si + 1 - 10'5 В, A — BF2
I • 10's см'2 или имплантации ионов бора
I - 10's см*2 при температуре 77 К 110].
Рис. 6.24. Изохронный отжиг слоевого сопро-
тивления образцов кремния, облученных раз-
личными ионами при разных энергиях:
а) А — ионами В+ с энергией 25 кэВ; о — С1+
(80 кэВ) + В+ (25 кэВ); о - ВСГ (105 кэВ);
• - BCI* (184 кэВ); (Й D-F* (43 кэВ)
+ В+ (25 кэВ) ; О - BF* (68 кэВ) ; • - BF*
(111 кэВ), Na= 10's см-2 (66|.
по Эйзену [221] позволили устранить ранее наблюдаемое расхождение
между экспериментом и теорией. Брик в своих расчетах также исполь-
зовал эти значения Se [102,103].
Хофкер и др. [337, 33.8] измерили профили в аморфном и кристалли-
ческом кремнии. Послойное снятий слоев проводили с помощью имплан-
тации иоиов неоиа или химического травления, измерение профилей рас-
пределения вбитых атомов бора проводили методом масс-спектрометрни
вторичных ионов (SIMS). Разброс пробегов лежит в пределах 2%, а вслед-
ствие меньшей плотности пробеги несколько больше, чем в монокристалли-
ческом кремнии. В табл. 6.3 приведены значения вероятностных пробегов
(которые для измеренных несимметричных профилей не равны средним
206
I’ и с. 6.25. Изохронный отжиг слоевого сопротивления кремния, имплантирован-
ного ионами бора с энергией в 8 МэВ при дозах от 10* 2 до 3 ; 10*4 см-2 [417 J.
I’ и с. 6.26. Экспериментальная зависимость пробегов Rp и разброса пробегов Д7?р
or энергии ионов бора в кремнии:
о — Виттмаак [781]; • - Хофкер [340]; ° — Зайдель [649]; Д — Омура [550];
*- Дэвис [169]; 0-Русилд [595]; е - Костка [416] Риссел и Руге [612].
пробегам). На рис. 6.27 показаны некоторые экспериментальные профи-
ли в аморфном кремнии и соответствующие им распределения, полученные
с помощью функции Пирсона [32]. Это позволяет определить моменты
более высоких порядков. Профили имеют чётко выраженный пологий
спад к поверхности полупроводника, противоречащий результатам расче-
тов по теории ЛШШ, ио согласующийся с точным расчетом моментов
более высоких порядков по Винтербону [779].
Таблица 6.3
Сравнение пробегов атомов бора в аморфном, полккристаллическом и монокри-
сталлическом кремнии [337]
Энергия, кэВ Пробег, нм
В аморфном Si В поликристаллическом Si В монокристаллическом Si
30 117 117 112
50 187 190 188
70 261 251 244
100 351 339 336
150 487
200 483 597 572
300 787 768
400 960 970
600 1295 1260
800 1573 1538
207
Рис. 627. Профили распределения концентрации атомов бора (Na = 10*5 см-5) в
аморфном кремнии, измеренные методом масс-спектрометрии вторичных ионов
[337]. Сплошными линиями показаны соответствующие им распределения Пирсона.
Р и с. 6.28. Профили распределения концентрации атомов бора (7VC = 0,7 • 10* 2 см-’—
2 • 10* 2 см’2) в монокристаллическом кремнии, измеренные с помощью метода
вольт-емкостной зависимости Готж = 850 °C; Готж = 30 мин. Экспоненциальные ’’хвос-
ты” спадают ло закону 1/е на глубину от 60 до 100 нм [649].
Для монокристаллического кремния во всех случаях профили имеют
пологие хвосты в глубине полупроводника [609, 649]. Эти хвосты обус-
ловлены ионами, рассеиваемыми в каналах и вследствие этого имеющими
большие пробеги. Поэтому хвосты невозможно устранить даже при пово-
роте образца. На рис. 6.28 представлены профили по данным Зайделя
[649], измеренные методом вольтфарадных характеристик. Экспонен-
циальные ’’хвосты” в профилях распределения спадают, по закону 1/е
на глубину от 60 до 100 им. Влияния длины Дебая (см. раздел 5.3.1) на
результаты измерений ие достаточно для объяснения этого эффекта. В слу-
чаях низкотемпературной имплантации или имплантации молекул BF2
[522] при дозах менее Ю14 см”2 профили имеют такие же градиенты.
Поэтому исключается возможность междоузельной или ускоренной диф-
фузии. Если доза иоиов настолько велика, что образуется аморфный слой,
то благодаря увеличению рассеяния ионов эффект каналирования в зна-
чительной степени подавляется.
Риссел и др. исследовали зависимость формы профиля при низких
температурах отжига радиационных дефектов от целого ряда различных
условий эксперимента [609]. Генерация радиационных дефектов осу-
ществлялась посредством дополнительной бомбардировки кремния ио-
нами иеона или кремния, имплантация тяжелых молекулярных соедине-
ний ионов примеси или имплантации при низких температурах. На рис. 6-29
представлен пример имплантации молекул бора с энергией 34 кэВ. При
низких температурах отжига вбитые атомы бора становятся электричес-
ки активными только в приповерхностном слое, который аморфизуется
за счет имплантации и эпитаксиально рекристаллизируется уже при низких
208
I* и с. 6.29. Распре деление концентрации акцепторов по глубине в кремнии, импланти-
рованном ионами BF, с энергией 150 кэВ при дозе 10‘ 5 см-2, после различных режи-
мов термообработки:
V - 650*0, 30 мин? о - 700 °C, 10 мин; • - 800 °C, 10 мин, о - 900 °C, 10 мин;
X 100О°C, 10 мин [6091-
I’ и с. 6.30. Сравнение концентрации о - электрически активных атомов бора и • -
суммарной концентрации имплантированных атомов в ионно-легированном бором
кремнии (70 кэВ, 1016 см"2). Отжиг при температурах 800 °C (о), 900 °C (б) и
1000 ° С (в) [339].
температурах, в то же время в области, где число радиационных дефектов
недостаточно для образования аморфной зоны для того, чтобы все имплан-
шрованные ионы стали электрически активными, необходима темпера-
тура около 900 ° С. По сравнению с оригиналом [609] масштаб кривых
по оси абцисс изменен. Хофкер и другие [339] путем сравнения резуль-
татов измерений профилей методами SIMS и эффекта Холла показали,
что при очень высоких концентрациях бора (1016 см~2) в области мак-
симальной концентрации часть атомов бора находится в электрически
неактивных положениях и не диффундирует в процессе отжига (рис. 6.30).
Неактивную часть иоиов на ’’хвосте” распределения в интервале доз от
I014 до Ю16 см*2 Хофкер и др. интерпретируют как быстро диффун-
дирующий по междоузлиям бор. В экспериментах Шветтмана [610] при
дозах имплантации от 2 - 1015 до 6 • 1015 см*2 (энергия ионов 82 кэВ,
температура отжига 800 ° С) максимальная концентрация составляла
около 1020 см-3, что приблизительно соответствует растворимости бора
в кремнии.
209
Рис. 6.31. Профили распределения высокоэнергетичных ионов бора в кремнии. До-
за 3 • 10* 3 см 2, измерения проведены: 1 путем травления р - «-перехода,энергия
3 МэВ; 2 — вольт-емкостным методом, энергия 8 МэВ при температурах:
о,»-45 °C; v,T- 600°С; о,'»-75ОсС; *,А-900°С; готж30мни.
Рис. 6.32. Профили распределения концентрации атомов бора (No = 1014 см-2) в
SiO2, измеренные методом масс-спектрометрии вторичных ионов [781J. Сплошными
линиями показаны соответствующие им распределения Пирсона.
В качестве примера имплантации высокоэнергетичных ионов на рис. 6.31
представлены два профиля, полученных путем имплантации иоиов бора с
энергиями 3 и 8 МэВ при дозе 3 * 10*3 см“* [416]. Профили были измере-
ны методом травления р — «-переходов; для сравнения на этом же ри-
сунке приведены результаты измерений методом вольт-фарадных характе-
ристик. Как видно из графика, качественно хорошее согласие наблюда-
ется только при достаточно больших концентрациях. Сплошными лини-
ями обозначены кривые распределения Гаусса, которые соответствуют
условиям эксперимента. Измеренные пробеги составили 4 и 10,4 мкм,
разбросы пробегов — 0,55 и 0,43 мкм.
Для применения ионной имплантации в кремниевой планарной техно-
логии представляют интерес пробеги иоиов бора ие только в кремнии,
ио и в SiO2. Виттмаак и др. [78 Г] исследовали профили распределения
иоиов бора в SiO2 методом масс-спектрометрии вторичных ионов. Они
получили профили такой же формы, как и Хофкер для аморфного крем-
ния [33.7], и аппроксимировали их с помощью функций Пирсона. На
рис. 6.32 представлены профили распределения, полученные импланта-
цией ионов бора с энергиями от 20 до 150 кэВ в кремний при дозе
Ю14 см"2. Значения пробегов в SiO2 ив кремнии, а также разброса про-
бегов и их теоретические величины представлены на рис. 6.33 [ЮЗ, 269,
387, 527]. Соответствие экспериментальных и теоретических значений
достаточно хорошее, однако экспериментальный пробег в Si02 меньше,
чем предсказывает теория, в то время как разброс пробегов для бора
в SiO2 и в кремнии несколько больше теоретического.
Для имплантации иоиов бора чаще всего используют молекулярный
пучок BF2. При этом интенсивность пучка иоиов BF2 всегда больше, чем
плотность тока иоиов бора. Благодаря большей массе молекуп BF2 по
сравнению с бором, появляется простой способ обеспечения наряду с
210
I’ и с. 6.33. Пробеги и разброс пробегов ионов бора:
сплошная линия в SiO2 (k/fcjiiillU = 1 >0) и штриховая линия в аморфном кремнии
(fc/fc/зшШ ~ 1,58). Теоретические кривые для SiO2 [387J и кремния [103, 269, 5271-
)кспериментальные зависимости из [7841 (•* — SiO2, од — Si), к — коэффициент про-
порциональности электронного торможения, fcnirHiT — теоретическое значение, рассчи-
танное по уравнению (2.16).
Р и с. 6.34. зависимость плотности обратного тока кремниевых диодов,изготовлен-
ных имплантацией ионов BF, с энергией 20кэВ (7VO=4 10я 5 см'2), от температуры
отжига. После отжига, начиная с 900 °C, достигаются так же хорошие результаты, как
и при диффузии: о, д _ диффузионный диод;
•, * — имплантационный диод [4971.
возможностью достижения большего ионного тока более плоского распре-
деления вбитых атомов бора и, кроме того, получения при комнатной
юмпературе аморфных слоев [522]. Для эффективной энергии ионов
бора при имплантации молекул BF2 справедлива формула [522]
^в ~ ~r ^bf2 • (6.2)
wbf2
Следовательно, например, при имплантации ионов BF2 сэнергиен 150кэВ
получают такой же профиль, как и при имплантации ионов бора с энерги-
ей 34 кэВ. Экспоненциальные ’’хвосты” в профилях распределения бу-
дут подавлены только при условии, если доза облучения ионами BF2 будет
выше аморфизации (~5 • 1014 см-2 [517]).
Свойства р— «-переходов. Уже при низких температурах отжига полу-
ченные путем имплантации иоиов бора р — «-переходы имеют хорошие
свойства в прямом и обратном направлениях [408, 704]. Однако чтобы
обратные токи были сравнимы с токами диффузионных диодов, необхо-
дим отжиг по меньшей мере при 900 °C в течение 30 мин [497]. Диоды,
изготовленные имплантацией ионов BF2 (рис. 6.34), имеют такие же хо-
рошие характеристики при более низких температурах отжига,* однако
плотность поверхностного заряда высока, что, по-видимому, обусловлено
присутствием компонента фтора [497]. Если бор имплантирован в об-
ласть р - «-перехода (сток или исток), как это, например, осуществля-
ется при установке порогового напряжения в МОП-транзисторах (см. гл.7),
то из-за наличия радиационных дефектов образуются большие токи утеч-
ки. Для- снижения этих токов необходим отжиг при температуре 900 С
[497].
21.1
Рис. 6.35. Образец кремния, имплантированный ионами бора (£ = 30 кэВ, Ао =
= 10*4 см-а) вдоль направления (100), после влажного окисления при температуре
1100 °C. Визуализация дислокаций осуществлена травлением в течение 30 с [5791.
Рис. 6.36. Полученный с помощью растрового микроскопа снимок дислокаций (бор
в кремнии, Е = 30 кэВ, No = 10* s см-а,ориентация в направлении (100» после влаж-
ного окисления при температуре 1100 ° С в течение 15с [5791.
Дефекты в отожженных слоях. В имплантированных бором слоях даже
после отжига остаются многочисленные дефекты. О-проблемах, возника-
ющих при отжиге в окисляющей среде, было уже упомянуто в разделе
3.1. На рис. 6.35 и 6.36 показаны типичные линии дислокаций, образующи-
еся после отжига в окисляющей среде при температуре 1100 ° С [579] .
Дозы составляли 1014 и 1015 см-2', энергия ионов — 30 кэВ. Обширные
исследования дефектов, возникающих после имплантации ионов В, BF,
BF2 и F при дозах от 1014 До 1015см-2, были проведены Нруссином
[579а]. В соответствии с уравнением (6.2), энергии выбирали так, чтобы
они были эквивалентны имплантации ионов бора с энергией 30 кэВ. От-
жиг в инертной среде при 1100 °C в течение 1 ч с последующим окислением
предотвращал образование дислокаций практически для всех импланта-
ционных слоев. В случае термообработки в инертной среде при темпера-
туре-1000 С появляются отдельные дислокации, в то время как при не-
медленном послеимплантационном отжиге в окисляющей среде при
1100 Св зависимости от дозы образуются многочисленные дислокации
и дефекты упаковки. Между имплантациями ионов В, BF и BF2 ие обна-
ружено никаких существенных различий.
Исследования по этой проблеме содержатся также в работах Коме-
ра и Русильда [149], Мардена и Давидсона [455], Хасегава и др. [322,
323], Тамура и др. [718], Лекруазнье и др. [425], а также Пруссина [580].
Авторы [149] обнаружили выделения фазы борида кремния [149] /об-
разующейся при термообработке выше 1100 °C, в то время как дисло-
кации отжигаются. На рис. 6.37 показаны микрофотографии залегающих
на различных глубинах дислокаций после отжига ионио-легированных
бором слоев в инертной среде при 1000 °C в течение 30 мин. Энергия
ионов составляла 1 МэВ, доза облучения — 1015 см-2. До глубины 1,5 мкм
ие видно никаких дислокаций. На глубинах же 1,6 и 1 ,7 мкм обнаружены
дислокационные петли и стержиеобразные дислокации. На еще больших
глубинах число дефектов снова снижается. В обширной работе [580]
212
Р и с. 6.37. Микрофотографии дефектов на различных глубинах после имплантации ио-
нов бора с энергией 1 МэВ при дозе 10*5 см-2. Отжиг при температуре 1000 °C в тече-
ние 30 мин [425а].
Пруссии пыт ается объяснить генерацию дефектов в ионно-легированных
бором слоях в процессе отжига и диффузии следующим образом. Во вре-
мя имплантации появляются небольшие дислокационные петли. К началу
отжига за счет поглощения точечных дефектов петли могут достигать
своей максимальной величины. При дальнейшем отжиге могут иметь место
следующие эффекты' •
а) рекомбинация вакансий и междоузельных атомов;
б) исчезновение собственных и примесных дислокационных петель при
1 операции вакансий или междоузельных атомов;
в) захват вакансий или междоузельных атомов дислокациями;
г) действие поверхности в качестве стока для дислокаций и междо-
узельных атомов.
Эффекты а), в) и г) могут снова привести в равновесие концентрацию
вакансий и междоузельных атомов. При отжиге в окисляющей среде вслед-
ствие уменьшения числа вакансий примесные дислокации не отжигаются.
6.1.5. Галлий. Галлий имеет в технике полупроводников относитель-
но менее важное значение вследствие того, что его растворимость в крем-
нии мала (1,4 • 1О19’см-3 при температуре 1000 °C [731])- Он находит
применение для глубокой диффузии по всей площади, например, в случае
213
50 40 50 60 70 80 90700770720
Напал
Рис. 6.38. Спектр обратного рассеяния от кремниевого образца, имплантированного
Ga о- в направлении (100)и • — в неориентированном направлении; Е = 45 кэВ,
No = 1015 см-2, Тотук = 900° С, tотж = 20 мин [476].
Рис. 6.39. Число атомов в узлах решетки (а), в междоузлиях (б) и в нерегулярных
положениях (в) иа различной глубине ионночтегированного галлием слоя кремния.
F = 45 кэВ, Na = 10* 5 см-2, 7ОТЖ = 900 °C [476].
тиристоров. Несмотря на это был проведен целый ряд экспериментов
по имплантации ионов галлия в кремний [59, 386, 470, 485]. Частично
это связано с тем, что для галлия может быть легко применен метод об-
ратного резерфордовского рассеяния. Электрическая активность вбитых
атомов галлия весьма низкая и составляет максимум 30% [59]. Это объ-
ясняется низкой концентрацией галлия в узлах решетки. На рис. 6.38
показан спектр обратно рассеянных частиц на образце кремния, импланти-
рованного галлием после отжига при температуре 900 °C. Для анализа
использовался неориентированный пучок и пучок в направлении <110).
Создается впечатление, что все атомы занимают нерегулярные положения.
Однако стравливание тонких слоев и повторение измерений для каждого
слоя показали (рис. 6.39), что атомы галлия занимают нерегулярные
положения только в поверхностном слое, в глубине же они частично на-
ходятся в регулярных междоузлиях и в узлах. Авторы объясняют такой
эффект вакансионным механизмом диффузии.
Измерения профиля распределения ионов галлия были проведены Крау-
дером [157], Гамо и др. [275], а в последнее время — Дирнли и др. [184],
Пробеги и стандартные отклонения пробегов примерно соответствуют
рассчитанным по теории ЛШШ, однако появляются резко выраженные
’’хвосты” в профилях распределения. На
рис. 6.40 показан взятый из работы Дирнли и
др. [184] профиль распределения галлия в
кремнии, полученный имплантацией радиоактив-
ных иоиов 72Ga. Энергия ионов составляла
45 кэВ, доза — 1013 см-2, для предогвращения
эффекта каналирования образец был повернут иа
10°. Дирнли и др. объясняют появление ’’хвоста”
Рис. 6.40. Распределение по глубине ионов ,2Ga, им-
плантированных в неориентированный кристалл крем-
ния с энергией 40 кэВ при дозе 1013 см-2 и комнатной
температуре [184].
214
в профиле распределения рассеиванием иоиов в каналах (аксиальных
и планарных) и предполагают, что именно этот эффект - а не ускоренная
диффузия по междоузлиям — является причиной наличия ’’хвостов” в
профилях, приведенных в работе Гамо [275] и Краудера [157]. В согла-
сии с нами, они объясняют всегда подобные ’’хвосты” как следствие рас-
сеивания ионов в каналах, но не как результат особого диффузионного
эффекта. Наблюдаемая иногда зависимость от температуры (например,
Гамо и др. [275]) связана с наличием незначительной концентрации радиа-
ционных дефектов при горячем легировании. Стефеи и Гримшоу [704]
изготовили имплантацией ионое Ga+ в Si диоды, которые имели, однако,
плохие характеристики р - «-переходов. Кроме того, известны работы,
посвященные снижению порогового напряжения [602], изготовлению ре-
зисторов [552] и детекторов [349] методом ионной имплантации. В по-
следнее время имплантацией ионов Ga+ удалось получить р - «-переходы,
которые позволяют изготавливать солнечнее элементы с к.п.д. 6% без
просветляющего покрытия.
Подводя итог, можно сказать, что вероятно, галлий более, чем алюми-
ний, пригоден для получения в кремнии слоев p-типа проводимости. Одна-
ко имеющиеся результаты свидетельствуют о том, что можно рассчиты-
вать на достаточную электрическую активацию имплантированных атомов
только при низких концентрациях.
6.1.6. Индий. В большинстве работ по имплантации ионов индия в крем-
ний рассмотрены вопросы, связанные с положением внедренных атомов
в решетке и диффузионными эффектами, а не его электрическими ха-
рактеристиками [114, 229, 476, 598]. Лишь очень малая доля атомов
индия (10% при дозе 2 • 1015 см-2, энергии 45 кэВ и комнатной темпера-
туре облучения) занимает регулярные положения в решетке (см. табл. 6.4).
Измерения обратного рассеяния в зависимости от глубины [476] обнару-
жили возрастание доли атомов, внедренных в регулярные междоузлия,
максимум до 50% за счет диффузии по междоузлиям иа больших глубинах.
Измерения с помощью нейтронной активации [273] позволили выявить
аномальный диффузионный эффект в процессе высокотемпературной
имплантации. На рис. 6.41 представлен пример имплантации ионов индия
с энергией 40 кэВ при дозе 1015 см"2 в интервале температур от 100 до
500 °C. Начиная с 300 °C, наблюдается ускоренная, вероятно, междо-
узельная диффузия, которая не зависит от температуры. Наличие междо-
узельной диффузии подтверждается возможностью подавления диф-
фузионного эффекта путем дополнительной имплантации ионов азота;
аналогичные исследования были проведены Дирнли и др. [184]. Экспе-
риментальные значения пробегов [274] довольно хорошо согласуются с
соответствующими значениями, определенными Гиббонсом и др. [5] по
теории ЛШШ (рис. 6.42).
Малочисленные электрические измерения [384, 556] показали, что
концентрация электрически активных атомов индия является низкой
(< 1%) и диоды на основе ионно-легированных индием р - «-переходов
имеют экстремально плохие свойства [2]. Исходя из результатов про-
веденных до настоящего времени исследований, можно сделать вывод,
что индий пригоден в качестве легирующего элемента лишь для специаль-
ных кремниевых элементов (например, для примесных фоторезисторов).
215
Рис. 6.42
Рис. 6.43
Рис. 6.41. Профили распределения концен-
трации ионов индия, имплантированных в
кремний с энергией 45 кэВ при дозе 10* 5 см-2
и температурах X - 100 °C, А - 200 ° С, ® -
300 ° С, • - 400 ° С и о. — 500 °C. Начиная с
300 ° С, наблюдается ускоренная диффузия,
которая не зависит от температуры [273].
Рис. 6.42. Пробега и разброс пробегов ионов
индия в кремнии (Na = 10’5 см’2) (273].
Сплошными линиями показаны результаты рас-
четов Гиббонса и др. [5].
Рис. 6.43. Изохронный отжиг слоевого сопро-
тивления образцов кремния, имплантированных
ионами фосфора с энергией 100 кэВ при раз-
личных дозах.
X - Ю15 см’2; А - 2 10“ см’2; о -
6 10" 5 см-2, V-5 -10“ см’2; о - 10“ см’9
[б62|.
6.1.7. Фосфор. Наряду с мышьяком фосфор является одной из наиболее
важных донорных примесей из элементов V группы при легировании крем-
ния. Поэтому многочисленные эксперименты по имплантации фосфора в
кремний были проведены очень давно [289, 292,309,412,462,463].
Электрическая активация. Вели доза облучения превышает дозу амор-
физации (3 • 1014 см~2 [9]), то в случае фосфора получают типичные
кривые изохронного отжига со стадией отжига при температуре около
600 °C, когда почти все вбитые атомы фосфора становятся эле'ктрически
активными. На рис. 6.43 показан ход изменения слоевого сопротивления
в зависимости от температуры отжига при различных дозах облучения
[662]. Четко видна стация отжига при 600 °C, при дальнейшем увеличении
температуры концентрация электрически активных атомов изменяется
незначительно. При имплантации большими дозами (> 10|<5’ см-2) полная
216
Rp\&RpyMHN
Рис. 6.44. Изохронный отжиг кремния, имплантированного фосфором, Е = 100 кэВ,
= 101 ® см“г, fOTJK = 10 мии, температура имплантации изменялась от комнатной до
550 °C:
X — комнатная температура; о _ 200 °C, Д — 350 °C,* — 500 °C, о — 550° С [7911.
Рис. 6.45. Пробеги и разброс пробегов ионов фосфора в кремнии:
о — Краузер [1571; * — Блуд [871, Д - Райрфилд [236], О — Дэвис [169), • — Ред-
ди [585|.
электрическая активация примеси достигается только при наличии диф-
фузии, так как непосредственно после имплантациии в области максималь-
ной концентрации примеси имеет место превышение предела раствори-
мости.
Горячее легирование предотвращает образование аморфного слоя,
но приводит к появлению многочисленных трудно отжигаемых дефектов,
вследствие чего, в конечном счете, необходимы более высокие температу-
ры отжига, чем после имплантации при комнатной температуре [662, 770].
Кроме того, в этом случае, как и при отжиге слоев, ионно-легированных
бором, наблюдается обратный отжиг (reverse annealing) в диапазоне тем-
ператур от 400 до 600 °C [791]. На рис. 6.44 дан пример имплантации
в кремний ионов Р+ с энергией 100 кэВ и дозе 1016 см-2 при различных
температурах облучения. Наблюдается корреляция между ходом кривых
изохронного отжига и появлением дефектов при электронно-микроскопи-
ческих исследованиях образцов [791]. Фосфор, также как мышьяк и бор,
электрически активируется примерно до 100% после отжига при темпера-
турах от 600 до 900 °C, если только не превышен предел растворимости
(см. Приложение).
Пробеги и профили. Профили распределения концентрации ионов фос-
фора всегда имеют ’’хвосты”, обусловленные каналированием, или второй
максимум, если в процессе имплантации образец не разориентирован
относительно кристаллографического направления. Экспериментальные
данные по пробегам ионов фосфора в кремнии суммированы на рис. 6.45.
Здесь даны значения пробегов .только для неканалированного ионного
лучка. Как и в других рассмотренных случаях, наблюдается достаточно
хорошее соответствие этих значений с результатами теоретических рас-
четов. Трансформация профилей распределения фосфора при повороте
217
Рис. 6.46. Профили распределения электрически активных ионов фосфора, внедрен-
ных с энергиями от 30 до 600 кэВ в кремний вдоль направления < 110> [584].
Рис. 6.47. Максимальные пробеги ионов фосфора в кремнии, каналированных в нап-
равлениях <110)и{111). Прямая Е‘2 — ход ожидаемой зависимости максимального
пробега от энергии при чисто электронном торможении:
л Галактионова и др. [272]; • — Гуд [ 321 [; о - Редди [ 5841; - Молине [ 5061.
образцов была проиллюстрирована ранее на рис. 4.21. Эти исследования
показали, что даже при самой неблагоприятной ориентации кристалла
проникновение иоиов в каналы не может быть полностью предотвращено.
Четко выраженные профили каналированных ионов фосфора в кремнии
были получены Редди и Сансбури [584]. Они имплантировали ионы фос-
фора в кремниевые пластины в направлении каналирования сфокусиро-
ванным ионным пучком, угловая расходимость которого не превышала
+ 1,5°. Профили распределения концентрации носителей были измерены
с помощью метода вольт-фарадных характеристик на небольших диодах;
была также зафиксирована область оптимального каналирования ионов
на пластине. В качестве примера на рис. 6.46 приведены некоторые из
этих профилей. Ионы Р+ с энергией от 30 до 600 кэВ имплантировались
в монокристаллы кремния по направлению <110). Глубина залегания
р - я-перехода, использованного для измерения зависимости емкости
от напряжения, составляла 0,15 + 0,02 мкм. Вероятностный пробег канали-
рованных'ионов в случае самой низкой энергии ионов Р+ в этих экспери-
ментах (30 кэВ) приблизительно в 20 .раз больше, чем проецированный
пробег по теории ЛШШ. Эксперименты проводились при ориентации кри-
сталла в направлениях <110>. <111) и (100). Как и следовало ожидать, про-
беги в направлении <110>были существенно больше, чем в направлениях
(100) и <111>. На рис. 6.47 представлены результаты цитируемой работы
для направлений (110) и <111>, а также результаты, полученные Молине
[506], Гудом и др. [301], Редди и Сансбури [584], Галактионовой и др.
[272]. На рисунке нанесена также прямая, пропорциональная зависимость
вида Е^2; при чисто электронном торможении (см. гл. 2) пробег должен
подчиняться такой зависимости от энергии. Как следует из рисунка, этот
закон выполняется при энергиях выше 100 кэВ для направления <110>
и при энергиях выше 200 кэВ для направлений (100) и <111>. Отклонение
218
1’ и с. 6.48. Сравнение токов утечки в р-п-
переходах, полученных имплантацией ионов
фосфора с энергией 60 кэВ (/VD =
= 4 10'5 см~2) при различных температу-
рах отжига (•, *), ив диффузионных дио-
дах (о, д) [497]. Толщина окисной пленки-
54 нм.
1t>s\----Г---'---'---'---1----
10~6
кг7 - \
X А
io~s Г “ \
*TS --------j » i -
го~ю\____,_______।___
500 100 000
от этой зависимости при более низких энергиях означает, что знесь су-
щественную роль уже играет торможение за счет ядериых столкновений.
Приведенные на рис. 6.47 значения jRmax, чтобы снизить ошибку измере-
ния, были измерены на половине максимального значения распределения.
Дирнли и др. провели многочисленные исследования профилей распреде-
ления концентрации радиоактивного изотопа 32Р, полученных при раз-
личных условиях каналирования [183]; некоторые из этих измерений
были приведены в гл. 2 для пояснения эффекта каналирования. Кембали
и др. [125, 126] исследовали в основном влияние отжига на профили
распределения каналированных ионов и радиационные повреждения. Блуд
и др. [85, 86, 87] показали, что ’’хвосты” в профилях распределения,
появляющиеся при точной ориентации монокристалла кремния, можно
объяснить наличием ионов, рассеиваемых в каналах. Для доказательства
этого они провели имплантацию иоиов фосфора через тонкую пластинку
монокристаллического кремния (около 0,2 мкм), расположенную на тол-
стой кремниевой подложке,и измерили профиль распределения атомов фос-
фора в подложке. Таким путем однозначно подавлялись все диффузионные
эффекты, ответственные за появление ’’хвостов” в профилях распределения.
Благодаря возможности увеличения глубины имплантированных ионов
применение эффекта каналирования может представить интерес в произ-
водстве полупроводниковых приборов. Однако вследствие необходимости
обеспечения точной ориентации пластины и малой расходимости пучка,
а также сильной зависимости каналирования от дозы ионов и температуры
в процессе имплантации это пока не реализовано на практике.
Свойства р — «-переходов. Были проведены многочисленные исследо-
вания ионно-легированных фосфором р - «-переходов [82, 290]. Чтобы
свести к минимуму обратные токи, здесь также необходим отжиг при тем-
пературе 900 С [497]. Самые низкие значения плотности обратного тока
составляют 3 • 1О“10 А/см2 при обратном напряжении 5 В. Эти значения
лучше, чем у соответствующих диодов, изготовленных имплантацией
ионов бора [497]. На рис. 6.48 представлена зависимость токов утечки
имплантационных диодов от температуры отжига.
Дефекты в отожженных слоях. В ионно-имплантированиых фосфором
слоях в процессе отжига также появляются многочисленные дефекты.
Тамура [717] исследовал дефекты с помощью просвечивающего электрон-
ного микроскопа. Рис. j6.49 иллюстрирует полученные им результаты при
имплантации ионов фосфора с энергией 100 кэВ и дозе 5 • 1014 см-2 в
кремний, ориентированный в направлении <111> в зависимости от тем-
219
ОТ 2.00- W0 500 600 700
500
600
700 \ 'О 0*0.
800 °о°° {V Ч.°О °:о °о% 'А
900- 1000 °о оЪ 0
11О0 <в 0 ч» /с
1200 ° о 0 Я.
Рис. 6.49. Дефекты в имплантированном фосфором кремнии в зависимости от тем-
ператур имплантации и последующего отжига. Энергия ионов 100 кэВ, доза-
5 10*4 см-2 [584].
Рис. 6.50. Фотографии дефектов после отжига при температуре 800 °C. Имплантация
ионов в образцы проводилась при температурах от 200 до 400 °C [777]. (см. также
рис. 6.49).
пературы облучения. Для полноты картины на рис. 6.50 воспроизведены
фотографии дефектов в имплантационных слоях, полученных при трех
температурах облучения после отжига при 800 °C. После имплантации
при комнатной температуре обнаружены точечные дефекты, которые при
более высоких температурах объединяются в дислокационные петли и,
начиная с 1000 °C, снова исчезают. После горячего легирования прн тем-
пературах от 200 до 600 °C образуется большое количество различных
дефектов, которые трудно отжигаются. Появление стержнеобразных де-
фектов коррелирует с обратным отжигом. В случае имплантации при
температурах выше 600 °C непосредственно после имплантации появ-
ляются дислокационные петли, которые не исчезают даже после термо-
обработки при 1200 °C. В дальнейшей работе Тамура и др. (719] исследо-
вали влияние среды, в которой производится отжиг, и показали, что при
отжиге в окисляющей атмосфере дислокации растут в глубину полупро-
водника. Изучению дефектов в имплантированных фосфором слоях по-
священы также работы [322,659. 718].
Из числа элементов 111 и V групп фосфор, наряду с бором и мышьяком,
является наиболее подходящим элементом для легирования кремния
методом ионной имплантации. Однако вследствие более сильно выражен-
ного, чем у бора и мышьяка, влияния эффекта каналирования следует
проявлять о.собую осторожность прн изготовлении имплантационных
приборов (например, компенсация базы за счет ’’хвоста” профиля распре-
деления эмиттера)
6.1.8. Имплантация ионов других элементов. Целый ряд других эле-
ментов был имплантирован в кремний помимо рассмотренных выше.
Многие из иих до сих пор не получили практического значения, например
220
висмут [157, 468J, хотя электрическую активность проявлют до 60%
внедренных атомов [157]. Были исследованы электрические свойства
и других элементов, например водорода [449, 548], который прн малых
дозах облучения образует в запрещенной зоне кремния донорный уро-
вень при 0,026 эВ, или кислорода и углерода — с целью изучения радиацион-
ных повреждений [379, 691]. Радиационные дефекты приводят к появле-
нию в кремнии слоев с проводимостью р-типа [691]. При бомбардировке
кремния (р-тип, 1 Ом • м) большими дозами ионов водорода (4 1016 см”2,
1 МэВ) он становится высокоомным [642]. Сопротивление растеканию
составляет 107 Ом; после термообработки при 600 °C эта величина умень-
шается до 5 103 Ом. При малых дозах облучения кремния ионами азота
достигается проводимость н-типа, прн больших дозах — образуется слон-
S13N4 [258], который, однако, обладает плохими электрическими свой-
ствами и оказывается непригодным для использования в приборах (на-
пример, захороненный изолирующий слой). В последнее время большой
интерес проявляется к имплантации ионов золота в кремний [635] для
управления временем жизни неосновных носителей заряда.
6.1.9. Геттерирование. Важнейшими механизмами геттерирования явля-
ются осаждение нежелательных примесей на дефектах кристаллической
решетки н образование -химических соединений. Наиболее известные ме-
тоды геттерирования нежелательных примесей [295, 528] используют
фосфор- или борсодержащие стекла или радиационные повреждения
[350,- 478]. Хеи и др. [350]’ исследовали геттерирующий эффект имплан-
тированных ионов фосфора, аргона и мышьяка с помощью измерений
обратных токов кремниевых диодных матриц. Дозы до 10*6 Р/см2,
10*5 As/см2 или 3 1015 Ar/см2 были достаточны для достижения такого
же эффекта, как и при обычном геттерироваиии фосфором. Бук и др.
[1.10, 111] с помощью метода обратного рассеяния исследовали гетте-
рирующее действие слоя кремния, содержащего радиационные дефекты.
Радиадионные дефекты создавались бомбардировкой кремния нонами
Si+ с энергией 100 кэВ при дозе 1016 см-2. Железо, кобальт и золото
экстрагировались медленно, медь н никель — очень быстро. Концентра-
ция железа, кобальта и золота в поврежденном слое составляла от 1013
до 10*4- см-2, меди и никеля — 6 1014 до 5 1016 см-2. Различное поведе-
ние элементов обусловлено различием предела их растворимости в кремнии
и коэффициентов диффузии по междоузлиям. На рис. 6.51 дан типичный
пример геттерирования никеля. С помощью измерений эффекта канали-
рования методом обратного рассеяния справа зафиксировано распреде-
ление никеля, который геттерирован в области слева от распределения
радиационных повреждений. Зайдель и др. [653 , 654] исследовали гет-
тернрующее действие различных ионов на золото. Дозы нонов составля-
ли 1016 см"? при энергии имплантируемых ионов 200 кэВ. Образцы и в
этом случае исследовали методом обратного рассеяния, а в отдельных
случаях — с помощью просвечивающего электронного микроскопа. Об-
разующиеся при имплантации ионов Аг радиационные повреждения обес-
печивали значительно лучшее геттерирование, нем диффузия фосфора
при температуре ниже 1000 °C, и такое же хорошее геттерирование, как
диффузия фосфора при температуре 1-150 °C. Другие ноны обладают худ-
шими геттернрующими свойствами при 1000 °C, нежели фосфор, и притом
221
Рис. 6.51. Геперирование никеля. СТпектр об-
ратного рассеяния (ионы Не, 2 МэВ, ориентация
вдоль оси < 110» от слоя Si, разупорядоченного с
облученной стороны в процессе имплантации
ионов Si с энергией 100 кэВ. Никель был напылен
на тыльную сторону перед отжигом (900 °C,
30 мин) [111].
Рис. 6.52. Временная зависимость сухого окис-
ления кремния в образце, имплантированном
ионами азота:
1 — без имплантации; 2 — имплантация; 3 —
коэффициент преломления п имплантированного
образца.
Рис. 6.53. Зависимость степени окисления от
дозы облучения кремния ионами азота Готж =
= 1140°С, tOTX = 18 мин [263].
в следующей последовательности: Аг>0>Р> Si > As > В. В целом, можно
сказать, что геттернрующее действие зависит от количества и типа радиаци-
онных дефектов, остающихся после отжига. Прн температурах ниже
1000 °C бомбардировка нонами аргона очень эффективна для генериро-
вания золота, в то время как для этой цели менее пригодны примеси р-
или и-типа проводимости, особенно мышьяк.
6.1.10. Окисление имплантированного кремния. Скорость окисления
имплантированного кремния может быть повышена вследствие увеличе-
ния концентрации радиационных дефектов н химического действия при-
меси илн понижена за счет последнего эффекта. Этот случаи представля-
ет определенный интерес, так как позволяет осуществлять селективное
окисление [263, 752]. Такие опыты были проведены с ионами кислорода,
азота и углерода. На рис. 6.52 представлена временная зависимость роста
окисного слоя, а также соответствующего коэффициента преломления
для случая имплантации нонов азота с энергией 30 кэВ при дозе
4 • 10’5 см-2. Сухое окисление осуществляли при температуре 1140 °C.
Первоначально коэффициент преломления слоя больше, чем у SiO2, однако
затем его значение приближается к значению для SiO2, (1,46). Это, оче-
222
Рис. 6.54. Зависимость толщины окисного слоя от дозы ионов сурьмы при различ-
ных температурах окисления (Е = 50 кэВ) [541 ].
Рис. 6.55. Зависимость отношения толщины окисных слоев имплантированной 1 - Р
и 2 — Sb и иеимплантированной областей от дозы ионов При влажном окислении [541J
(Е = 50 кэВ). Температуры в процессе окисления - 930 °C (р) и 950 °C (Sb) при раз-
личной длительности:
л — 10 мин, 0 — 20 мин, • — 30 мин, о —60 мин.
видно, связано с образованием в начальный период окисления смешанно-
го слоя SiO2— Si3N4, который в дальнейшем тормозит процесс окисления.
При более низких температурах окисления наблюдается заметное разли-
чие в скоростях окисления. На рис. 6.53 приведено отношение толщин
окисных слоев в имплантированных образцах после сухого окисления
прн температуре 1140 °C (каждый раз в течение 18 мин) в зависимости
от дозы имплантации. Уже при относительно низких дозах имеет место
заметное снижение скорости окисления. Имплантация ионов углерода
снижает скорость окисления лишь незначительно. Применение иоиов кисло-
рода не дает однозначной картины. В то время как при больших концентра-
циях скорость окисления возрастает, при малых дозах она уменьшается.
Повышение скорости окисления с помощью бомбардировки нонамв
сурьмы, фосфора, цинка и аргона исследовали Номура н др. [541]. На
рис. 6.54 представлены результаты измерений дозовой зависимости толщи-
ны окисиой пленки ионно-легированных сурьмой образцов после влаж-
ного окисления при температурах от 900 до 1050 °C; рис. 6.55 иллюстри-
рует зависимость отношения толщин окисных слоев в образцах, имплан-
тированных сурьмой и фосфором н ненмплантированных, от времени
окисления и дозы облучения. Увеличение скорости окисления начинает-
ся при дозе 5 • 1014 см-2. Независимо от сорта ионов дутем предваритель-
ного.отжига в интервале температур от 400 до 1100 °C в сухом азоте уда-
лось показать, что увеличение скорости окисления обусловлено не эф-
фектом радиационных повреждений, а химическим эффектом импланти-
рованных но нов. Ускоренное окисление не оказывает влияния на скорость
травления окисиых слоев.
6.2. Имплантация ионов в германий. В последние годы значение герма-
ния в полупроводниковой технологии довольно сильно снизилось. Поэтому
исследованию пригодности ионной имплантации для легирования этого
полупроводника было посвящено относительно мало работ. Так как ради-
223
О 0,2 0,0 О 0,2 0.0 0,0 О,мнм
Р и. с. 6.56. Профили распределения электрически активных ионов бора, импланти-
рованных в германий в направлениях (111 > и (110>;
о — без отжига 10 кэВ, — без отжига 20 кэВ и • — после отжига при температуре
400 °C, 10 кэВ. Для сравнения приведены теоретические профили (штриховая кри-
вая — 10 кэВ. штрихпунктирная — 20 кэВ) [328].
ационные повреждения в германии отжигаются прн достаточно низких
температурах — рекристаллизация аморфного слоя заканчивается уже
примерно при 420 °C - температура имплантации является важнейшим
параметром и иногда причиной получения противоречивых результатов
экспериментов.
Для исследования радиационных повреждений и процесса распыления
в германий имплантировались ионы всех элементов III и V групп, таких
как бор, алюминий, галлий [36, 47, 80, 328, 342, 343, 344, 389, 483, 545,
574, 728] и сам германий. В некоторых работах имплантация.применяет-
ся для получения выпрямляющих контактов к детекторам ядерных из-
лучений (например, [574]). Одна из работ касается изготовления им-
плантационных сверхчастотных транзисторов [625], другая — импланта-
дионных полевых транзисторов с запирающим слоем [756].
Герцер и Кальбитцер [328] подробно исследовали влияние отжига,
а также профили распределения имплантированных в германий по на-
правлениям <111) и <110) атомов мышьяка, бора, фосфора н галлня. Им-
плантация производилась без поворота образца, т.е. в направлении канали-
рования. В то время как концентрация электрически активных атомов
бора достигает максимального значения непосредственно после импланта-
ции, для достижения максимально возможной электрической активации
в случае имплантации других ионов необходимо проводить отжиг прн
температурах от 400 (галлий) до 550 °C (мышьяк, фосфор). Для дозы
имплантации 1014 см*2 после отжига при 400 °C были измерены следую-
щие концентрации электрически активных атомов: бора 20%, фосфора
20%, галлня 80%. В качестве примера этих исследований на рис. 6.56 по-
казаны профили распределения бора, измеренные после имплантации ионов
бора в германий по направлению <110> с энергиями 10 н 20 кэВ при дозе
10*4 см*2 без термообработки н после отжига при температуре 400 °C.
Как и следовало ожидать, наибольшая глубина внедрения имеет' место
в направлении <110), термическая диффузия не имеет места. Относитель-
но большое отклонение от теоретических пробегов, рассчитанных по теории
ЛШШ [5], вероятно, обусловлено каналированием нонов н, при определен-
224
Таблица 6.4
('равнение положения внедренных атомов в кристаллической решетке германия
и кремния [80]
Ион Германий,$ по направлению Кремний, % по направлению
(111) (ПО) (ill) (110)
Sb 90 85 89 87
Bi 76 80 87 86
In 75 75 52 25
П 65 35 84 46
Sn — — 92 96
Pb 87 85 — —
При мечания. Во втором и третьем столбцах % по направлению % (I Ю) « за-
мещающей компоненте.
% <111> — % <110) междоузельной компоненте.
ных условиях, также радиационно стимулированной диффузией в процес-
се имплантации [328]. Профили распределения имплантированных атомов
фосфора н галлия однозначно свидетельствуют о наличии термической
диффузии.
-Очень сходные результаты были получены Алтоном и Лове [36], ко-
торые исследовали, кроме того, имплантацию ионов алюминия, сурьмы и
германия в германий. В то время как для получения максимальной
концентрации электрически активных атомов сурьмы необходима темпе-
ратура ‘625 °C, стадия отжига для алюминия наблюдается прн 500 °C.
В отличие от результатов цитированной выше работы в этом исследовании
для имплантированного бора также обнаружена стадия отжига прн темпе-
ратуре около 450 °C. По-видимому, такое расхождение связано с эффектом
мощности дозы. В образцах, имплантированных германием, отжиг радиа-
ционных повреждений не наблюдается вплоть до температуры 700 °C.
Бьёрквист и др. [80] исследовали положение имплантированных ионов
в кристаллической решетке германия. Во всех случаях число ионов в
узлах решетки значительно превышало соответствующую равновесную
растворимость. В отличие от имплантации 'в кремний для ряда импланти-
рованных норов в германии вообще нет междоузельной компоненты.
В табл. 6.4 результаты этой работы сравниваются с данными для кремния.
Температуры в процессе имплантации составляли 300—350 °C (для гер-
мания) и 350-450 °C (для кремния).
Шмид и др. [625] изучали пригодность имплантации для изготовления
высокочастотных германиевых транзисторов. Основное внимание они
уделили поведению бора, алюминия и мышьяка. На рис. 6.57 представле-
на зависимость поверхностной концентрация носителей в ионно-легирован-
ном бором слое от дозы. Энергии ионов (от 68 до 78 кэВ) подбирались
так, чтобы р «-переход всегда лежал на одной н той же глубине (500 нм).
Эти измерения после соответствующего пересчета показали, что раствори-
мость бора составляет около 2 1019 см"3 * * * *. Исследование положения внед-
ренных атомов с помошью реакции 11В(р. а) 8 * * Be выявило, что прн дозе
225
Рис. 6.57. Зависимость концентрации электричес-
ки активных атомов бора от дозы облучения герма-
ния. Энергия ионов 78 кэВ (10*5 см’3), 72 кэВ
<3 • 10*5 см"3) и 60 кэВ (10*6 см-3), Готж = 450 °C,
готж ~ Ю мин [625 ].
1016 см *2 н после отжига , при температуре
600 ° С только около 5% ионов занимают уз-
лы решетки. Это согласуется с результатами,
приведенными на рис. 6.56. Поведение имплан-
тированных ионов бора исследовали также
Лондон и др. [574]. Используя метод обрат-
ного рассеяния, они установили, что практически все радиационные
дефекты отжигаются после термообработки при 170 С. В проти-
воположность этому Шмид н др. [625] не обнаружили практически
никаких радиадионных повреждений вплоть до дозы 1016 см-2, в
то же время Зигурд и др. [687] для соответствующих доз полу-
«Гили даже аморфные слон. По-видимому, эти различия результа-
тов также обусловлены применением ионных пучков бора различной
интенсивности в процессе имплантации*. В то время как концентрация
электрически активных атомов бора, по данным этих двух исследований,
практически не изменяется после термообработки, кривая изменения
подвижности при малых дозах имеет провал в области температур около
200 °C с последующим подъемом.
Существенно лучшие результаты были получены с алюминием. Для него
найдена четко выраженна'я стация отжига прн температуре 500 °C. Хорошая
электрическая активность атомов алюминия вплоть до больших доз связа-
на с высокой растворимостью алюминия в германии (4 1О20 см-3) [243],
На рис. 6.58 приведена зависимость концентрации носителей тока от дозы
нонов и температуры отжига.
Вследствие своей большой массы мышьяк может быть использован
только для предварительной загонки примеси при изготовлении приборов
[625]. Благодаря его высокой растворимости в Ge (около 1О20 см-3)
и достаточно большому коэффициенту диффузии мышьяк в комбинации
с алюминием может быть успешно применен для имплантации с целью
создания транзисторов. На рис. 6.59 представлены кривые изобарного
отжига при 610 °C поверхностйой концентрации электрически активных
атомов мышьяка прн различных дозах облучения Ge. При малых дозах
концентрация электрически активных атомов As составляет около 80%,
при больших дозах она возрастает только после диффузии до значения,
соответствующего пределу растворимости.
На рис. 6.60 показано изменение глубины залегания р - «-перехода
в Ge в зависимости от времени диффузии при 610 °C для доз от 10*4
до 5 • 1015 см-2. Во время диффузии был использован защитный слой
SiO2 для предотвращения обратной диффузии мышьяка. Здесь очень
четко выражена концентрационная зависимость коэффициентов диффузии.
* О влиянии дозы и температуры облучения и последующего отжига на электрофи-
зические свойства и структуру ионно-легированных бором слоев германия см. Guse-
va MJ., Mansurova A.N. Rad. Effects, 1973, v. 20, p. 207. {Прим, ped.)
226
NsJ0'1scm~2
Hs,cm 2
10 ZO 50100 200 t,NUH
I’ и c. 6.58. Зависимость концентрации электрически активных атомов алюминия
(2 205 кэВ) от дозы облучения германия и температуры отжига [625]. Штриховая
прямая соответствует случаю, когда 100% имплантированных атомов становятся
ПК гинными.
I’ и с. -6.59. Зависимость концентрации электрически активных атомов мышьяка
(/-’ НО кэВ) от дозы облучения германия и времени диффузии при температуре 610 °C
|6251
I’ и е. 6.60. Зависимость глубины залегания р—«-перехода в германии, импланти-
рованном мышьяком (£’=80 кэВ), от времени диффузии при температуре 610 °C
|б25[.
Г и с. 6.61 - Диффузионные профили распределения концентрации электрически актив-
ных атомов сурьмы в германии (£= 200 кэВ, = 7,5 -1012 .см-2 ) :
v — 650 °C, 30 мин, ЭОО нм SiO2; л — 650 °C, 30 мин; О — 650 °C, 60 мин, 300 нм
Si02;. □—650°С, 60 мин [47].
227
Таблица 65
Характеристики диффузии ионов, имплантированных в германий при дозах облу-
чения от 101 2 до 10*3 см-2 [47]
Элемент Энергия, кэВ D, см2 /с Время от- жига, мин Доля обратно не проди фондиро- вавших атомов, % Толщина защитного слоя, им
Sb . 700 1,8 • 10-'3 20 60 0
700 1,8 • 10-'3 80 35 0
200 1,8 • 10-’3 30 20 0
200 1,8 10-'3 60 15 0
200 1,2- ИГ'3 30 30 300
200 1,2 ЦТ* 3 60 23 300
As 700 9 • ЦТ'4 45 60 0
200 9- ИГ'4 45 40 0
Р 200 4 10-** 20 100 0
200 4- 107*4 80 40 0
Подобные измерения были проведены Тннслеем н Джонсом [728].
Они осуществляли имплантацию нонов Bi, Sb н In при комнатной темпе-
ратуре и показали, что после отжига в диапазоне температур от. 450 до
500 °C для внсмуга и сурьмы н от 550-до 600 °C для индия от 75 до 80%
внедренных атомов занимают положения замещения с последующим рез-
ким уменьшением доли замещающих атомов при температуре 700 °C
(доза имплантации 5 10*4 см-2). Они объясняют этот эффект превыше-
нием -предела растворимости н смещением атомов из узлов решетки в
междоузлия при повышенных температурах. Концентрация электрически
активных атомов составила 50% для Ga, 80% для Bi и 15% для In. Послед-
нее значение противоречит результатам измерений обратного рассеяния,
согласно которым 75% атомов нндия занимают узлы решетки. Это объ-
ясняется низкой ионизацией по статистике Ферми — Дирака.
Измерения подвижности в слоях, имплантированных индием и гал-
лием, показали, что она соответствует подвижности в обьемно-легирован-
ном материале [389], хотя после отжига при температуре 500 °C в течение
45 мин концентрация электрически активных атомов была низкой (50%
для галлия и от 10 до 15% для индия).
Аксман и др. [47] провели измерения профилей распределения кон-
центрации примеси в слоях германия, имплантированных ионами Sb,
As и Р. Дозы облучения варьировались от 10*2 до I013 см-2, энергия
нонов - от 200 до 700 кэВ. С помощью измерений зависимости емкости
от напряжения они определили обратную диффузию этих элементов при
отжиге, а также соответствующие коэффициенты диффузии. Использова-
ние защитного слоя S1O2 позволило снизить обратную диффузию. В
табл. 6.5 приведены некоторые характерные результаты, полученные после
отжига при 600 .°C. Типичный профиль распределения концентрации при-
меси показан на рис. 6.61.
228
6J. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ СОЕДИНЕНИЯ ТИПА A,UBV
Наряду с кремнием полупроводники типа AniBv, особенно GaAs, GaP,
(»«iAsj ХРХ и Ga] _xAlxAs, в настоящее время являются важнейшими
полупроводниковыми материалами. Это обусловлено прямым переходом
юна зона в этих многочисленных соединениях, который делает возмож-
ными увеличение интенсивности излучательной рекомбинации, высокую
подвижность электронов, благодаря которой повышаются частотные пре-
делы полупроводниковых приборов, и эффект Ганна [308], позволяющий
создавать простые генераторы высокой частоты.
Обзор современного состояния техники имплантации для легирования
полупроводников типа AlllBv дали Эйзен и Деген [186а]. Особенно много
работ, посвященных этой теме, было представлено на конференции по
имплантации, состоявшейся в Осаке в 1974 г. [24].
6.3.1. Арсенид галлия. С точки зрения применения для разработки полу-
11|нэводниковых приборов GaAs является наиболее важным из полупровод-
никовых соединений. Поэтому большинство экспериментов по ионной
имплантации были проведены именно с GaAs,. В качестве примесей р-типа
проводимости были исследованы бериллий [364], кадмий [355, 361,
К»1], магний [364] и, в первую очередь^ цинк [361, 363, 444, 462, 487,
598]. Имплантационные р - /(-переходы могут найти применение в лю-
минесцентных диодах. Имплантация примеси и-типа благодаря высокой
подвижности электронов имеет большое значение для производства СВЧ
приборов, таких как диоды Ганна и полевые транзисторы Шоттки. В связи
с ним были исследованы сера [208, 361, 430, 618], селен [248], кремний
|617, 618], теллур [217,315,486] и олово [355].
Защитные слои. Вследствие склонности GaAs к разложению при высоких
|смлературах совершенно необходимо применение защитных слоев, пред-
ок» ращающих испарение легколетучей компоненты полупроводника.
>ю относится практически ко всем полупроводниковым соединениям
An,Bv. Мышьяк заметно испаряется около 600 °C, и вследствие этого
нарушается стехиометрический состав поверхности. Вместо термообра-
1к>1ки под защитным слоем может быть проведен отжиг при повышен-
ном давлении паров мышьяка. Однако с точки зрения техники импланта-
ции >то было бы шагом назад.
В качестве самого простого защитного слоя используют слой SiO2,
ииролитически осажденный или напыленный при температуре от 350 до
150 °C. Были проведены многочисленные эксперименты с такими защит-
ными пленками. SiO2 отлично маскирует, предотвращая обратную диф-
фузию мышьяка, но значение коэффициента диффузии галлия через SiO2
велико, что может привести к образованию вакансий галлия вследствие
сю обратной диффузии. Если при легировании примесью p-типа это может
облегчить замещение галлня атомами примеси, то наличие вакансий гал-
лин является безусловно вредным для замещения мышьяка атомами
примеси, особенно если речь идет о реакции между вакансиями галлия
и .номами легирующего элемента. В качестве защитного слоя может быть
применен Si3N4, который широко используется в технологии кремния
|б7, 312, 315, 787]. Наиболее пригодным методом получения защитных
покрытий является метод ионного распыления, так как для пиролнти-
229
ческих слоев необходимы температуры выше 700 °C, a GaAs, прн этом
уже может разлагаться. Другими защитными слоями на GaAs, которые*
могут быть применены или уже испытаны, являются A1N [764], А12О3
[363] и смешанный слой SiO2— А12О3, кремний [502], окись галлия [327,
645] илн металлы [646, 647], которые прн применяемых температурах
отжига не вступают в соединение с GaAs. Как следует из вышесказанного,
важным аспектом успешного легирования GaAs и других полупроводников
AniBv является проведение исследований н выбор подходящих защитных
слоев. Почти идеальным методом исследования пассивирующего действия
таких слоев является метод обратного рассеяния.
Гюлан н др. [312] впервые установили с помощью измерений обратного
рассеяния пассивирующее действие SiO2 на GaAs. Спектр обратного рас-
сеяния, свидетельствующий о наличии обратной диффузии галлия через
SiO2 после отжига при температуре 850 °C, был уже представлен на
рис. 3.36. Прн легировании примесью p-типа могут быть получены доста-
точно хорошие электрические свойства имплантационных слоев. Наряду
с более легким замещением вакансий галлия атомами примеси это объ-
ясняется главным образом тем, что в процессе проведения необходимой
термообработки атомы диффундируют глубоко в кристалл (по сравнению
с незначительной глубиной нмплантадионного слоя) и свойства поверх-
ности кристалла не играют существенной роли.
Вудкокк и др. [787] с помощью измерений фотолюминесценции ис-
следовали свойства маскирующего (например, по отношению к обратной
диффузии имплантированной компоненты) и пассивирующего действия
нанесенных распылением слоев SiO2 и Si3N4, а также слоев Si3N4, полу-
ченных пиролитическим способом при. температуре 750 °C. После отжига
в вакууме при температуре 600 °C защищенный пленкой SiO2 слой ис-
пытал полную деградацию спектра на краю зоны, в то время как в случае
нитридных покрытий изменения не наблюдались. Из-за высокой темпера-
туры получения пиролитических слоев важное значение имеет экстремально
быстрое доведение температуры образцов до этой температуры.
Сато наблюдал образование слоя n-типа проводимости при отжиге
(750 °C) полуизолнрующего GaAs, защищенного слоем пиролитическо-
го SiO2 [619]. Использование Si3N4 позволяет предотвратить образова-
ние такого слоя. Впрочем, этот эффект может проявиться также н в случае
слоев, покрытых Si3N4, и, возможно, с этим связаны изменения материала
прн термообработке.
Белл и др. [67] установили, что после имплантации ионов теллура
прн дозе 10'4 см-2 под защитным слоем SiO2 образуется окись галлия.
Электрические измерения имплантационных слоев p-типа проводимости
не выявили никакого решающего различия при маскировании покрытием
из SiO2 или Si3N4 [796], в то время как Эйзен и др. [217, 315] зафик-
сировали в имплантированных теллуром слоях более высокую концентра-
цию электрически активных атомов при использовании защитного покры-
тия нз Si3N4. В случае имплантадии ионов других сортов нет однозначных
результатов. В случае же слоев, имплантированных серой и селеном, получе-
ны практически одинаковые значения концентрации электрически активных
атомов примеси после отжига при температуре 850 °C в течение 30 мин
как при маскировании пленкой SiO2, так и пленкой Si3N4 [796].
230
I а блица 6.6
Влияние исходного полуизолирующего GaAs на коэффициент использования
(КИ) при ионном легировании серой [357]
(тбразец л5,эфф см‘2 Д5,эфф см2/Вс ки,% Образец «Х,эфф с“ ’ 45,эфф см2 /Вс КИ, %
А, 3,0 -10'2 2910 20 С, 5,0- 10*2 3620 33
А, 2,1 10*2 2660 14 С, 4,4 • 10’2 3410 29
5,4- 1012 2620 36 С, 4,4 • 10‘2 3360 29
А. 3,6-10*2 2920 24 С, 3,8- 10*2 3350 25
4,1 • 10’2 2840 27 Dt 1,0 • 10’2 2540 6,7
G 4,4 • 10* 2 3170 29 D, 1,2 • 1012 2410 8
Причиной частично противоречивых результатов, вероятно, является
отжиг при температуре от 700 до 750 °C, применяемый для улучшения
.ицсзии защитных слоев с основой, который, однако, не является доста-
точным для обеспечения полной электрической активности имплантиро-
ванных атомов. В следующих разделах проблема защитных слоев будет
еще несколько раз обсуждаться при рассмотрении специальных случаев
их применения.
Очень интересная возможность покрытия была использована Дэвнсом
и др. [172, 180]. С помощью слоев SiO2, насыщенных галлнем и мышь-
яком, можно было оказывать воздействие на обратную диффузию гал-
лия из материала основы. Путем сравнения с чистыми слоями из SiO2,
hi к же как и из Si3hb, оии установили, судя по доле замещающих атомов
примеси в кристаллической решетке, влияние покрытия на концентрацию
шсктрически активных атомов примеси. Так например, в случае серы
паи более пригодным в качестве защитного покрытия является слон
(.a SiO2, а в случае кремния — слой чистого SiO2, так как в первом случае
олаюдаря отсутствию вакансий Ga стимулируется замещение узлов мышь-
яка, а во втором - вследствие наличии вакансий Ga наблюдается замеще-
ние вакансий галлия.
Легирование. В то время как легирование примесями и-типа методом
• плавления не представляет проблем н отражает современное состояние
юхники, введение примесей методом диффузии вызывает определенные
•рудностн вследствие низких коэффициентов диффузии. Поэтому в те-
чение ряда лет проводятся исследования возможности легирования GaAs
методом ионной имплантации. Основной целью применения имплантации
для получения слоев и-типа проводимости является создание контактов
дли элементов Ганна и полевых транзисторов Шоттки, т.е. получение им-
плантационных слоев с высокой концентрацией электрически активных
<iтомов примеси. Хунспергер исследовал влияние материала основы на
максимально достижимую активацию в полуизолирующем GaAs [357].
Идя случая имплантации ионов серы при одинаковых режимах импланта-
ции (энергия ионов 30 н 150 кэВ, доза 5 - 10’2 и 1013 см-2, отжиг при
температуре 800 °C в течение 20 мин) он получил значения коэффицентов
использования легирующей примеси от 7 до 36% (табл. 6.6). Эти результа-
нт однозначно свидетельствуют о том, что при современном состоянии
231
Рис. 6.62. Зависимость положения имплан-
тированных атомов кадмия и теллура в ре-
шетке GaAs от температуры имплантации
и ориентации кристалла [277, 715].
Рис. 6.63. Влияние температуры импланта-
ции на концентрацию имплантированных в
GaAs электрически активных атомов серы
(Л'а = 10*4 см-2, Готж = 825 °C) [172].
Рис. 6.64. Зависимость слоевой концентра-
ции и подвижности носителей заряда от тем-
пературы отжига имплантированного серой
GaAs, защищенного во время отжига слоем
легированного галлием SiO2 (f = 1 МэВ,
Ло = 10*4 см"2, 7обл = 500 °C) (180].
техники выращивания кристаллов результаты измерений на GaAs можно
сравнивать только при проведении их на одном н том же материале.
Чтобы достичь высокой степени электрической активности при легиро-
вании донорами оказывается целесообразным осуществлять горячее леги-
рование GaAs. Харрис и др. [316] установили, что концентрация электри-
чески активных атомов снижается, если в процессе имплантации образуется
аморфный слой. Хорошие результаты были получены в результате им-
плантации ионов теллура при температуре 150 °C [315], а также при им-
плантации нонов серы при температурах от 150 до 450 °C [172]. Про-
веденные Гамо и др. [277] измерения обратного рассеяния в слоях GaAs,
ионно-легированных теллуром и кадмием, позволили сделать вывод о том,
что оптимальное внедрение этих атомов в узлы решетки наблюдается при
температурах имплантации от 200 до 300 °C. На рис. 6.62 эти результаты
представлены в зависимости от ориентации кристалла. Такай н др. [714]
исследовали положение атомов теллура в решетке.
Очень подробные исследования по имплантации в GaAs иоиов селена,
олова, кремния и серы провели Вудкокк и др. [787], Дэвис и др. [172,
1?0], а также Эйзен и др. [217, 315] по внедрению ионов теллура. Дэвис
н др. использовали для пассивации наряду с чистыми слоями SiO2 также
слои SiO2, легированные галлием и мышьяком, A1N и Si3N4; импланта-
ция проводилась прн температурах от комнатной по 650 °C. На оис. 6.63
232
I .i б л и ц a 6.7
Влияние температуры имплантации и защитного слоя на активацию атомов S,
Se и Si в GaAs 11801
lltlll / ИМШ1’ Jottk, Защитный слой МХ.эфф, см2/Вс ^Я.эфф см-2 А^эфф (горячее легирj А^рфф (легир.при комн, темп.)
360 825 Ga—SiO2 3100 4.0 • 101 2 2.5
20 825 Ga Si02 3000 1,6 • 10*2
Sc 280 825 Ga SiO2 2050 2,9 10” 3,2
20 825 Ga SiO3 1650 0,9 • 10'2
м 235 825 As-SiO, 2750 2,2 • 10*2 1,2
20 825 As-SiO2 2700 1,9-10” к
Si 295 810 SiOj 3000 2,3-10” 1,3
20 810 SiO2 3350 1,8 10”
дан пример полученных ими результатов зависимости слоевой концентра-
ции носителей заряда от температуры имплантации ионов серы [172].
После отжига при температурах от 200 до 500 °C значение Л^.эфф в 2,5
раза выше, чем до термообработки. Спад при более высоких температурах,
псроятно, обусловлен обратной диффузией галлня. На рис. 6.64 показана
мвисимость от температуры отжига образца, нмплантированно-
1о серой при 500°C (температура несколько превышает оптимальную).
()|жиг проводился при наличии защитного слоя SiO2, легированного гал-
лием. Было установлено, что максимальная активация имплантированной
примеси наблюдается под защитным слоем Ga—SiO2. Она составляет 40%
при дозе 10*4 см-2 после отжига прн 825 °C. Для Si3N4 она равна 25%
и несколько меньше этого значения для чистого SiO2, в A1N — составила ме-
нее I O'/о. Наличие галлия в SiO2 явно приводит к эффективному замедлению
обратной диффузии галлия из основы. Подобные результаты были полу-
чены также и для образцов, имплантированных селеном, но подвижность
и >том случае была ниже, а оптимальная температура отжига была равна
примерно 850 °C для дозы 1014 см-2. Результаты экспериментов с защит-
ными слоями для имплантированных кремнием образцов (доза Ю14 см-2,
ц-мпература имплантации от 250 до 300 °C) были прямо противоположны.
В случае защитных слоев Ga—SiO2 только-после отжига при температуре
800 °C коэффициент использования внедренных атомов составлял от 6
до 8%; напротив, для чистого SiO2 он имел максимальное значение до
?4%; для A1N и Si3N4 получены промежуточные значения. В этом случае
наличие некоторой обратной диффузии галлия, очевидно, способствует
попаданию атомов кремния в узлы кристаллической решетки. Слоевая
концентрация носителей заряда линейно возрастает с температурой от-
жига вплоть до разрушения защитного слоя (примерно при температуре
‘/(Ю °C). В табл. 6.7 сравниваются оптимальные результаты имплантации
при комнатной температуре н нагреве мишени в' пропессе облучения прн
оптимальных условиях отжига. В то время как прн горячем легировании
серой и селеном наблюдается четкое повышение Л^>эфф, для ионов крем-
ния этот эффект практически не имеет места.
Видкокк и др. [787] также провели сравнение результатов импланта-
ции при комнатной температуре н горячем легировании. Они осуществля-
233
ли отжиг при температуре 700 °C под защитным слоем Si3N4, однако
оптимальная активация слоев при этих температурах еще не была достигну-
та. Измерения профилей во всех случаях (селен, олово, сера, кремний)
показали довольно большие отклонения от теории ЛШШ. Примеры приве-
дены на рис. 6.65—6.67. При таких низких температурах отжига только
для селена и олова были получены более хорошие результаты в случае
имплантации в нагретые образцы. Имплантация нонов при высоких тем-
пературах и больших дозах приводит к более глубоко простирающимся
распределениям. После имплантации ионов олова дозой 2,5 - 1015 см-2
при температуре 200 °C максимальная концентрация электрически актив-
ных атомов составляет 1018 см-3.
Значение Л^рфф для теллура, имплантированного при дозах
IO14—1015 см-2, не превышает З Ю13 см"2. К тому же необходим отжиг
прн температуре 900 °C под защитным слоем Si3N4. При этом очень про-
блематичной является надежность адгезии слоев. При меньших дозах
облучения может быть получена более высокая активация внедренных
атомов. Измерения Мюллера и др. [520] для дозы 1013 см"2 дали значение
около 75% после обжига при температуре 850 °C в течение 120 мин (под
защитным слоем Si3N4). Некоторые профили распределения, имеющие
очень глубокие ’’хвосты”, представлены на рис. 6.68.
Ряд исследований был посвящен изучению эффекта каналирования
в GaAs. Унттон и Беллаванце [769] измерили профили распределения
концентрации примесн в GaAs с помощью имплантации радиоактивного
изотопа 35 S. На рис. 6.69 показаны профили распределения серы в GaAs
Рис. 6.65. Профили распределения концентрации и подвижности носителей заряда
для слоев GaAs, имплантированных ионами кремния с энергией 400 кэВ при дозах
1013, 10*4 и 10*5 см”2. Здесь же показано теоретическое распределение [787]. Отжиг
при температуре 700 °C в течение 20 мнн: л- То$л = 300°C: • - облучение при
комнатной температуре.
Рис. 6.66. Профили распределения концентрации и подвижности носителей заряда
для слоев GaAs, имплантированных ионами селена с энергией 200 кэВ при дозах:
• — 1О13; д - 10,4,+ - 1O1S см-2. Здесь же показаны распределения, рассчитан-
ные по теории ЛШШ. Отжиг при температуре 700 °C в течение 20 мин (787[.
234
I' и с. 6.67. Профили распределения концентрации и подвижности носителей заряда
дли слоев GaAs, имплантированных ионами серы с энергией 400 кэВ (доза 10* s см-2)
при комнатной температуре и температуре 200 сС [787]. Отжиг при температуре
/(1(1 ° С в течение 20 мии:
‘ ^обл = 200 °C; • — облучение при комнатной температуре.
Г и с. 6.68. Профили распределения электрически активных атомов теллура в GaAs
1КМ.ЛС отжига при различных температурах. Е =400 кэВ.АЪ = 10*3 см'2, Гобл =350°С:
X - 750 °C, 10 мин; А - 8S0 °C, 10мин; + - 900°С, 10 мин; • - 850 сС, 120 мин.
1‘ и с. 6.69. Влияние ориентации кристалла на концентрационные профили в случае
нпгдрения ионов серы с энергией 20 кэВ в GaAs [769].
I’ и с. 6.70. Влияние дозы на концентрационные профили каналированных вдоль на-
правления (110> ионов серы с энергией 40 кэВ в GaAs:
- 5 - 10*4 см'2; о - ю14 см'2; □— 10*3 см*2; 5 • 10*3 см-2 [769].
для различных ориентаций кристалла. Как и в случае кремния, наиболь-
шая вероятность каналирования наблюдается в направлении <110>. Влия-
ние дозы на эффект каналирования иллюстрирует рис. 6.70. В то время
как в области доз до 5 • 1013 см’2 доза облучения не оказывает влияния
на поведение каналированных частиц, при больших дозах наблюдается
резкое уменьшение кайалнрующен компоненты вследствие рассеяния
нонов, связанного с ростом числа радиационных повреждений.
235
Рис. 6.71. Сравнение кривых 30-минутного изохронного отжига концентрации носи-
телей в слоях ионно-легированного цинком GaAs при различных дозах облучения, по-
лученных под защитным слоем SiO2 Цёльхом [796] (с) и Юбой и др. [792] (б) :
° ’ ’f’' см’- X - 10” см'1 Si.N.; с - 10” см1. • -
5 X 10“’ см’2; А - 10*4 см’2 SiO2 [796].
Легирование примесями p-типа. При термической диффузии GaAs ле-
гируется исключительно цинком в ампуле под избыточным давлением
паров мышьяка. Первые эксперименты по введению в GaAs акцепторных
примесей с .помощью метода ионной имплантации были предприняты
с цииком и кадмием [359, 360, 363,377,4Ф6,632], Во всех экспериментах
были использованы защитные слон SiO2. Чтобы предотвратить образова-
ние аморфных слоев, в большинстве этих экспериментов температура
имплантации составляла 400 °C [359, 363, 486]. Были получены слои
p-типа проводимости, но одновременно появлялись и изолирующие слон,
глубина залегания которых в зависимости от степени легирования исход-
ного материала и температуры отжига составляла до 160 мкм, причем
глубина залегания р — «-переходов составляла несколько мкм [377]
Ито и др. [377] показали, что этот эффект может быть объяснен влияни-
ем вакансий мышьяка, возникающих в процессе имплантации и диффун-
дирующих в полупроводник во время отжига. Посредством дополнитель-
ной имплантации мышьяка можно предотвратить образование полунзолн-
рующих зон. Хунспергер н Марш [360] исследовали влияние на этот
эффект концентрации примеси в исходном материале и температуры им-
плантации. Они установили зависимость ширины такой зоны от обратной
величины концентрации примеси в материале. В то время как при малых
концентрациях ширина полуизолирующей зоны увеличивается в процес-
се отжига, при высоких концентрациях оиа уменьшается. После импланта-
ции прн комиатион температуре эта зона имеет значительно меньшую
ширину .(< 0,2 нм, концентрация примеси в основе в«2 • 1018 см-3), иногда
вообще не образуется и исчезает после-отжига при температуре 800 ”С.
Результаты последних измерений позволяют предположить, что этот эф-
фект сильно зависит от материала основы н в хорошем материале
по меньшей мере после имплантации при комнатной температуре не
236
I* и i. 6.72. Профили распределения
к । iiiiieii грации носителей в ионно-леги-
(тканном цинком GaAs после отжига
при гемпературах от 850 до 950 °C.
>Н1|пия ионов 150 кэВ, доза —
I О*' см'2,1отж = 30 мин:
-• 850 °C, о - 900 °C, v - 950 °C
I /ЧО1
потикает. В любом случае эти из-
мерения позволяют сделать вывод
й юм, что имплантацию акцептор-
ных примесей целесообразно про-
итнодить при комнатной темпе-
ратуре.
На рис. 6.71 дано сравнение характеристик отжига различных вариантов
имплантации циика в GaAs, защищенный слоем SiO2 [792, 796]. Из этих
шмсрений отчетливо вицио, с какой осторожностью следует проводить
сравнение результатов экспериментов по имплантации. Для дозы 10’6 см-2
Иуба и др. [792] получили для максимальной поверхностной концентра-
ции носителей заряда значение около 10*5 см"2, в то время как Цёльх
[796] — 2 --1015 см-2. Вызывает также удивление различный ход кривых
и юхронного отжига слоевой концентрации; непрерывный рост концентра-
ции носителей заряда в • [796] и наличие максимума в [792] в диапазоне
температур от 700 до 800 °C. Вплоть до дозы 10*5 см*2 концентрация
шектрически активных атомов цинка составляет 100%; была достигнута
максимальная концентрация, соответствующая химической растворимости
в GaAs (примерно 1,7 • Ю20 см"3 при 800 °C [130]). На рис. 6.72 при-
ведены профили распределения концентрации нонов цинка, имплантиро-
ванных с энергией 150 кэВ при дозе 1015 см-2 при различных температу-
рах последующего отжига. В то время как при низких температурах актива-
ция примеси еще не полная, начиная с 750 °C уже происходит диффузия,
которая, одиако, намного меньше, чем диффузия в ампуле при соответ-
ствующей температуре. Вероятно, это обусловлено различными механизма-
ми диффузии (междоузельная диффузия [796] имплантированных атомов
цинка). Подвижность достигает значений, соответствующих подвижности
в объемно-легированном арсениде галлия, только после отжига при тем-
пературах выше 800 ° С.
Кадмий становится полностью электрически активным только при дозах
до 10*4 см-2 и требует очень высоких температур отжига. На рис.’6.73
дано сравнение проведенных Цёльхом измерений при дозах от 1014 до
10*6 см"2 [796]. Следует отметить низкую величину подвижности носи-
елей заряда, которая указывает на недостаточный отжиг дефектов. Эти
данные подтверждаются также результатами измерений обратного рас-
сеяния. В соответствии с этим, исследования электролюминесценции ионно-
легированных кадмием диодов показали очень низкую интенсивность
люктролюминесценции [612].
В качестве акцепторных примесей были исследованы также бериллий
и магний [796]. При ионном легировании бериллием в диапазоне от 1014
до 5 1015 см-2 после отжига при температуре 650 °C в течение 15—30 мин
237
Рис. 6.73, Кривые 30-минутного изохронного отжига концентрации носителей и
холловской подвижности в имплантированном кадмием ’GaAs [796]. Энергия ионов
150 кэВ, доза - от 10*4 до 10*6 см-2. Отжиг проводился под защитным слоем Si3N4
или Si02:
о - I0*4 см-2 GaAs SiO2;c -.10*® см-3 р-GaAs; А-- 10* s см-3 GaAs SiO2; О
10*6 см-2 и-GaAs Si3N4 ; - 10* s см-2 р-GaAs SiOa.
Рис. 6.74. Кривые 30-минутного изохронного отжига концентрации носителей и
холловской подвижности в имплантированном бериллием GaAs [796]. Энергия иоиов
150 кэВ, доза — от 10*4 до 10’6 см-2. Отжиг проводился под защитным слоем Si3N4
или SiO2:
А - 10*6 см-2 SiO2; о — 10* s см-2 Si02;o- Ю*4 см-2 S1O2;*- 10*5 см-2 Si3N4.
почти 100% атомов бериллия становятся электрически активными
(рис. 6.74). В случае более высоких температур отжига это значение снова
падает, независимо от того, используется для защитного слоя SiO2 или
Si3N4. При малых дозах для достижения 100%-ной электрической актива-
ции имплантированных нонов необходима термообработка при 700 °C.
При больших дозах для бериллия максимальная концентрация электри-
чески активных атомов также зафиксирована после отжига при температу-
ре 650 °C. По-видимому, это связано с низкой концентрацией радиацион-
ных повреждений в имплантационном слое благодаря малой массе берил-
•лия по сравнению с массой GaAs. Однако при малых дозах остаются не-
ясными причины снижения концентрации носителей заряда при высоких
температурах отжига и больших дозах, а также свойства имплантационных
слоев в области малых доз. Применение защитных слоев из SiO2 и Si3N4
дает приблизительно одни и те же результаты с тенденцией несколько
болеее высокой активации прнмеси при использовании Si3N4. Сравнимые
данные экспериментов были получены Хуиспергером и др. [364]. Исследо-
вание профилей распределения концентрации примесн также не дает од-
нозначной интерпретации. На рис. 6.75 показаны профили распределения
концентрации н подвижности носителей заряда. Имплантировались ионы
Be с энергией 150 кэВ прн дозе 1015 см-2 с последующим 30-мийутным
изохронным отжигом в интервале температур от 600 до 850 °C. После
238
Г и и. 6.75. Профили распределения концентрации и подвижности носителей заряда
п ионно-легированном бериллием GaAs после отжига под защитным слоем SiO2 в тече-
ние 30 мни при температуре от,650 до 850°С. Энергия ионов 150 кэВ, доза-Ю’5 см“2
I mi.
I’ н с. 6.76. Сравнение максимально достижимых слоевых концентраций носителей
ирода при имплантации: о — Zn, 900°С, 30 мин; о — Gd, 850?С, 30 мин; - Be,
<»*>» С, 30 мин; О— Mg, 800°С — 900°С, 15 мин в GaAs 1364 7061
си жига прв 700 °C профиль распределения концентрации примеси близок
к гауссовому, и дальнейший отжиг приводит к расширению профиля,
причем наблюдаются потери бериллия за счет обратной диффузии либо —
чго более вероятно — вследствие образования бериллиевых комплексов.
Подвижность носителей заряда, соответствующая концентрации примеси,
достигается уже после отжига при температуре 600 °C. Чаттерджи н др.
1132] исследовали ионно-легированные бериллием слои с помощью из-
мерений зависимости фотолюминесценции от условий термообработки.
Интенсивность была больше при наличии защитного слоя Si3N4, чем при
использовании слоя SiO? или в случае отжига при избыточном давлении
паров мышьяка. '
Кинетика отжига ионно-легированных магнием слоев отличается от
Кинетики отжига слоев, имплантированных бериллием [364, 796]. После
отжига при температуре 600 °C лишь от 0,4% (доза 10’5 см“2) до 5% (доза
5 1013 см1) атомов магния становятся электрически активными. В то
прсмя как прн дозах <5 1013 см-2 100%-ная электрическая активация
внедренных атомов Mg достигается только после отжига при 900 °C [364],
при более высоких дозах наблюдается максимум концентрации электри-
чески активных атомов после термообработки в интервале температур
oi 650 до 750 °C с последующим снижением в активации. Максимально
достижимая поверхностная концентрация носителей заряда составляет
приблизительно 2 - 1014 см*2. Характеристики люминесценции иоиио-
им пл актированных магнием диодов значительно хуже, чем у диодов, по-
дученных имплантацией ионов цинка н бериллия [612]. Сравнение мак-
симально достижимых слоевых концентраций носителей заряда при ис-
пользовании различных легирующих элементов в зависимости от- дозы
(энергия нонов 150 кэВ) показано на рис. 6.76.
239
В интересной работе Качурина и др. [280, 392] исследовано влияние
вакансий на диффузию атомов легирующей примеси. В случае импланта-
ции в GaAs ионов кадмия и цинка путем дополнительной имплантации
ионов мышьяка они смогли очень сильно подавить диффузию атомов
Zn и Cd в процессе отжига. Они объясняют такой эффект захватом цинка
и кадмия излишними вакансиями Ga, образующимися при имплантации
ионов мышьяка.
Синтез сложных полупроводников. С помощью имплантации ионов
элементов III и V групп Периодической системы (например, Al, In, Р,
Sb) в GaAs можно получить твердые растворы соединений Ашв\
Однако вследствие необходимости применения очень больших доз было
проведено лишь небольшое число экспериментов [68, 358, 512, 690, 696,
762]. Хунспергер и Марш [358] путем имплантации ионов алюминия
и цинка в GaAs изготовили диоды, которые при пропускании тока в
прямом направлении излучали свет с максимумом излучения при 1,48 эВ.
В этих экспериментах доза облучения составляла примерно 2 • 101й см-2,
энергия ионов — 30 кэВ, температура в процессе имплантации — 400 °C.
Интенсивность видимого излучения была относительно низкой, несмотря
на отжиг при температуре 900 °C. Эксперименты с фосфором [762] также
показали малую интенсивность коротковолнового излучения. Школьник
и др. [690], а также Шпицер [696] в случае имтщантации как иоиов алю-
миния, так и ионов фосфора с энергией 10 кэВ при дозах от 2 - 1016 по
3,7 1016 см-2 с помощью измерений поглощения инфракрасного излуче-
ния установили, что после отжига при температуре 900 °C в течение 1 ч
практически все имплантированные ионы фосфора и алюминия занимают
узлы галлия или мышьяка в решетке. Несмотря на это наличие неотожжен-
ных радиационных повреждений в имплантационном слое приводит к
снижению эффективности люминесценции. Для диодов из GaAs, ионно-
имплантированных индием и цинком (доза иоиов индия 1017 см-2. энер-
гия — 60 кэВ; доза ионов циика 1014 см2, энергия — 60 кэВ), Монтейт и
др. [512] с помощью измерений фоточувствительности показали, что до
40% атомов индия в GaAs электрически активны. В сравнительно новой ра-
боте Белого и др. [68], в которой цитируются результаты ряда выполнен-
ных в СССР работ, сообщается об экспериментах по синтезированию
GaAS] _XFX и Al*Gai _xAs с помощью имплантации ионов алюминия и
фосфора в GaAs при комнатной температуре и температурах от 420 до
500 С. Данные о внедрении ионов были получены с помощью измерений
фотолюминесценции. После отжига при 400 °C имплантационных слоев,
полученных при комнатной температуре и при горячем легировании, около
30% атомов попадают в узлы решетки. Неясным остается противоречие
этих результатов данным Хунспергера и др. [358].
632. Другие полупроводниковые соединения AinBv. Важными для
изготовления люминесцентных диодов для красного, зеленого и желтого
участков спектра являются кристаллы GaP или сложные кристаллы иа
основе GaAs и GaP, Несмотря на это лишь немногие исследования посвяще-
ны легированию этих полупроводников методом ионной имплантации
[131, 774], в то время как относительно большое число работ посвящены
измерениям обратного резерфордовского рассеяния в GaP [122, 569,
769]. Причина этого заключается в относительно хорошо освоенной циф-
240
Таблица 6.8
Зависимость глубины залегания р — «-перехода от дозы имплантации и темпера-
туры отжига (551]
Доза X 10* 5 сМ~* 2 Время отжига, ч Глубина залегания р п-перехопа, мкм Ширина р"-слои. мкм
28 1,6 1,0
4 18 2,0 1,1
8 15 1.3 1,1
16 8 2,4 0,8
Диффузия 0.5 2,4 0
фузии Zn. Наряду с применением имплантации ионов для получения
р «-переходов [368, 669, 774] представляет интерес также введение
азота в GaP и GaAsj _ХРХ для увеличения интенсивности люминесценции
| 298, 490]. Для. этих обеих областей применения важное значение имеет
обеспечение точного контроля процесса и целенаправленного введения
примеси с помощью ионной имплантации, например, для оптимизации
легированного слоя в отношении эмиссии и абсорбции.
Вимер и др. [774] первыми показали, что диоды из GaAst _ХРХ
(х = 0,4), имплантированного цинком; обнаруживают такие же хорошие
характеристики люминесценции, как и диффузионные диоды. Они при-
меняли в своих экспериментах очень большие дозы (1016 см2) и высокие
температуры отжига (920 °C в течение 30 мин). Важное значение имеет
также геттерирование перед имплантацией и не слишком длительный
отжиг. Иточ и Оана [378, 381] исследовали кинетику отжига ионно-им-
плантированных цинком слоев GaAs0>62 Р0,з8> а также профили распре-
деления концентрации примеси. Имплантация проводилась ионами с энер-
iweii 20 кэВ при температуре от комнатной до 450 °C. На рис. 6.77 по-
казана зависимость слоевого сопротивления от температуры и дозы. Эф-
фект насыщения проявляется только начиная с дозы 5 • Ю15 см-2. Дозовая
«ависимость эффективной концентрации носителей заряда ,Эфф для
ионно-легированных цинком слоев при комнатной температуре имеет
аномальный ход. Так, при малых дозах около 60% атомов цинка находит-
ся в узлах замещения (отжиг при 800 °C в течение 40 мин), при дозе же
2 10*5 см-2 — около 150%, а при дозе 5 • 10’5 см“2 — 300%. При более
высоких температурах в процессе имплантации этот эффект становится
мсиее заметным [378]. С этим связано уменьшение глубины залегания
р «-перехода и увеличение интенсивности люминесценции. Причина этого
|ффекта непонятна. Оно и др. [551, 669] исследовали характеристики
имплантированных цинком слоев. Все исследования были проведены
при глубине залегания р — «-перехода около 2 мкм, обеспечивающей
оптимальную квантовую эффективность. В табл. 6.8 даны значения глуби-
ны залегания р — «-перехода в зависимости от дозы и продолжительности
диффузии. Энергия ионов составляла 650 кэВ, дозы варьировались от
2 - 10*5 до 16 - 10*5 см 2, отжиг и диффузия проводились под защитным
слоем SiO2 при температуре 750 °C в кварцевой ампуле. В противополож-
241
Рис. 6.78. Относительная интенсивность люминесценции в зависимости от дозы ио-
нов 7пдля имплантационных и диффузионных диодов. Энергия ионов 150 кэВ.
Интенсивность люминесценции меньше у диодов, имплантированных при температуре
400 °C;
— образец А, — образец В. Плотность тока 8,9 А • см-я [551 ]
Рис. 6.77. Слоевое сопротивление имплантированных цинком слоев GjAsq^I’o 38
в зависимости от дозы при различных температурах отжига:
Е = 20 кэВ, Тотж = 40 мин J 378].
ность диффузионным эталонным образцам имплантационные слои имели
р~-зону иа р— «-переходе.
На рис. 6.78 представлена зависимость относительной интенсивности
люминесценции от дозы и температуры имплантации. Максимум лежит
примерно в диапазоне от 4 • 1015 до 8 • 1015 см2. Причиной высокой
интенсивности люминесценции у имплантированных циодов является от-
носительно низкая концентрация цинка на р - «-переходе. Максимальная
яркость диодов составляла 500 кд/м2 при плотности тока 8,9 А/см2.
Примерно таких же хороших результатов достигли Чаттерджи и др.
[131] на диодах, полученных имплантацией ионов бериллия. Бериллий
имеет меньший коэффициент диффузии, чем цинк, поэтому можно про-
водить отжиг при более высоких температурах без опасения превысить
оптимальную глубину залегания р — «-перехода, равную приблизительно
2 мкм.
Инада и Онуки [368] имплантировали ионы магния и цинка с энергией
15 кэВ в «-GaP. В качестве р-примеси особенно хорошо пригоден магний
благодаря своей высокой растворимости и возможности создания высоко-
эффективных приборов для красно-зеленой области спектра [298]. Перед
отжигом образцы были пассивированы SiO2 в атмосфере азота. Для создания
р - «-переходов проводили термообработку при 900 °C в течение 30 мин.
После отжига глубина залегания р «-перехода составляла 12,2 мкм для
цинка и около 0,1 мкм для магния. Люминесцентные свойства таких диодов
сравнимы с соответствующими характеристиками диффузионных
диодов.
242
Имплантация иоиов азота для повышения интенсивности люминесценции
у полупроводников типа GaAsj _ХРХ (0,45 1) с непрямой структурой
июргетических зон посредством образования изоэлектронных ловушек
является альтернативой легирования NH3 в процессе роста кристалла.
Было установлено, что имплантация ионов при высоких температурах
способствует повышению квантовой эффективности люминесценции {298,
190, 709]. Тщательное исследование этого явления провели Гонда и др.
| ?98]. Они смогли показать, что при х = 0,52 интегральная интенсивность
возрастает в 10s'раз по сравнению со случаем отсутствия имплантации
(температура имплантации 350 °C, доза 1017 см-2, температура отжига
800 °C), т.е. что имплантированные атомы азота замещают атомы фосфора
и становятся изоэлектронными ловушками. Подобные результаты были
получены также цпя Alx-Gai -xAs |297,460].
У С другими полупроводниками AniBv было проведено ограниченное
количество экспериментов. Основной интерес вызвали InSb [250, 448]
и InAs [171, 448, 449]*. Исследован был также GaN [474]. InSb и InAs
используются для изготовления детекторов и эмиттеров инфракрасного
излучения в области до 5,3 и 3,1 мкм, соответственно.Мак-Нелли [448]
путем имплантации ионов серы в InSb и InAs, а также ионов цинка в InSb
получки р - «-переходы, имеющие хорошие прямые и обратные вольт-
амперные характеристики. Длина пробега ионов цинка в InSb примерно
соответствует теории ЛШШ [449]. С помощью протонной бомбардировки
InSb р-типа можно получить и-слой [250] с хорошими электрическими
свойствами р —«-перехода**. Такое «-легирование обусловлено влиянием
радиационных дефектов. Гурвиц и Доннели [367] с помощью имплантации
бериллия в InSb изготовили детекторы инфракрасного излучения с очень
хорошими характеристиками (подробности см. в разделе 7.3.5). Берил-
лий, как уже показали результаты, полученные в GaAs и GaAsj _ЛРХ-, пре-
красно подходит для легирования полупроводников AnIBv методом
ионной имплантации.
Дэвис и др. [171] провели исследования ионного легирования
InAsjfPj _х серой и кремнием. Оказалось, что в этом случае проблема
ыщитных покрытий изучена значительно лучше, чем в случае GaAs. Хо-
рошие результаты получены с SiO2, Si3N4 и насыщенным галлием SiO2.
В зависимости от величины х (были исследованы значения 0,2,0,5, 0,75)
и. следовательно, от ширины запрещенной зоны электрические характери-
стики изменяются от компенсации, как в случае, близком к InP (х = 0.2),
до проводимости «-типа, обусловленной радиационными дефектами в
узкозонных полупроводниках (аналогичных InSb). Пример последнего
случая приведен на рис. 6.79 для имплантации ионов азота (доза Ю14 см-2
при температуре 325 °C). Только после отжига при 650 °C снова были
достигнуты значения концентрации и подвижности носителей заряда, со-
огветствующие значениям в слиточном материале. До 80% (х = 0,75 и
* Исследования ионной имплантации InAs см. также в работах Гусева М.И.. Зото-
ва Н.В., Коваль А.В., Последов Д.Н. - ФТП, 1974, т. 8, вып. 1, с. 59; ФТП, 1974,
т. 8, с. 2034: ФТП, 1975, т. 9, вып. 5, с. 901 {Прим. ред.)
** Подробные Исследования электрических свойств ионно-легированного серой
антимонида индия см. также: Гусева М.И., Мансурова А.Н., Тихонов В.Г, Хор-
ват С.Н. — ФТП, 1976, т. 10, вып. 8, с. 1469 {Прим.ред.)
243
Рис. 6.79. Отжиг концентрации и подвижности носителей заряда в имплантирован-
ном азотом InAsg 75Р0 25 (27= 1 МэВ через SiO2 толщиной 170 мм, Na - 101,4 см“2,
Гобл = 325 °C) [171].
Рис. 6.80. Концентрация носителей заряда в я-GaAs (я«2 10,в см'2) после
бомбардировки протоками с энергией 100 кэВ при дозе 10” см-3, Лго = 1013 см-3
[251].
х = 0,5) и до 50% (х = 0,2) соответственно атомов серы и кремния ста-
новились после имплантации при температурах от 200 до 250 °C и по-
следующей термообработки при температурах от 675 до 725 °C электри-
чески активными. Эти значения почти на порядок выше соответствующих
значений для GaAs
6.3.3. Получение изолирующих участков с помощью ионной бомбарди-
ровки. Совершенно другой областью -применения ионной имплантации по
сравнению с рассмотренными выше задачами является получение изоли-
рующих участков в GaAs и других полупроводниках типа AniBv с по-
мощью бомбардировки ионами водорода [210,238,251,698,783] или кис-
лорода [88, 239]. В то время как бомбардировка ионами водорода приво-
дит к образованию радиационных дефектов, оказывающих компенсирующий
эффект, имплантация ионов кислорода обусловливает чисто химическое ле-
гирование. Поэтому в первом случае компенсация может быть устранена
отжигом, во втором же случае отжиг необходим для получения эффекта.
Этот метод может иайти применение, например, для изготовления дио-
дов с охранным кольцом [251], полевых транзисторов с полуизолирую-
щим затвором [577] и лазеров с полосковой геометрией [88]. Фойт и др.
[251] измерили с помощью метода вольт-фарадных характеристик профили
распределения концентрации примеси в GaAs после имплантации протонов
с различными энергиями при дозе 1013 см“2. На рис. 6.80 представлен
пример для Протонов с энергией 100 кэВ. В отсутствие термообработки на
всем протяжении имплантационного слоя вплоть до пробега иоиов концен-
трация носителей, заряда в образце была ниже 10х1 см-3. Концентрация
примеси «-типа в исходном материале составляла 2 - 10х 6 см"3. В узкой
области вблизи среднего пробега протонов концентрация носителей заря-
да возрастает и превышает концентрацию //-примеси в исходном материале.
Подобные результаты были получены также для слоев p-типа проводимос-
ти. Димент и др. [210] подробно исследовали'электрические и оптические
244
кшшства слоев р-GaAs, изолированных с помощью протонной бомбарди-
ровки при дозах от Ю13 до 10*7 см-2 и постоянной энергии 300 кэВ, с
цепью использования их для лазеров с полосковой геометрией. Концентра-
ция примеси в исходном материале составляла от 2•1018 до 1,4 • 1019 см-3.
|и>лсе существенное поглощение света наблюдалось при энергиях фотонов,
меньших ширины запрещенной зоны. Например, при длине волны0,936мкм
поглощается около 89% проходящего света (доза 1016 см'2). Поглощаю-
щая способность снижается после отжига при температурах от 300 до
г >00 °C в зависимости от дозы без наличия четкой стадии отжига. На рис, 6.81
представлена дозовая зависимость среднего удельного сопротивления
р GaAs после протонной бомбардировки. При дозе 3 • 1015 см-2 наблюдает-
ся максимум удельного сопротивления, равный 2,5 • 10s Ом см. Причина
н ого неясна, хотя такой же эффект обнаружен у GaAs и-типа проводимос-
111 [577], а также у и-и p-GaP [698]. Оценка концентрации носителей за-
ряда при той же дозе дает значение менее 1О10 см-3. Сравнение результатов
оптических и электрических измерений показало, что снижение оптического
поглощения при существенно более низких температурах обусловлено ком-
пенсацией носителей заряда. Таким образом, появляется возможность с
помощью соответствующей термообработки получать высокоомный мате-
риал, обладающий низкой поглощающей способностью.
Способ получения изолирующих слоев с помощью протонной бомбарди-
ровки может быть применен не только для GaAs, но и для ряда других
полупроводников типа A,UBV. До настоящего времени были опубликова-
ны работы, относящиеся к GaP [698] и Ga1_xAlx As [238]. В противопо-
чожность этому в InSb протонная бомбардировка позволяет получать слои
и- типа проводимости [250]. На рис. 6.82 представлена зависимость удельно-
го сопротивления GaP р- и п-типа проводимости после бомбардировки про-
онами с энергией 300 кэВ в зависимости от дозы в интервале от 10*1 до
’ 10*7 см-2 [698]. При дозе около 4-1014 см“2 удельное сопротивление
достигает максимального значения, равного приблизительно 1014 Ом-см;
при дальнейшем увеличении дозы удельное сопротивление падает до значе-
ния около 1О10 Ом-см. Результаты для материалов р- и п-типа проводи-
мости практически одинаковы. При температурах отжига до 400 С слоевое
t-о противление остается равным по меньшей мере 1О10 Ом см. Толщина
компенсированного слоя, как и у GaAs, составляет примерно 1 мкм на
100 кэВ энергии ионов.
Особо важное значение имеет применение метода получения изолирую-
щих слоев путем протонной бомбардировки для изготовления гетерола-
«ерных структур на основе Ga1JCAlx As. фавеннек и Дигье [238] для
слоев с х = 0,35 показали, что сопротивление возрастает вплоть до дозы
10*3 см"2, при которой наблюдается насыщение дозовой зависимости со-
противления, при этом сопротивление превышает исходное значение в
3500 раз. Во время температурных испытаний слои сохраняли стабильность
до 180 °C- При компенсации за счет бомбардировки ионами кислорода про-
исходит настоящее легирование, поэтому получаемые полуизолирующие
слои обладают большей температурной стабильностью, чем слои, созданные
протонной бомбардировкой. Оптические свойства могут быть существенно
улучшены путем последующего отжига [88]. Большим недостатком метода
является необходимость применения высокой энергии бомбардирующих
245
Рис. 6.81. Зависимость среднего удельного сопротивления имплантированных про-
тонами слоев GaAs от дозы и температуры отжига после имплантации: сплошные кри-
вые при температуре О °C и штриховые - при комнатной температуре; Е = 300кэВ
[2Ю].
Рис. 6.82. Зависимость удельного сопротивления GaP от дозы облучения протонами
(энергия 300 кэВ):
o-p-GaP, • -n-GaP(698].
ионов для получения достаточной глубины компенсированного слоя. В то
время как с помощью протонов можно создать в GaAs и GaP полуизоли-
рующий слой толщиной в 1 мкм при энергии протонов 100 кэВ, в случае
ионов кислорода их следует ускорить до 2,5 МэВ, чтобы пробег Rpb GaAs
составлял 2 мкм.
6.4. ИМПЛАНТАЦИЯ ИОНОВ В ПОЛУПРОВОДНИКИ ТИПА
AnBIV, А ТАКЖЕ AIVBVI
Наиболее важными полупроводниковыми соединениями AHBIV являют-
ся сульфид кадмия, теллурид кадмия, сульфид цинка, селенид цинка.
В последние годы большой интерес вызывают также тройные соединения,
так как они дают возможность получать почти любую ширину запрещенной
зоны посредством варьирования их состава. К ним, например, относятся
кадмий - ртуть — теллур, свинец - олово — теллур и свинец — олово — се-
лен. В зависимости от ширины запрещенной зоны их можно использовать
для самых различных целей, например в качестве светоизлучающих прибо-
ров (прежде всего ZnS), -солнечных элементов (CdS) и детекторов инфрак-
расного излучения (PhS, PbSnTe, HgCdTe).
Первые исследования были проведены с окисью цинка [666, 667] и тел-
луридом цинка [347] . При протонной бомбардировке ZnTe образуется, как
и у GaAs, полуизолирующий слой [196]. Глубина залегания изолированной
области также составляет примерно 1 мкм на 100 кэВ. С помощью имплан-
тации ионов фтора [347] и хлора [467] можно получать слои «-типа прово-
димости. Геттингс и Стефенс [283] исследовали полуизблирующие слои
246
( <1 Ге, имплантированные аргоном, индием, теллуром и висмутом. Наиболь-
шая концентрация электрически активных атомов (30%) была достигнута
и результате имплантации ионов индия дозой 1014 см"2 при 200 ° С с после-
дующим отжигом при 400 °C. Концентрация электрически активных ато-
мов висмута очень мала, имплантация ионов теллура и аргона вообще не
привела к какой-либо электрической активации. Авторы цитируемых
работ методом обратного рассеяния исследовали кинетику отжига радиа-
ционных дефектов и в отдельных случаях выявили корреляцию с данными
>лектрических измерений. Слои SiO2 оказались непригодными для пасси-
вации во время отжига. В результате имплантадни ионов фосфора 1393] и
мышьяка [194] были получены слои p-типа проводимости. CdS с шириной
fi крещенной зоны 2,4 эВ представляет интерес в качестве материала для
люминесцентных диодов. Обычно CdS обладает проводимостью «-типа и
путем диффузии не удается изменить тип проводимости. Имплантация ио-
нов фосфора [41, 348], висмута [135, 223] и азота [668] позволяет осу-
ществить инверсию типа проводимости. Шираки и др. [668] методом ион-
ной имплантации изготовили различные типы диодов, излучающие при про-
пускании тока в прямом направлении зеленый, оранжево — желтый и крас-
ный свет. Имплантация ионов во всех случаях проводилась ионами с энер-
। иями от 50 до 200 кэВ при дозах от 1015 до 5 • 1016 см~2 при комнатной
щмпературе, отжиг — при температуре 400° С в атмосфере гелия или аргона.
В последние годы повысился интерес к полупроводникам с малой шири-
ной запрещенной зоны, применяющимся для изготовления детекторов
инфракрасного излучения. Вследствие трудностей или вообще невозмож-
ности изготовления р - «-переходов другими методами здесь определенную
перспективу имеет ионная имплантация. В первых работах «-тип проводи-
мости достигался посредством протонной бомбардировки Hgj _xCdx.Te (х =
0,5; 0,31; 0,25) [249] для спектральной области 1,6 - 6 мкм, а также
1’ЬТе и Pbj^Sn/Te (х =0,12) [193,199] для области 5—8 мкм. Целью этих
работ было изготовление фотодетекторов. В соответствии с этим проводи-
лись только оптические измерения и, в отдельных случаях, измерения ха-
рактеристик р —«-переходов, исследования достижимых концентраций при-
меси, подвижности носителей заряда и глубин залегания р - «-переходов не
производились. Эффект легирования при протонной бомбардировке обус-
ловлен действием радиационных дефектов.
Для этой группы полупроводников существуют еще два способа леги-
рования: путем изменения стехиометрии и легирования примесью. Оба ме-
1ода могут быть успешно реализованы с помощью ионной имплантации.
Имплантация ионов сурьмы в р-РЬТе [197,198] позволяет изготавливать
хорошие детекторы инфракрасного излучения. До последнего времени для
спектральной области 10 мкм лишь в единственном материале HgxCdi_xTe
(г от 0,8 до 0,30) с помощью легирования примесью (алюминием) удалось
изменить тил проводимости [466]. Дозы при этом составляли от 104 до
I О16 см-2, энергия ионов — 250 кэВ.
Легирование на базе изменения стехиометрии с помощью имплантации
компоненты полупроводника было достигнуто для Hgi_xCdxTe (0,19 <х <
< 0,5, соответственно для спектральной области от 2 до 14 мкм при темпе-
ратуре 77 К), с помощью имплантации ионов ртути (доза от 1012 до
К)13 см"2, энергия 30 кэВ) [241]. Для получения проводимости «-типа
247
не было необходимости в термообработке. Слои p-типа проводимости были
также успешно созданы в PbSj.^Sc^ (имплантация ионов селена) и в
Pbj _ vSnA Te (х = 0,1; имплантация ионов теллура) (200. 399]. В этих обоих
случаях после имплантации был необходим отжиг. После отжига при 450 °C
в течение 15 мин в атмосфере водорода глубина залегания р - «-перехода в
Pb1_YSnvTe составила около 1 мкм. При энергии ионов 120 кэВ и дозе
101 5 см-2 проецированный пробег был равен примерно 0,04 мкм, т.е. при
такой температуре отжига атомы теллура уже диффундируют на значитель-
ную глубину. Измерения обратного рассеяния показали, что при 450 ° С от-
жигаются практически все радиационные дефекты. Для сравнения в p-мате-
риал был имплантирован азот. Как и следовало ожидать, сначала появилась
«-проводимость, обусловленная влиянием радиационных дефектов, а после
отжига при температуре 400 °C инверсия типа проводимости исчезла.
6.5. КАРБИД КРЕМНИЯ
SiC является перспективным материалом для изготовления приборов,
которые должны работать при высоких температурах. Для введения в
SiC примесей методом диффузии необходимы температуры, превышающие
2000 °C. В связи с этим в процессе изготовления приборов не могут быть
использованы обычные методы маскирования (SiO2, Si3 N4), отсюда выте-
кает большое преимущество применения для целей легирования SiC мето-
да ионной имплантации. Ряд экспериментов в этом направлении уже был
проведен [33,95,117,469,480,597] *. Обширные исследования провели Марш
и Дунлап [469]. Они имплантировали в SiC ионы мышьяка, сурьмы, берил-
лия, бора, галлия, гелия, индия и висмута с помощью термозоидовых из-
мерений и эффекта Холла зафиксировали для азота, фосфора, сурьмы и
висмута образование слоев н-типа проводимости. Имплантация ионов алю-
миния в одни из образцов привела к инверсии типа проводимости в «-SiC.
Для элементов, являющихся донорами, концентрация электрически актив-
ных атомов после отжига при температурах от 1100 до 1500 ° С составляла
от 30 до 5(Х?, однако достаточно высокие значения подвижности носителей
заряда при той же концентрации примеси — достигались только после от-
жига при температурах от 1600 до 1700 °C. Аддамиано и др. [33] исследо-
вали профили распределения концентрации примеси и оптические свойства
ионно-легнрованных бором, алюминием и азотом слоев гексагонального
SiC6H. Измерения профилей были осуществлены с помощью масс-спектро-
метра вторичных ионов. Термообработка при 1400 °C устраняла радиацион-
ные дефекты и приводила к восстановлению исходной люминесценции
кристалла при температуре 77 К. По появлению типичной люминесценции
бора после проведения ионной имплантации и отжига образцов при 1400 °C
авторы сделали вывод о том, что структура кристалла осталась без измене-
ний. В образцах, имплантированных азотом, уже после отжига при 1400 °C
появлялись высокопроводящие слои н-типа проводимости. В материале
л-типа проводимости, ионно-легированном алюминием (доза 5 • 10’5 см-2)
* Весьма интересные результаты по ионному легированию SiC опубликованы: Гу-
сев В.М., Демаков К.Д., Касаганова М.Г. и др. - ФТП, 1975, т. 9, вып. 7, с. 1238;
Белова С.А., Воробьев А.В., Гусев В.М. и др. - ФТП, 1976, т. 10, вып. 7, с. 1251.
(Ппим. ред.}
248
I* и с. 6.83. Профили распределения концентрации
помов бора в карбиде кремния. Энергия составля-
п.| 30 и 60 кэВ, дозы - 3 10'5 (я) и (О14 см"2
(о). После имплантации образцы не отжигались
|И7|.
после отжига при 1400° С наблюдалась ин-
не реи я типа проводимости. При меньших
до iax получали снижение проводимости «-ти-
па. На рис. 6.83 сравниваются два экспери-
ментальных распределения концентрации
ионов бора, имплантированных в SiC с
•нергией 30 и 60 кэВ, с рассчитанными по
тории ЛП1Ш. Пробег примерно на 20% боль-
ше, чем по теории Л11Ш1. Четко выражены
хвосты” распределений, вероятно, связан-
ные с эффектом каналирования. После
о । жига при 1400 ° С бор не удавалось зафик-
сировать из-за большой обратной диффузии.
II профилях распределения концентрации
алюминия после отжига при 1400 ° С на-
блюдалось сильное обогащение поверхности
алюминием. Кэмпелл и др. [117] с помощью реакции lsN(p, а)
исследовали распределение радиационных повреждений и местополо-
жение ионов азота в решетке а-SiC, имплантированного азотом при
ц-мпературах имплантации от 20 до 450 °C. При более высоких тем-
пературах имплантации был зафиксирован обратный отжиг радиацион-
ных дефектов при 800°C, т.е. уменьшение числа ионов в узлах решетки и
повышение концентрации радиационных дефектов. Дальнейший отжиг
до 1485 °C приводил к уменьшению концентрации радиационных дефектов,
однако доля ионов азота в узлах решетки возрастала едва заметно. В це-
лом, после имплантации при высоких температурах концентрация радиа-
ционных дефектов значительно ниже и характеристики отжига не создают
проблем, так как аморфные слои не образуются. Доля ионов, внедренных
в узлы решетки после отжига при 1485 °C, составляет примерно 39% в слу-
чае имплантации при комнатной температуре и 47 — 51% — при имплантации
в нагретый образен. Кроме того, были сделаны попытки получить SiC с"по-
мощью имплантации углерода в кремний [95,597.643]*. Посредством изме-
рений поглощения инфракрасного света после отжига при температуре 800 ° С
можно было обнаружить изолированные области SiC. Осуществляя имплан-
кщию при нескольких значениях энергии, которые подбирались так, чтобы
создать область с относительно постоянной концентрацией углерода, Ро-
юмунд и Фриче [597] получили слой другого состава Исследования с
помощью дифракции электронов дали результаты, подобные результатам,
измеренным для смесей кремния и графита с кубической решеткой. Объяс-
няется ли это особой модификацией SiC, выяснить не удалось.
* Синтез монокристаллического SiC путем бомбардировки нагретого до 800 °C Si ио-
нами С описан впервые в работе: Баранова Е.К., Демаков К.Д., Старинина К.В. и
др. - ДАН СССР, 1971. т. 200, с. 869. {Прим, ред.)
249
ГЛАВА 7
ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ
Задачей этого раздела является не полный обзор всех изготовленных к
настоящему времени имплантационных полупроводниковых приборов, а
иллюстрация на некоторых типичных примерах преимуществ метода ион-
ной имплантации в стимулирование к расширению области его при-
менения.
К наиболее важным преимуществам метода иониой имплантации при-
менительно к полупроводниковым приборам относятся следующие-
1) равномерность распределения примеси, а следовательно, однород-
ность в пределах имплантированной области параметров от образца к об-
разцу' (см. разделы 7.1 — 7.4);
2) контролируемость процесса внедрения даже при низких дозах путем
точного измерения ионного тока (см. разделы 7.1 и 7.2);
3) незначительное боковое рассеяние имплантационного профиля (см.
раздел 7.1);
4) относительно низкая температура процесса ионной имплантации (см.
раздел 7.1);
5) возможность имплантации элементов,’ которые в твердом теле не
растворяются или плохо растворяются ^например, при высоком давлении)
(см. раздел 7.4);
6) возможность управления профилем распределения концентрации при-
меси с помощью многократной имплантации, а также получения профилей
с максимумом концентрации в глубине материала (см. разделы 7.3 и 7.4).
Во многих случаях имеют существенное значение некоторые из перечис-
ленных пунктов. Особенно важную роль для улучшения характеристик по-
лупроводниковых приборов, и увеличения плотности упаковки играет одно-
родность легирования, даже без учета других специфических преимуществ
метода ионной имплантации этот фактор может оказать решающее влияние
при замене диффузии имплантацией.
К другим особенностям ионной технологии, непосредственно не связан-
ным с характеристиками полупроводниковых приборов, но позволяющим
рационализировать их производство, относятся:
а) простота маскирования с помощью фотолака или металлических
слоев (см. раздел 7.1);
б) возможность имплантации через тонкие поверхностные слои (окис- •
лы, нитриды);
в) гибкость в отношении выбора легирующей примеси;
г) кратковремённость процесса имплантации;
д) возможность применения методов самосовмещения.
250
Первым промышленным применением метода ионной имплантации в
производстве полупроводниковых приборов была разработка МОП-тран-
iHciopoB. И до настоящего времени эта область применения ионной им-
плантации остается основной. Это объясняется тем, что для управления по-
роговым напряжением — достаточны малые дозы облучения, благодаря
чему становится возможным использование недорогих ускорителей с вы-
сокой производительностью ионно-лучевой обработки пластин. Ускорители,
рассчитанные на большие ионные токи, которые необходимы, например,
при изготовлений биполярных транзисторов, очень дороги. Поэтому для
большинства других областей применения, вплоть до производства спе-
циальных полупроводниковых приборов, ионная имплантация все еше оста-
ется в рамках лабораторных исследований или в стадии внедрения в произ-
нодство *.
7.1. МОП-ПРИБОРЫ
В технологии этих полупроводниковых приборов используются почти
псе основные преимущества* ионной имплантации. Прежде всего — это
возможность точного дозирования примеси посредством интегрирования
юка, равномерность имплантации, небольшое боковое рассеяние и низкие
температуры всего процесса. Производство практически всех МОП-прибо-
ров включает одну или несколько операций, связанных с ионной имплан-
ацией. Наряду с обычными МОП-транзисторами в этом разделе рассмотре-
ны также КМОП-структуры**и приборы с зарядовой связью (charge coupled
devices, CCD).
7.1.1. Самосовмещенный затвор. Скорость переключения МОП-транзис-
горов при диффузионной технологии ограничена, среди прочего, паразитной
емкостью, возникающей из-за перекрытия областей истока и стока затво-
ром (емкость Миллера). Вследствие неточностей совмещения масок и боко-
вой диффузии это перекрытие (~ 1 мкм) не удается устранить. На рис.7.1, я
дано схематическое лредставление МОП-транзистора с таким перекрытием.
Ионная имплантация позволяет простым способом добиться более высокой
ючности благодаря самосовмещению затвора и канала. Электрод- затвора
при этом используют в качестве маски при имплантации; области истока и
пока формируются диффузией до имплантации; они несколько удалены от
«атвора. Самосовмешение производится имплантацией ионов бора, в ре-
«ультате чего области истока и стока расширяются до границы затвора (см.
рис. 7.1, б). Такая технология позволяет получать отличное совмещение
шгвора со стоком и истоком [97]. Неточности же совмещения, а также не-
равномерность боковой диффузии больше не играют никакой роли. Усовер-
шенствованная технология предусматривает имплантацию через тонкий
окисный слой затвора (<100 нм), который распространяется до электро-
дов истока и стока (рис. 7.1, в) [98, 663]. Благодаря этому пассивация
поверхности полупроводника осуществляется еще до введения примеси.
* Более полные сведения о промышленном освоении ионной имплантации в СССР
см.: Гусев В.М., Гусева М.И. Ионное легирование полупроводников. — Природа,
1979, № 12, с. 42. (Прим. ред.)
** 'КМОП — комплементарные МОП.
251
Ониоел затвора Толатм слой
Р и с. 7.1. Схематическое представление МОП-тран-
зистора:
обычное, сильное перекрытие стока затвором
(а) ; самосовмещение затвора и стока с помощью
ионной имплантации (б) ; как и в (б) , но с помощью
имплантации через пассивирующий окисел (в}.
ННШН
Рис. 7.2 иллюстрирует уменьшение емкости
I I I I I I I I I
в>
перекрытия стока затвором для имплантаци-
онных транзисторов по сравнению с обычны-
ми диффузионными, а также транзисторами
с поликристаллическим кремниевым затво-
ром, полученными без применения ионной
имплантации [191]. Электроды стока и истока
были получены также методом ионной им-
плантации [446, 686]. Однако вследствие
больших доз облучения и высоких темпера-
тур отжига, которые необходимы для дости-
жения низких значений слоевых сопротивле-
ний. этот метод пока не нашел применения.
Поскольку металлизация затвора должна производиться еще до имплан-
тации, для электрической активации ионов — бора в случае р-канальных и
фосфора в случае и-канальных транзисторов — температуры отжига не
должны превышать 577 °C (температура эвтектики алюминия с кремнием),
если для затвора не используется другой материал (поликристаллический
кремний, молибден). Как правило, последующую термообработку прово-
дят при температуре 500 °C. Если же алюминиевый затвор заменить полк-
кристаллическим кремнием, то кроме снижения порогового напряжения
(см. раздел 7.1.2) благодаря возможности производить отжиг при более
высоких температурах [190, 540] достигается также уменьшение шумов
1// [540] и снижение значения слоевого сопротивления. Наряду с этим
были проведены успешные исследования применения комбинации контак-
тов Шоттки (в качестве истока и стока) и технологии самосовмещающего-
ся затвора [663].
Диапазон доз для этих применений' лежит в пределах от L014 до
5 1015 см-2. Энергию ионов выбирают так, чтобы они полностью тормози-
лись слоем металла, а через окисный слой затвора проникала большая часть
ионов.
7.1.2. Снижение порогового напряжения. По-видимому, наиболее важ-
ным применением ионной имплантации является снижение порогового на-
пряжения с помощью имплантации ионов в канал [45]. Пороговое напря-
жение определяется следующим образом:
^порог- ^MS 2Ф/7
Qss + Qr
е-0сг,окСок
(7.1)
Здесь Ф/И5 — разность работ выхода материала затвора и кремния, Фр — по-
тенциал Ферми,- е0 — абсолютная диэлектрическая проницаемость, ег >ок —
относительная диэлектрическая проницаемость окисленного слоя, Qss — по-
верхностный заряд на поверхности раздела {Qss ~ Q^ss, Nss ~ плотность
252
Перекрытие стона затвооом. мнк
0,07 0,1 Ю
0,1 . 1 10 100
d/толщина окисного слоя
Рис. 7.2. Емкость Миллера
1 — имплантационных и 3 — обычных стандартных МОП-транзисторов, а также 2 —
МОП-транзисторов с кремниевым затвором в зависимости от перекрытия d стока зат-
вором [191}.
поверхностных состояний), Qb и Сок — емкости пространственного заряда
и затвора на единицу площади (Сок = е0ег ок/</ок, dOK — толщина окисного
слоя) -
Фр и Qb находим в виде
Л кТ 1
Ф/7 = - 1П --- .
Q
Qb = Nв (2Фр + Ur ),
(7.2)
где cr>si — относительная диэлектрическая проницаемость кремния, Nb -
концентрация примеси в кремнии, Ur — напряжение запирания подложки
по отношению к истоку.
Наиболее перспективным является использование ионной имплантации
для уменьшения порогового напряжения в МОП-интегральных схемах, по-
скольку это открывает возможность комбинации с биполярными интег-
ральными схемами (например, TTL) и позволяет снизить потребляемую
мощность. Из уравнения (7.1) видно, что существует несколько способов
снижения {/порог- Самым простым йз них является имплантация ионов
бора (в случае р-канальных транзисторов) в область канала через тонкий
слой окисла до нанесения электрода затвора. С помощью этого ’’квази-
поверхностного заряда” компенсируется влияние Qss и> таким образом,
снижается Цюрог- Сдвиг порогового напряжения приближенно находим
в виде
□ ^ОК С
ДС/порог=^ — = К —--------- (7.3)
М)К ^О^Г.ОК
где Сок — удельная емкость окисного слоя, Nc — доза облучения ионов.
253
Рис. 7.3. Схематическое представление различных
вариантов снижения порогового напряжения:
1 ~ максимум распределения в окисном спое;
2 — максимум распределения на границе окисла и
полупроводника; 3 - максимум в полупроводнике.
Постоянная К показывает, какая доля имплан-
тированных ионов оказывает влияние на поро-
говое напряжение, т.е. расположена в области
канала и является электрически активной. На
рис. 7.3 схематически представлены различные
варианты имплантации. В то время как профиль
1 более всего соответствует модели компенса-
ции Qsst ПРИ профиле 2 для такого же сдвига t/nopor требуется меньшая
доза. В случае профиля 3 влияние окисного слоя минимально, поэтому этот
способ оказывается самым благоприятным.
Решающим преимуществом имплантации в этом процессе является воз-
можность точного дозирования примеси. С помощью измерения зависи-
мости емкости от напряжения на тестовом кристалле-образце до импланта-
ции можно определить точную величину дозы, которая необходима для по-
лучения определенного значения <7порог.
Из уравнений (7.1) вытекают и другие конкурирующие возможности
снижения Г/ПОрог- В противоположность стандартному процессу получения
р-канальных МОП-транзисторов, для которых используют кремний, ориен-
тированный в направлении < 111 >, ориентирование монокристалла в направ-
лении < 100> позволяет получить меньшее значение Qss- Однако подвиж-
ность носителей в каналах при этом меньше, вследствие чего граничные
частоты ниже. За счет использование многослойных структур Si3 N4 — SiO2
можно повысить диэлектрическую проницаемость и тем самым примерно в
1,5 раза снизить 6/ПОрОг- Описанный выше процесс получения кремниевого
затвора приводит к снижению значения t/nopor за счет уменьшения разности
работ выхода Фмв- Это снижение составляет около 2 В. Кроме того, при
этом процессе уменьшается также паразитная емкость Миллера, так как по-
ликристаллический затвор может быть использован в качестве ’’самосовме-
шающейся” маски при диффузии в области стока и истока.
Так как при снижении порогового напряжения р-канальных транзисто-
ров имеет место инверсия типа проводимости, уравнение (7.3) справедливо
лишь приближенно. Точные расчеты провели Зигмон [680], Свансон и
Мейндл [712], а также Хёффлингер и Габлер [336]. В предположении пря-
моугольного профиля распределения примеси с концентрацией /Ул = KNaXj
для ДС/порог справедливо выражение (модифицировано в соответствии
с [680])
где Xj — глубина залегания р - п-перехода, — концентрация примеси в
материале основы. Последний член в уравнении (7.4) характеризует ис-
кривление зоны на поверхности. Если оно слишком велико, то канал
больше не может быть отключен.
254
Рис. 7.4. Зависимость сдвига порогового напряжения от дозы ионов бора для крем-
ния, ориентированного по направлениям:
о — < 100) и о — (ill). Ионы бора с энергией 30 кэВ имплантировались через спой
SiO2 толщиной 100 нм [4501.
Рис. 7.5. Зависимость сдвига порогового напряжения от энергии ионов. Штриховые
линии нормированы на толщину окисного слоя 100 нм:
О - ( 11,1). 3 • 10* 1 см-2, 96нм SiO2 ; □ -(100), 2 10* 1 см-2,83 нм SiO2 [450].
Повысить пороговое напряжение можно также с помощью имплантации
в канал (например, ионов бора в случа^и-канальных и ионов фосфора в
случае р-канальных транзисторов) . В этом случае уравнение (7.3) представ-
ляет собой достаточно хорошее приближение, если длина пробега ионов
меньше, чем ширина области пространственного заряда [591,712]. Однако
необходимо обратить внимание на изменение знака в уравнении (7.3).
На рис. 7.4 показана зависимость снижения порогового напряжения от
дозы ионов бора для кремния, ориентированного по направленйям <100> и
<111 > [450]. Энергия ионов составляла около 30 кэВ, толщина окисного
слоя была равна 0,1 мкм, это означает, что максимум распределения лежит
примерно на границе раздела SiO2—Si- Влияние энергии ионов иллюстри-
рует рис. 7.5. Насыщение ДС/Порог наступает, когда практически все ионы
внедряются в кремний.
Большое число работ посвящено рассмотрению специальных проблем,
связанных с установкой порогового напряжения с помощью имплантации,
и улучшению моделей, например, [336, 353, 414,477, 491, 680, 757]. Осо-
бенно интересный результат был получен Зигмоном [680], который нашел,
что дрейф ионов в окисном слое затвора может быть значительно снижен с
помощью имплантации бора через этот слой. Он объясняет этот эффект гет-
терированием ионов на образующихся в процессе ионной имплантации
радиационных дефектах в окисной пленке. Рунге [602] исследовал изме-
нение порогового напряжения за счет имплантации ионов бора, алю-
миния, галлия, фосфора и мышьяка в кремний. Его результаты воспроиз-
ведены на рис. 7.6. Все кривые могут быть объяснены в рамках простой
модели с помощью уравнения (7.3). Вызывают, однако, удивление получен-
ные для тяжелых ионов значения Л-, которые иногда превышают 1. Рунге
объясняет это образованием глубоких энергетических уровней, обусловлен-
ных неполным отжигом радиационных дефектов.
•7.1.3. Транзисторы, работающие в режиме обеднения. Небольшой шаг
остается сделать, чтобы перейти от снижения порогового напряжения к
изготовлению транзисторов, работающих в режиме обеднения (’’depletion
255
лип,6
Рис. 7.6. Зависимость сдвига порогового на-
пряжения в кремнии от дозы облучения иона-
ми:
• -В (35 кэВ), *- AI (100 кэВ), А - Р
(207 кэВ), о - As (270 кэВ), о - Ga (336) .
Штриховые пинии соответствуют 100%-ной
активации ионов.
load”-transistors). С этой целью имплантируют в канал такую большую дозу
ионов, чтобы при отсутствии напряжения на затворе канал становился про-
водящим. Транзисторы, работающие в режиме обеднения, применяют в ка-
честве силовых, например, в инверторах и получают уменьшение времени
переключения в 2 — 3 раза по сравнению с обычными транзисторами, рабо-
тающими в режиме обогащения в качестве нагрузки. Кроме того, уменьша-
ется мощность потерь и увеличивается плотность упаковки.
Такие транзисторы могут быть изготовлены на одной пластине вместе с
транзисторами, работающими в режиме обогащения, если область затвора
последних во время имплантации прикрыта, например, фотолаком. На
рис. 7.7 представлен типичный процесс изготовления транзистора, работаю-
щего в режиме обеднения. После вскрытия окон в окисном слое (маска /)
производится диффузия примеси в окисляющей атмосфере для создания
р-области. С помощью маски 2 вскрываются окна к затвору и контактам.
Дальнейшее .окисление предназначено доя получения окисного слоя затвора
(толщиной от 50 до 120 нм). Имплантация ионов бора позволяет снизить
пороговое напряжение до требуемого значения. При этом области, не тре-
Рис. 7.7 Процесс изготовления транзисторов в режиме обеднения и обогащения на
одной подложке посредством .селективного маскирования фотолаком и имплантации
ионов в два приема [155]:
маска 1, р+~область (о); диффузия и окисление (б); маска 2, затвор и окно для
контактов (в) ; окисление затвора с последующей ионной имплантацией, ионы В про-
никают только через тонкий слой окисла (г) ; маска 3, селективная ионная импланта-
ция для транзистора в режиме обеднения (с)) .
256
8)
1ШШПШШП
в)
Рис. 7.8. Дозовая зависимость порогового
напряжения р-канальных транзисторов в режиме
обогащения и обеднения, после имплантации
ионов бора с энергией 50 кэВ через слой SiO2
толщиной 110± 10 нм. Заштрихованная область
определяется разбросом толщин окисного слоя
± 10 нм [414].
бующие введения примесей, маскируются
слоем окисла (толщиной около 1500 им);
следовательно, в этом случае нет надоб-
ности в дополнительном маскировании.
Фотолак на третьем этапе маскирования
служит для того, чтобы экранировать
транзисторы, работающие в режиме обо-
гащения, от вторичной имплантации ио-
нов бора. С помощью этой имплантации
получают транзисторы, работающие в ре-
жиме обеднения, которые открываются при нулевом напряжении затвора.
Ход дальнейшего процесса протекает, как обычно. Рис. 7.8. иллюстрирует
изменение сдвига порогового напряжения р-канальных транзисторов от ре-
жима обогащения до режима обеднения в зависимости от дозы облучения.
Этот метод, само собой разумеется, может быть использован и для из-
готовления «-канальных транзисторов [237, 246]. На рис. 7.9 показано по-
перечное сечение двух транзисторов [237], причем как транзистор, рабо-
тающий в режиме обогащения, так и транзистор, работающий в режиме
обеднения, располагаются под одним и тем же самосовмещенным затвором.
Применяя высокоомный материал подложки (200 Ом - см), можно реали-
зовать быстродействующие схемы (время переключения 115 пс). Имплан-
тация ионов бора при изготовлении транзистора, работающего в режиме
обеднения, предназначена для снижения напряжения в подложке. Типичные
значения порогового напряжения в зависимости от дозы ионов представле-
ны иа рис. 7.10. Линейный характер зависимости сдвига величины ДС^орог
ипз
В режиме В режиме
обогащения обеднения
Р, 5-1015ам~\ 70язв АI -гатбор
Рис. 7.9. Поперечное сечение «-канальных транзисторов, работающих в режиме обо-
гащения и обеднения [237].
О 2 4 6 8 70 12 74 76 78 20
Доза. Ю~нСМ~г
Р и с. 7.10. Зависимость порогового напряжения «-кавальных транзисторов в режиме
обогащения (* *В или 49EF2) и обеднения <31Р) от дозы ионов [237].
257
от дозы означает, что все имплантированные ионы располагаются в преде-
лах области инверсии — обеднения поверхности. Исключение составляет
лишь случай имплантации ионов бора с энергией 50 кэВ, для которого,
начиная с 4-1011 см-2, пороговое напряжение практически не зависит от
дозы, так как большая часть ионов лежит за пределами поверхностного
обедненного слоя. Прерывистость кривой для энергии ионов 15 кэВ объяс-
няется изменением технологического процесса. Одни и те же результаты дает
имплантация ионов бора с энергией 15 кэВ или ионов BF2 с энергией 67 кэВ,
которые имеют эквивалентные распределения длин пробегов (ср. с уравне-
нием (6.2) ). Технологический процесс изготовления «-канальных транзис-
торов, работающих в режиме обогащения и обеднения дан в работе [237].
1. Получение окисного слоя толщиной 500 нм.
2. Фотолитография и вскрытие окон под контакты к стоку и истоку.
3. Диффузия фосфора на глубину 1 мкм и окисление.
4. Вскрытие окна к области затвора и выращивание окисного слоя
затвора толщиной 50 им.
5. Маскирование слоем фотолака толщиной. 1 мкм; вскрытие окна над
каналом транзистора, работающего в режиме обеднения; импланта-
ция иоиов бора с энергией 70 кэВ при дозе 5•1011 см-2; импланта-
ция ионов фосфора с энергией 50 кэВ при дозе 1,6 1012 см-2.
6. Удаление фотолака; нанесение его вновь слоем толщиной 1 мкм;
вскрытие окна над каналом транзистора, работающего в режиме обо-
гащения; имплантация ионов бора с энергией 15 кэВ при дозе
5 • 1011 см"2.
7. Удаление фотолака, осаждение слоя фосфор-кремииевого стекла
толщиной от 5 до 7 нм для стабилизации.
8. Отжиг в азоте при температуре 970 °C в течение 30 мин.
9. Вскрытие окон под контакты.
10. Металлизация алюминием.
II. Имплантация ионов фосфора с энергией 50 кэВ при дозе
5 • 1015 см"2.
12. Отжиг в азоте при температуре 515 °C в -течение 15 мин.
Следует отметить, что пп. 5 и 6 можно поменять местами. В этом процес-
се используются окисный слой затвора толщиной всего лишь 50 нм, высоко-
омный материал подложки и двукратная имплантация для получения тран-
зистора, работающего в режиме обеднения. ,
7.1.4. Комплементарные МОП-транзисгоры. Еще одним шагом вперед в
разработке КМОП-структур является производство р- и и-канальных тран-
зисторов, расположенных на общей подложке. Преимущество КМОП-тех-
нологии заключается в экстремально низком потреблении энергии, благо-
даря чему эти схемы используются в электронных часах и запоминающих
устройствах большой емкости. В комбинации с новыми технологиями
такими, как кремниевый’ затвор и окисные изолирующие пленки (Locos,
Planox, Isoplanar), достигается высокая плотность упаковки. В настоящее
время все схемы электронных часов, за малым исключением, выполняются
по КМОП-технологии, однако в будущем важную роль будут играть также
эиполярные структуры (72£, integrated injection logic).
Исходным материалом для КМОП-технологии обычно является кремний
/j-типа проводимости. Поэтому для «-канальных транзисторов сначала необ-
258
Рис. 7.11. Изготовление комплементарных МОП-транзисторов с помощью ионной
имплантации на одной подложке;
имплантация р-пронодящего кармана (о); имплантация ионов бора для установки
(•сбуемого порогового напряжения (6).
ходимо получить p-область (p-well), в которой затем будет создан компле-
ментарный транзистор [204, 712]. Такое изменение типа проводимости
может быть достигнуто различными методами: селективной эпитаксией,
обычной диффузией, диффузией из легированного окисного слоя или ионной
имплантацией- Преимуществом имплантации и здесь является возможность
точного контроля процесса. Безусловно, длина пробега ионов слишком ма-
ла для легирования на достаточно большую глубину. Поэтому имплантация
используется только для загоики примеси. Затем с помощью последующей
диффузии (разгонки) получают требуемое распределение примеси. На
рис. 7.11 представлены основные технологические операции. После получе-
ния с помощью имплантации р-проводящего слоя (типичная доза ионов
бора 1013 см-2) проводят в течение нескольких часов при температуре
около 1200 °C диффузионную разгонку, создавая ’’карман” p-типа прово-
димости. Затем с помощью диффузии или имплантации селективно обра-
jyiof области стока и истока р- и л-канальных транзисторов. Пороговые
напряжения транзисторов обоих типов можно устанавливать независимо
друг от друга. В случае п-канального транзистора это осуществляется варьи-
рованием дозы при создании ’’кармана” или посредством имплантации, для
р-канального транзистора необходимо каждый раз производить отдельную
имплантацию (см. предыдущий раздел). На рис. 7.12 в качестве примера
представлена зависимость порогового напряжения от дозы имплантируе-
мых ионов для р- и й-канальных транзисторов КМОП-схемы, предназна-
Р и с. 7.12. Зависимость порогового
напряжения от дозы ионов в карман
(я-канальный транзистор) . (с) ив ка-
нал (р-каналъный транзистор) [189а]
(б) при использовании КМОП-техно-
логии. Имплантация ионов бора с энер-
гией 60 кэВ в область "кармана” в
(100>-кремний (3 Ом - см) через слой
толщиной 100 нм с последующей диф-
фузией при 1200 °C в течение 16 ч;
имплантация ионов бора с энергией
50 кэВ в канал в ( 100 >- кремний
(3 Ом см) через слой SiO2 —Бц N4 тол-
щиной 100 нм с последующим отжигом
при температуре 525 °C в течение
10 мии.
ип,в
259
Р и с. 7.13. Диффузионный профиль рас-
пределения бора в КМОП-транзисторах.
Температура диффузии 1100 °C, дли-
тельность диффузии:
0—15 мин, • — 1ч; ° — 4 ч, — 9 ч;
а - 16ч |753|.
ченной для использования в ча-
сах [189а] и работающей при
очень низком рабочем напряже-
нии и- малой потребляемой мощ-
ности. С этой целью применяется
имплантация ионов бора с энер-
гиями от 20 до 100 кэВ в диапазо-
не доз от 5 -1012 до 5 10’3 см 2. Диффузионная разгонка продолжается
от 10 до 20 ч при температуре 1000 °C. Типичным значением воспроизводи-
мости результатов 'является ± 5% по сравнению с ± 20% при обычной терми-
ческой диффузии. Примеры профилей распределения атомов бора, получен-
ных диффузией в течение от 15 мин до 16 ч при температуре 1100 ° С, пока-
заны на рис. 7.13. Вследствие сильной диффузии профили практически не
зависят от первоначальных имплантационных профилей.
Проблемой для р-канальных транзисторов являются токи утечки, свя-
занные с инверсией типа проводимости на поверхности высокоомного
р-кремния. Токи утечки могут быть уменьшены с помощью имплантации
ионов бора [246] по всей поверхности через толстый слой окисла. Типичные
дозы составляют от 1012 до 1013 см-2. Обстоятельную работу на эту тему,
в которой также рассматриваются р-канальные транзисторы, опубликовали
Дуглас и Дингволл [203]*.
7.1.5. Приборы с зарядовой связью. В последние годы на базе полупро-
водниковых приборов с зарядовой связью (charge coupled devices, CCD)
была развита новая концепция, в основу которой положены МОП-структу-
ры, способные собирать неосновные носители заряда и хранить их в локали-
зованных потенциальных барьерах на поверхности раздела SiO2 —Si [56,99].
Как и в случае других рассмотренных МОП-приборов, в этой новой области
ионная имплантация также находит разностороннее применение.
На рис. 7.14 дано схематическое представление конструкции и функцио-
нирования простой трехфазиой структуры [56]. При приложении соответ-
ствующего напряжения к электродам (см. также рис. 7.4) заряды могут
перемещаться и считываются в конце с помощью диода. Приборы с зарядо-
вой связью используются в качестве цифровых и аналоговых запоминаю-
щих устройств. Особенно многообещающим является их использование в
оптических приборах, так как они одновременно могут решать задачи де-
тектирования, хранения и считывания сигнала. Зависимость поверхностного
потенциала, т.е. глубины потенциальной ямы, от напряжения затвора, кон-
центрации примеси, толшины окисного слоя и напряжения плоских зон
* Данные о применении ионной имплантации’в технологии кремниевых приборов и
интегральных схем см.: Карацюба А.П. Зарубежная электронная техника. — ЦНИИ
Электроника, 1978, № 18, с. 1 —80- {Прим, ред.)
260
„ я . Длина
охоонои ячейни
Выходной
_ . . затвор
входной \ 0/ Фг Ф3Ф1 &г Фз / Выходной
а)
б)
6)
I’ и с. 7.14. Трехфазная «-канальная схема с зарядовой связью [56]: поперечное сече-
ние (с); поверхностный потенциал в три различные момента времени (б); напряже-
ние на электродах (в).
определяется выражениями [415а]
Н =qNBCo^,Sidittler,oK,
(7.5)
щс erisi и ег>ок — относительные диаэлектрические постоянные полупро-
водника и окисла; е0 — абсолютная диэлектрическая постоянная, UG —
напряжение затвора, Qss — заряд в окисном слое на единицу площади,
/Vw уровень легирования подложки, dOK - толщина окисного слоя.
Если заряд Q хранится в потенциальной яме, то ее глубина уменьшается
па ДФ$:
Дф«=е/(СоК+сд (7.6)
। де Cs — емкость пространственного заряда.
Чтобы обеспечить смещение заряда с помощью только двух электродов
(двухфазный прибор с зарядовой связью) имеется возможность использо-
вать окисные слои различной толщины под электродами, создавая таким
образом потенциальный барьер. Более простым способом является исполь-
зование имйлантационного потенциального барьера на краю электрода, как
по показано на рис. 7.15. Для получения р-канального элемента типичная
доза ионов фосфора составляет от 1012 до 2 -1012 см-2
1’ и с. 7.15. Имплантационная двухфазная структу-
ра с зарядовой связью [56]: поперечное сечение (а);
полученный р -имплантацией профиль поверхност-
ного потенциала с негомогенными барьерами (б).
261
Для подавления проводящих каналов на поверхности также можно при-
менять ионную имплантацию. Трудности при использовании таких прибо-
ров в оптической аппаратуре вызываются ’’избыточно ярким свечением”
(blooming) соседних точек изображения при больших сигналах. Это явление
можно предотвратить с помощью имплантационного ’’отводящего электро-
да” [658]. Влияние поверхности может быть снижено с помощью использо-
вания захороненных каналов (buried channels), которые могут быть созданы
также с помощью ионной имплантации. В случае р-канальных элементов ти-
пичная доза ионов бора равна 5 • 1012 см'2 [671]. На рис. 7.16 схематически
ч»,
п-подложно
Рис. 7.16. Схематическое представ-
ление поперечного сечения трехфаз-
иого прибора с зарядовой связью с
захороненным каналом [671]:
1 — полукристаллический Si, 2 —
SiO2; 3 - 10*2 см~2Р, 4 -
S 10* 2 см“2 В, захороненный канал.
показано поперечное сечение соответствующей трехфазной структуры.
В этом случае, кроме того, имплантацией ионов фосфора ЦО12 см-2)
осуществляется перекрытие каналов у поверхности. Еще одним преиму-
ществом использования захороненных каналов является увеличение быст-
родействия за счет более высокого градиента потенциала в канале и мень-
шей емкости [56]. Одиако хранимый заряд в этом случае меньше.
7.2. РЕЗИСТОРЫ
Кроме транзисторов и диодов в интегральных схемах используется так-
же множество резисторов. Дозируемое внедрение малых количеств приме-
си с помощью ионной имплантации позволяет получать резисторы с очень
малым разбросом и высокими значениями сопротивления. Резисторы име-
ют проводимость p-типа, поскольку интегральные схемы в большинстве
случаев изготавливают на слоях л-типа проводимости, для легирования
обычно используют ионы бора.
7.2.1. Диапазон сопротивлений. Диффузионный метод позволяет изготав-
ливать резисторы с удельным сопротивлением около 1 кОм/D,с помощью
ионной имплантации можно получать резисторы с номиналами до 20 кОм/D
и разбросом от 1 до 3%, при сниженных же требованиях — до 500 кОм/D
[404, 446, 596]. Отжиг резисторов, полученных имплантацией ионов бора,
в зависимости от процесса изготовления проводится При различных усло-
виях: а) низкотемпературный отжиг (400—500°С); б) высокотемператур-
ный отжиг (800—1000 °C); в) последующая разгонка (1100—1200 ° С).
Необходимая термообработка определяется выбранной технологией, на-
пример, низкотемпературный отжиг применяют при изготовлении МОП-
приборов, если металлизация уже произведена перед отжигом и если высо-
кие температуры недопустимы из-за возможности образования сплавов.
При этом в большинстве случаев имплантация производится через тонкий
пассивирующий слой окисла. Температуру последующего отжига выби-
рают так, чтобы величина сопротивления изменялась незначительно в про-
цессе термообработки, с тем чтобы добиться предельно возможной воспро-
262
и ию/шмости и однородности распределения примеси. С этой же целью
необходимо поддерживать одинаковой температуру в процессе ионной
имплантации, так как в противном случае во время имплантации могут
проявиться различные эффекты отжига. Особое внимание на это следует
обращать в случае имплантации при больших плотностях тока. В табл. 7.2.
ср.шниваются типичные достижимые характеристики имплантационных ре-
шсюров при этих трех различных условиях термообработки схарактерис-
। яками диффузионных резисторов [538]. Величину слоевого сопротивления
Г н с. 7.17. Поперечное сечение резисторов, полученных имплантацией ионов бора
|<»50]: пассивирующий окисел, опасны поверхностные эффекты (а); пассивирующий
окисел и имплантация ионов фосфора для образования защитного слоя (б).
|н‘зисторов, отожженных при высоких температурах (> 900 6 С) можно
г достаточной точностью предсказать теоретически (см. рис. 6.1 — 6.3).
Верхняя граница слоевого сопротивления определяется влиянием'зарядов в
икисле и колебаниями концентрации примеси в исходном материале. При
дозах от 1013 до 1014 см“2 влияние поверхностных зарядов пренебрежимо
мало, однако при меньших дозах величина Qgg играет большую роль. Этот
•ффскт можно устранить с помощью дополнительной имплантации в припо-
верхностную область ионов противоположного типа проводимости. Благо-
даря этому резистивный слой ’’захоранивается1’ й влияние поверхности
исключается. Зейдель и Гибсои [650] таким способом изготовили сопро-
।явление с номиналом 200 МОм при слоевых сопротивлениях от 1 до
120 кОм/квадрат. На рис. 7.17 схематически представ лены поперечные се-
чения резистивных структур с захороненной резистивной дорожкой и без
нес. Однако дополнительное внедрение примеси отрицательно влияет на
линейность характеристики, и такие резисторы можно применять только
при низких напряжениях. Высокоомные сопротивления с пониженной
чувствительностью к поверхностным зарядам в оксидном слое могут
быть получены также с помощью введения
радиационных дефектов.
7.2.2. Температурный коэффициент. Вели-
чина температурного коэффициента имплан- с.
гационных резисторов сильно зависит от ус-
ловий отжига и может быть установлена <
путем соответствующего выбора режима ;
термообработки [404, 552]. У резисторов, *
изготовленных имплантацией иоиов бора и j,
отожженных при низких температурах, знак
I’ и с. 7.18. Температурные коэффициенты к у:
1 — диффузионного и 2, 3 — имплантационных
резисторов (5381 (2 — отжиг при высокой темпера-
туре, 3 — отжиг при низкой температуре) .
263
ex
ц мнсратурного коэффициента меняется с отрицательного на положи-
к'пьный при удельном сопротивлении около 3 кОм/П. На рис. 7.18 пред-
I i .ни юно сравнение температурных коэффициентов, полученных при раз-
личных способах изготовления резисторов. Чем выше температуры отжига,
гюм ближе свойства имплантационных и диффузионных резисторов. По-
< редсгвом двойной имплантации ионов бора н фосфора [446] или с по-
мощью введения радиационных нарушений при последующей имплантации
| 1171 можно в широких пределах изменять величину температурного
н i > >ффициента (положительный, отрицательный или 0). В последнее время
выяснилось, что глубокие уровни в запрещенной зоне [538] могут ока-
н.1н.пь сильное влияние иа температурный коэффициент и удается полу-
ыи. отрицательные значения до I04 промилле/°С. Соответствующие ре-
iyj платы получены, например, с ионами индия, таллия, серы, теллура и
молибдена.
7.2.3. Линейность. Одной из проблем, возникающей при изготовлении вы-
сокоомных резисторов, является обеспечение линейности их характе-
рно шки. При высоких напряжениях сопротивление возрастает вследствие
расширения области пространственного заряда между подложкой «-типа
проводимости и резистивной дорожкой (p-тип проводимости).С помощью
дополнительной имплантации ионов неона [539] создаются радиационные
дефекты, снижающие подвижность, и способствующие линейности характе-
ристики. Очень точные (< 1/о) резисторы с линейной характеристикой
необходимы, например, для аналого-цифровых преобразователей. Слои
м двойной имплантацией обычно отжигают при температуре не выше 500 °C,
чюбы,с одной стороны, активировать достаточное количество атомов бора,
.1 с другой стороны, сохранить достаточно большое количество радиацион-
ных дефектов.
7.3. ДИОДЫ
В этом разделе рассмотрены полупроводниковые приборы, состоящие
я основном только из одного р — «-перехода, независимо от целей их при-
менения. С точки зрения электрических свойств важное значение имеет
в большинстве случаев профиль распределения примеси и однородность
легирования. Чтобы получить возможность точно контролировать и то и
другое, применяют ионную имплантацию.
7.3.1. Параметрические диоды. Параметрические диоды (варакторы)
представляют собой р — «-диоды или диоды Шоттки, в которых при нало-
жении напряжения происходит изменение емкости запирающего слоя. Та-
кие диоды применяются для настройки радио- и телевизионных приемни-
ков, для микроволновых смесителей и параметрических усилителей. Чув-
ствительность т параметрического диода зависит от формы профиля на
р «-переходе. Она определяется формулой
«? = d(ln C)(d(ln V), (1-1)
где С — емкость р — «-перехода при наложении напряжения U. Для резких
переходов чувствительность равна 0,5. Сверхрезкие переходы характери-
зуются большим значением т; это желательно, так как позволяет получить
большее изменение емкости при меньшем изменении напряжения. Для
этого необходимо, чтобы профиль распределения концентрации примеси
резко спадал, начиная от р — «-перехода или перехода Шоттки. Реализация
265
такого профиля возможна только путем сложной многократной диффузии
или, что проще, с помощью ионной имплантации. Если концентрация при-
. меси изменяется по закону
ND-NA = Кхп,
причем х — расстояние от р - «-перехода и и — константа, то для т спра-
ведливо выражение
т *=1/(2 -и), (7.8)
и взаимосвязь между дифференциальной емкостью и напряжением выра-
жается в виде
С~(£/р(7.9)
где U& — диффузионный потенциал.
Для параметрических диодов желательна линейная зависимость между
частотой и обратным напряжением, это означает
ND-NA ~Кх~3^ или C~(Ud - Uy2. (7.10)
Брук и Уайтхэд [105], а также Мак Рей [451] достигли значений т от
2,1 до 2,5.
Для имплантации обычно используются ионы фосфора. Имплантация
ионов осуществляется либо при низкой энергии для предварительной
загонки с последующей диффузионной разгонкой (в этом случае исполь-
зуется только возможность точного дозирования в процессе имплантации)
либо при нескольких энергиях приблизительно до 400 кэВ, чтобы сформи-
ровать профиль, необходимый для получения требуемой зависимости ем-
кости от напряжения. Для варакторов особое значение имеет идентичность
характеристик различных диодов. Мак Рей [451 ] получил, например, разб-
рос значений т меиее 3%. Такие же хорошие результаты в последнее время
были достигнуты с помощью молекулярной эпитаксии [138].
7.3.2. Лавинно-пролетные диоды. Применение ионной имплантации
для изготовления лавинно-пролетных диодов (ЛПД) представляет интерес
только при частотах более 10 ГГц, так как только при высоких частотах
проявляется привущее ионному легированию преимущество точного конт-
роля процесса, благодаря чему возрастает эффективность и отдаваемая
мощность СВЧ ЛПД. Обычные диоды имеют р* — п — «+-структуру. Чтобы
получить более высокий к.п.д., при высоких частотах используют структу-
ру с пролетной областью для дырок и электронов. Тогда говорят о двух-
пролетных (ДП) ЛПД. На рис. 7.19,а дано схематическое сравнение ДП ЛПД
с обычным лавинно-пролетным диодом. При реализации таких структур
эпитаксия конкурирует с иониой имплантацией. Среди исследований в этой
области прежде всего следует назвать работы Белла [501, 651] и Хьюза
[426, 427, 428]. На рис. 7.19, б показан профиль распределения концентра-
ции примеси в ДП ЛПД, полученный Зейделем и др. [651 ]. Этот диод имеет
п - п~р — р+-структуру. Технология основана на использовании большего
пробега ионов бора; p-область пролета получают имплантацией бора с энер-
гией 200 кэВ при дозе 4,5 • 1012 см~2, пролетную область «-типа — двукрат-
ной имплантацией ионов фосфора: сначала с энергией 150кэВ при дозе
2,4-1012 см“2.и затем с энергией 240 кэВ при дозе 3,5 1012 см-2.Припо-
266
Ириной дрейф
1° и с. 7.19. д) Схематическое сравнение двухпролетных (ДП) и обычных лавиннопро-
Ш-П1ЫХ диодов; 6} профиль распределения концентрации примеси симметричного ДП
щшшшопролетного диода, работающего иа частоте 100 ГГц:
li Е- 200 кэВ, No= 4,5-10’2 см'2, Р — Z? = (150250) кэВ, Nd — (2,4 Ь
• 1.5) 10* 2 см-2, As - Е = 20 кэВ, Nd = 5 1014 см"2 [651].
нерхпостную имплантацию контактов осуществляют ионами мышьяка с
шсршей 50 кэВ при дозе 5-Ю14 см-2, чтобы глубина внедрения была
милой. Отжиг проводился при температуре 850 °C в течение 30 мин. К.п.д.
них диодов составляет 7,4% при частоте 92 ГГц и мощности ОД8 Вт. Ком-
бинация технологии ионной имплантации с двойной эпитаксией позволяет
и нотавливать ДП ЛПД с динамическим отрицательным сопротивлением,
имеющие мощность до 6,8 Вт [501] при к.п.д. 12% пля частот Х-диапазона.
7.3.3. Матрицы диодов на кремнии. В этих приборах ионная имплантация
обеспечивает значительное увеличение выхода годных приборов за счет уп-
рощения технологии и лучшей однородности легирования. Матрица диодов
па кремнии (видикон) состоит примерно из I06 диодов, расположенных на
одной кремниевой пластине. Выход из строя отдельного диода делает всю
матрицу непригодной- из-за четко видимого проявления этого дефекта
(белое пятно, ’’белый видео-дефект”). Уменьшение числа технологических
операций приводит к повышению выхода годных приборов. При использо-
вании иониой имплантации необходима только одна операция — фотолито-
i рафия [568]. После окисления производится травление отверстий для от-
дельных диодов, затем с помощью кратковременного окисления эти окна
снова закрываются тонким окисным слоем ‘(рис. 7.20). Имплантируемые
по всей поверхности ионы бора проникают только через этот тонкий слой
И I I I I I
1* и с. 7.20. Поперечное сечение импланта-
ционной кремниевой матрицы диодов. Пос-
ле имплантации ионов бора тонкий защит-
ный слой окисла стравливается буферной
плавиковой кислотой без операции мас-
кирования [568].
Подложно
267
окисла. Имплантируемые ионы активируются отжигом, при этом атомы
бора диффундируют вглубь кремния (диффузионная разгонка). Травление
в буферной плавиковой кислоте всей поверхности пластины ’’раскрывает”
диоды.
’’Белые видео-дефекты” появляются у диодов, имеющих большие точки
утечки. Геттерированием на радиационных дефектах, образующихся в про-
цессе ионной имплантации, можно существенно уменьшить количество
видео-дефектов [350]. С этой целью имплантацию проводят при боль-
ших дозах облучения: ионами фосфора (I016см-2), мышьяка (1015 см-2)
или аргона (3 I015 см’2). Очевидно, что такое геттерирование применимо
также при изготовлении других полупроводниковых приборов. Обстоя-
тельные исследования в этой области с помощью измерений обратного рас-
сеяния провели Букк и др. [110].
Эффект избыточно яркого свечения (blooming) и здесь оказывает вред-
ное влияние, но ие такое сильное, как в случае приборов с зарядовой связью.
Для уменьшения этого эффекта применяется контроль поверхностной ре-
комбинации в процессе ионной имплантации [688]. Эффективная скорость
поверхностной рекомбинации примерно обратно .пропорциональна дозе
имплантированных ионов.
7.3.4. Солнечные батареи. Изготовление солнечных батарей методом ион-
ной имплантации является одной из самых старых областей применения
ионной технологии, хотя в настоящее время она не используется, возмож-
но, исходя из экономических соображений*. Преимущество этого метода
было продемонстрировано в 1966 г. (Гусев и др. [309], Кинг и др. [411])
созданием мелких р - n-переходов с глубиной залегания 0,25 мкм, имею-
щих хорошую чувствительность в голубой области солнечного спектра и
к.п.д. выше 10%. Но если в будущем использование солнечных элементов,
которые в настоящее время применяются в основном на космических
аппаратах, приобретет важное значение в рамках международного» сот-
рудничества по программе получения энергии, отвечающей требованиям
охраны окружающей среды, то имплантация, безусловно, будет играть во
много раз большую роль в качестве метода легирования, как наиболее
механизированного и автоматизированного метода для производства круп-
ных партий приборов. Специфические особенности ионной имплантации
обеспечивают такие преимущества, как большая однородность легирова-
ния, получение экстремально мелких р - «-переходов (что важно для сол-
нечных -элементов с высоким к.п.д., чувствительных в голубой области
спектра) и простота технологии благодаря сокращению операции травле-
ния обратной стороны.
7.3.5. Детекторы идерных частиц. Детекторы ядерных частиц должны
иметь экстремально мелкие р — «-переходы (’’тонкое окно”), чтобы ”мерт-
* В Советском Союзе промышленное освоение ионной имплантации началось внедре-
нием ионной" технологии в производство фотоэлектрических преобразователей
(ФЭП) солнечной энергии. В середине 60-х годов производительность легирования
каждой из серий ионных ускорителей ИЛУ достигла 0,5 м2 за 100 мнн. Средний
к.п.д. имплантационных ФЭП достигает 13,0% по сравнению с 10,5% у диффузион-
ных, ток короткого замыкания у ионных ФЭП на 15 - 18% выше, чем у диффузион-
ных. Дальнейшее усовершенствование технологии позволит повысить к.п.д. имплан-
тационных ФЭП до 18% (см.: Природа, 1979, № 12, с. 42). (Прим, ред.)
268
а.-цастииь<
I’ и с. 7.21. Поперечное сечение координатно-чувствительно-
го детектора ядерного излучения с блок-схемой электрон
Ний аппаратуры-{423]
/ — имплантационный контакт (В) ; 2 — многоканаль-
ный анализатор; 3 — имплантированная «-область (В) , 4 —
имплантированная «-область (Р) ; 5 — предусилитель; б —
1|м>рмирователь импульсов; 7 — счетчик импульсов.
I* нс. 7.22. Процесс изготовления интегрального Е - dEjdx-
дегскгора по Костка и Кальбицеру [417]: имплантация фос-
i|»i|M на переднюю и тыльную стороны (60 кэВ, 10*4см-2)
и имплантация высокоэнергетичных ионов бора (от 4 до
К МэВ, 3 • 10*3 см'2) (а); стравливание для получения ме-
II < । руктуры (б); имплантация ионов бора (20 кэВ.
1 10*4 см-2) для получения контакта (в).
ими слой”, не участвующий в формировании сигнала, был минимальным.
Поэтому энергия выбирается, как правило, очень низкой (от 2 до 10 кэВ).
Кроме того, большим преимуществом ионной имплантации является низ-
ки гемпературность процесса. Отжиг имплантационных детекторов произ-
водится при температуре ие выше 300 - 400 °C, чтобы предотвратить диф-
фузию и ухудшение свойств исходных материалов (удельное сопротивле-
ние, время жизни неосновных носителей заряда) [37, 394, 472,494]. Первые
исследования были осуществлены Альфегером и Хансеном [37], а также
Мартином и др. [472]. Мейер [494], а также Кальбнцер и др. [394] изгото-
нпли очень хорошие детекторы благодаря тому, что, проводя имплантацию
и направлении каналирования, они снизили количество образующихся
радиационных дефектов, что позволило применить низкие температуры
tri жига.
Координато-чувствительные детекторы можно легко изготовить, ис-
пользуя имплантационный слой в качестве резистивной дорожки для изме-
рения точки падения частицы [395, 423]. На рис.’7.21 показан детектор,
изготовленный по способу Лаэигсгаарда [423]. Имплантированный бором
слой (4X14 мм) одновременно предназначен для образования р — «-пе-
рехода, а также в качестве резистивной дорожки. Контакты на обоих кон-
цах и с обратной стороны изготовлены с помощью имплантации ноиов бора
и фосфора при дозах 10*6 см-2. Все облучения проводились ионами с энер-
1ией 60 кэб. Типичные значения сопротивления контактной дорожки сос-
Iявляют от 20 до 50 кОм и определяются дозой имплантации. И в этом слу-
чае для отжига применялись низкие температуры (400 ° С в течение
5 минут).
Еще одной интересной областью применения ионной имплантации явля-
ется создание Е — df/dx-детекторов с помощью имплантации высокоэнер-
гстичных ионов [417, 471]. На рис. 7.22 схематически показан процесс из-
269
Канал
f ис. 7.23. а-сиектр (Am241) обеих
секций интегрального Е — dEfdx-
детектора. Для сравнения приведен
суммарный спектр [417].
готовления такого детектора
[147], Имплантация ионов бора
высокой энергии (от 4 до8 МэВ)
предназначена для получения
изолированного p-слоя, на ко-
тором позднее, после травления
для получения меза-структуры, создается контакт путем вторичной имплан-
тации иоиов бора (энергия 20 кэВ, доза 3 • 1014см-2). Контакты на лице-
вой и тыльной сторонах получают имплантацией иоиов фосфора с энергией
6 кэВ (доза I014 см-2). Отжиг проводился при температуре 900 К в течение
30 мин. На рис. 7.23 показан спектр о-частиц, измеренный с помощью этого
детектора.
7.3.6. Фотодиоды. Интересная область применения ионной имплантации
для изготовления лавиннопролетных диодов была указана Гиббонсом
[286]. С помощью имплантации иоиов бора с энергией 400 кэВ (рис. 7.24)
через защитный слей из пиролитического SiO2 удалось ограничить пробой
областью, цде бор распределен вблизи поверхности, р — «-переход получен
имплантацией ионов фосфора с энергией 40 кэВ. Еще лучшие результаты
были достигнуты Берхтольдом [70] при использовании структуры
(рис. 7.25), предложенной Руггом [600]. В этом случае пробой происходит
только между высоколегированными областями (п+ и р). Таким путем
исключаются краевые и поверхностные'эффекты, р — легированную об-
ласть умножителя получали ионной имплантацией с последующей диффу-
зией. Точные данные не были опубликованы. «+-слой был получен поверх-
ностной диффузией фосфора (лу^ОД мкм). Типичное значение напряже-
ния пробоя при концентрации примеси в я-слое 4,5 1014см-3 равно 300 В.
Измеренные значения произведения коэффициента усиления иа полосу про-
пускания составляли до 300 ГГц. При низких световых мощностях могли
быть получены коэффициенты умножения, превышающие 10 5.
В последние годы все больший интерес вызывают фотоприемники для
ближней и средней областей ИК-спектра. Здесь используются такие полу-
проводниковые материалы, как InSb (до 5,5 мкм), Hgi jcCjd^Te и различ-
ные бинарные и тройные халькогениды свинца. Легирующее действие радиа-
ционных дефектов было использовано для изготовления детекторов на
основе Hgl_xCdxTe [249], Pbj _xSnxTe [201 ], PbTe [193] и InSb [250]. В
других экспериментах по ионной имплантации применялось либо легиро-
вание за счет изменения стехиометрии, либо химическое легирование. Тако-
го рода эксперименты проводились на РЬТе [193], PbS [202], PbS!_xSex
[200]. Pbi_xSnxTe [399] HHgt_xCdxTe [241,466]. На-рис. 7.26 показана
спектральная зависимость удельной обнаружительной способности прием-
ника на основе РЬТе, имплантированного сурьмой, от длины волны. Здесь
же представлена структура диода. Максимальная квантовая эффективность
составляет 55%. Если излучение падает с обратной стороны, то это значение
снижается до 51%. РЬТе был эпитаксиально осажден на BaF2. Дозы ионов
270
Кольцевой
нонтант из А1 20мм SiO
Оа - 1,24ннм
Юр 0,15мнм
ч-ООхзО В
500Ом-ом
р-тиг
Рис, 7.24. Множительный германиевый фо-
injif’icKTop с имплантацией ионов бора на
Лппыпую глубину, для выделения области
умножения'. Дозы облучения от 5 • 10*2 до
1 1(»,э см"2 [186].
I* и с. 7.25. Обратная ветвь вольт-амперной
характеристики множительного легирован-
ного бором кремниевого фотодиода [70].
I» и с. 7.26. Спектральная зависимость удельной обнаружительной способности изго-
>пиленного имплантацией ионов Sb н РЬТе эпитаксиального диода, имеющего разме-
ры 380 X 380 мкм [202а]. Доза облучения от 10*4 до 2-ГО см-2, энергия ионов —
400 кэВ, температура отжига от 340 до 400 °C. Фоновая температура составляла 77 К.
1‘ и с. 7.27. Спектральная зависимость удельной обнаружительной способности и тем-
пературы для изготовленного ймплантацией протонов в РЬо588^пО,12Те диода, имею-
щего диаметр около 125 мкм [199]. Доза протонов 7Vn = 5 • 10’4 см“2, энергия Е -
200 кэВ. Отжиг после имплантации не проводился. Апертурный угол составлял 60°,
фоновая температура — 295 К, частота при измерениях - 500 Гц.
варьировались от 1014 до 2 • 1014 см“2, энергия составляла 400 кэВ. Отжиг
слоев проводился при температурах от 340 до 400 °C в течение нескольких
минут в процессе пиролитического осаждения SiO2. Результаты измере-
ний иа детекторах, изготовленных протонной бомбардировкой, представле-
ны на рис. 7.27, на котором показана спектральная зависимость удельной
обнаружительной способности при различных температурах. Максимальная
271
Ри с. 7.28. Вольт-амперная характеристика ионно-легированного серой детектора на
InSb. Е = 150 кэВ, ND = 10*а см"2, ТА = 350 °C, tA = 30 мнн [77]:
прямая ветвь (с) , обратная ветвь (б) .
чувствительность превышает 1012 см-Гц1^2-Вт”1, максимальная кванто-
вая эффективность — 37%. При большом поле зрения удельная обнаружи-
тельная способность ограничена фоновым излучением. Доза облучения сос-
тавляла 5•1014 см-2, энергия ионов 200 кэВ. На рис. 7.28 показана вольт-
амперная характеристика приемника на основе InSb, имплантированного
бериллием. Диод обнаружил отличные свойства в прямом и обратном
направлениях. В последнее время появилась также возможность успешной
реализации приемников иа основе Hgi_xCdxTe для области до 14 мкм
[241, 466]. При использовании же халькогенидов свинца соответствую-
щие попытки в этом частотном диапазоне успеха не принесли.
Применение протонной бомбардировки GaAs для формирования изоли-
рующих слоев позволило получить фотоумножители на базе диода Шоттки,
у которых произведение коэффициента усиления на полосу пропускания
превышает 50 ГГц [437]. Для предотвращения поверхностного пробоя в
качестве защитного кольца использовался полунзолирующий GaAs.
13.1. Люминесцентные и лазерные диоды. В этой области полупровод-
никовой техники существуют три возможных применения ионной имплан-
тации: изготовление р — «-переходов, фиксация области рекомбинации им-
плантацией протонов или ионов кислорода и повышение выхода люминес-
ценции на СаРили GaAsj _ХРХ с помощью имплантации ионов азота. В пос-
леднее время все увеличивается число работ, посвяшенных имплантации
для создания р — «-переходов. Вимер и др. [774] впервые показали, что
люминесцентные диоды на GaASi _ХРХ (х «=» 0,4), имплантированные иона-
ми Zn, равноценны диффузионным диодам. Основные эксперименты были
уже рассмотрены в разделе 6.3.2. Несколько работ, проведенных в Японии,
также проиллюстрировали хорошие перспективы использования ионной
имплантации циика для изготовления люминесцентных диодов [551, 774].
272
111 рис. 6.78 была представлена зависимость относительной интенсивности
нюмииссцеиции диодов, имплантированных ионами цинка с энергией
1st) кэВ/от дозы и температуры имплантации, а также дано сравнение с
щп|и|1узионнымн диодами.. Как видно из рисунка, оптимальные дозы заклю-
41 иы б пределах от 4 I015 до 8 • Ю15 см-2. Причиной высокого выхода
ни чается относительно большое время жизни, обусловленное низкой кон-
II ы । рацией цинка на р — «-переходе. Максимальная яркость диодов соста-
вила 5140 кд-м"2 при плотности тока 8,9 А/см2. Диоды после проведения
ионной имплантации были подвергнуты диффузионной разгонке в вакууме
при температуре 750 °C подзащитным слоем SiO2 до тех пор, пока глуби-
на 1але1ания р — «-перехода не составила 2 мкм. Имплантация ионов при
Ьписс высоких температурах приводила к ухудшению выхода люминес-
ценции. В противоположность результатам этой работы по данным Ито и др.
| i/8, 381] для получения хороших результатов необходимо было прово-
щи 1. последующую термообработку при температуре 900 °C, или импланта-
цию при температуре 400 °C. Хотя им и удалось с помощью ионной имплан-
НП1ИИ добиться лучших результатов, полученный ими выход люминесцен-
ции был в 2 — 3 раза меньше. Даже при оптимальных условиях имплантации
put нределение тока является очень неравномерным (рис. 7.29). Для полу-
чения более равномерного распределения иногда прибегают к дополнитель-
ней поверхностной имплантации или диффузии.
11 последнее время был проведен ряд исследований имплантации ионов
бериллия в GaAs и GaAsP [131,132]. Использование легирования ионами
бериллия позволило Чаттерджи и др. [131] реализовать светодиоды на ос-
iione GaAsP с хорошими характеристиками. В их экспериментах дозы об-
лучения составляли от 1,5 1014 до 6-1014 см-2, имплантировались ионы
Иг с шергией 130 кэВ в GaAsj _XPX (х« 0,38) при комнатной температуре.
01ЖИ1 осуществлялся при температурах от 800 до 900 °C под защитным
слоем Si3N4. Наилучшие результаты были получены в случае термообработ-
ки при 900 ° С в течение I ч. Интенсивность света составляла максимум.
8 1 мккд при токе 10 мА.
Сведения о повышении выхода люминесценции посредством формиро-
11 .иши изоэлектрических ловушек в GaP и GaAsj _ХРХ с помощью ионной
имплантации содержатся в основополагающих исследованиях, проведенных
методом фотолюминесценции, о которых уже шла речь в разделе 6.3.2.
Барноски и др. [57] изготовили лазерные диоды с помощью импланта-
ции ионов цинка в «-GaAs, легированный теллуром. Имплантация ионов
/и1 проводилась при комнатной температуре с энергией 20 кэВ при дозе
К)16 см-2. После отжига под защитным слоем SiO2 при температуре
900 "Св течение,. 3 ч глубина залегания р — «-перехода достигала 1—2 мкм.
При температуре 77 К пороговая плотность тока генерации составлял0
2000 А-см"2
Важной областью применения имплантации полупроводниковых соеди-
нений AH1BV является создание полуизолирующих областей для выделе-
ния области рекомбинации гетеролазеров в Gaj_xAlxAs. Чтобы обеспечить
стабильное излучение, лазеры должны иметь полосковую структуру [168,
5531. На рис. 7.30 представлены четыре основных варианта изготовления
таких полосковых структур. Самой неблагоприятной является структура
на рис. 7.30, а, так как в этом случае протекание тока осуществляется
273
Рис. 7.29. Распределение люминесценции в
имплантационных диодах на GaAsj ^-Pj- в
зависимости от дозы иоиов [551 ] :
Hl = 1610*® см"2; Н2-8-101® см"4;
Н4 — 2-10*5 см"2 ; HD — диффузия. Плот-
ность тока 8,9 А-см"2.
Рис. 7.30. Изготовление лазеров с полоско-
вой геометрией [209, 592, 736]:
изготовление контактов (а) ; изоляция
с помощью протонной бомбардировки (б);
контактная диффузия '(в) ; травление меза-
структуры (г).
Контакт
только через окисный слой вблизи центра [592]. Применение контактной
диффузии цинка дает лучшие результаты (в), однако более простым спо-
собом является изоляция областей слева и справа от полосы с помощью
протонной бомбардировки (б) [209]. Это может быть реализовано, напри-
мер, просто посредством маскирования сеткой из вольфрамовой проволо-
ки, что позволяет, как для структур а) ив), получить систему с активным
слоем внизу для лучшего теплоотвода. Наилучшие результаты в отношении
порогового тока могут быть достигнуты с помощью техники травления
мезаструктуры (г) [736]. Большим преимуществом метода изоляции с
помощью протонной бомбардировки является его простота: в этом случае
не нужна специальная диффузия (как в случае в), отпадает необходимость
в покрытии фотолаком (как в случаях а), в) и г), а также обеспечивается
лучший теплоотвод по сравнению со структурами а иг. Недостатком этого
метода являются более высокие оптические потери в полуизолирующем ма-
териале, которые вместе с тем могут быть сильно снижены посредством
соответствующего отжига. После имплантации протонов с энергией 300 кэВ
при дозе 3 • Ю15 см"2 с помощью отжига при температуре 450 °C в течение
15 мин оптические потери могут быть доведены до значения, которое полу-
проводник имел до имплантации, в то время как сопротивление слоя все
еще в 200 раз превышает первоначальное (1 Ом см, p-тип после импланта-
ции и 10-2 Ом-см,р-тип перед имплантацией). На рис. 7.31 представлены
кривые изохронного отжига поглощения при различных дозах ионов с энер-
гией 300 кэВ. Ранее (на рис. 6.81) уже была показана зависимость слоевого
сопротивления р-GaAs от дозы протонов и режима термообработки, заимст-
вованная из той же работы Димента и др. [210]. Ширдиа полуизолируюшей
области в зависимости от энергии составляет приблизительно 1 мкм/100 кэВ.
274
I’ п с. 7.31. Влияние изохронного отжига на оптическое поглощение в зависимости от
ионов для GaAs, имплантированного протонами. Длительность отжига -
15 мин, Е = 300 кэВ, 7'имп = 0°С:
а - 10* 7 см**2; о _ 3’10*6 см"2; А — 10*6 см"2; о _ 3-10ls см"2; • -10* 5 см-2
|П01.
I’ п с. 7.32. Схематическое представление ионно-легированного кислородом гетерола-
н-|»| (408].
/ - металлизация; 2 — 1 мкм р-GaAs, 3 — 1 мкмр Gaj_xAlxAs(Ge); 4 - ~ 0,3 мкм
р (1П| _vAlvAs(Si); 5 - ~ 2 мкм K-Gai _xAlxAs(Te);6 - 1О0 мкм и-GaAs (Si); 7 - высо-
киомная область, ионнолегированная кислородом.
Сопротивление приблизительно постоянно во всей изолированной области.
Благодаря большому пробегу протонов, можно получить практически все
необходимые глубины залегания изолирующего слоя.
Еще одним вариантом изготовления лазеров полосковой геометрии яв-
пяется имплантация кислорода, который также делает GaAs полуизолирую-
щим [329]. Так как при этом речь идет о химическом лигировании, отжиг
не особенно критичен [88]. На рис. 7.32 показана типичная структура, в
ко горой изолирующая область в противоположность аналогичной области,
полученной при -протонной бомбардировке, не достигает поверхности. Наи-
Сюлсе благоприятной оказалась доза 1014 см-2. Недостатком этого метода
является необходимость применения чрезвычайно высоких ускоряющих на-
пряжений. Проецированный пробег ионов кислорода с энергией 2,5 МэВ
составляет всего лишь около 2 мкм [88]; это означает, что стандартные ус-
корители непригодны для этой цели.
7.4. БИПОЛЯРНЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
Первые эксперименты по разработке биполярных транзисторов с по-
мощью ионной имплантации в кремний [408, 740] были малоуспешными.
) го объяснялось незнанием точных профилей распределения концентрации
примесей, в частности ’’хвостов” распределений примеси из эмиттерной об-
ласти в базовую, а также малым временем жизни носителей заряда в облас-
ги эмиттера. Первый успех пришел только после применения в качестве ле-
। ируюшего элемента для эмиттерной области ионов мышьяка вместо ионов
фосфора [58, 561, 562], так как имплантация мышьяка приводит к менее
275
выраженным ’’хвостам” в профилях распределения. До сих пор импланта-
цией в кремний получают почти исключительно п —р - «-транзисторы СВЧ
диапазона. После первоначальных опытов по комбинации диффузии и им-
плантации в настоящее время является обычной имплантация как базы
(бор), так и эмиттера (мышьяк); и только контакты к базе и эмиттеру в
большинстве случаев все еше изготавливают с помощью диффузии. На гер-
мании также удалось методом ионного легирования базы (мышьяк) и
эмиттера (алюминий) изготовить высокочастотные транзисторы, имеющие
отличные характеристики [625], которые, однако, как свойственно герма-
нию, являются р — п~ р-транзисторами.
До последнего времени существовало несколько различных концепций:
с одной стороны, предпринимались попытки использовать низкие темпера-
туры отжига [561, 679], чтобы максимально сохранить имплантационный
профиль и тем самым при определенных обстоятельствах обеспечить луч-
шие условия контроля процесса. С другой стороны, применяется и высоко-
температурный отжиг с целью диффузионной разгонки примеси из эмиттер-
ной области -за пределы ’’хвоста” профиля распределения и сдвига р — «-пе-
рехода эмиттер — база в область неповрежденного материала с более
высоким временем жизни [562, 585]. Последняя концепция благодаря
достигнутым таким путем хорошим свойствам эмиттера получила большее
признание. Для создания ионно-легированных эмиттеров требуются очень
высокие дозы. Мышьяк характеризуется резкой концентрационной зависи-
мостьк» коэффициента диффузии (см. профили в разделе 6.1.3). Это позво-
ляет имеющиеся и в случае мышьяка ’’хвосты” профилей, обусловленные,
вероятно, каналированием, перекрыть диффузией. Одновременно таким
путем получают более резкие профили, чем реализуемые с помощью иоиной
имплантации.
При ионной имплантации последовательность изготовления базы и эмит-
тера не имеет значения. Если имплантация базы производится до импланта-
ции эмиттера, то следует считаться с тем, что во время необходимой для
эмиттера диффузии примеси одновременно происходит диффузйя примеси
в базу. Поэтому, безусловно более выгодной является вначале имплантация
примеси в область эмиттера с последующей ее диффузней при относительно
высоких температурах (950 — 1000 ° С), а затем имплантация в область
базы с последующей очень короткой активацией путем термообработки
при более низких температурах (850 — 900 °C), что позволяет надежно уп-
равлять толщиной всей базовой области. Кроме того, иоиная имплантация
предотвращает неизбежный при диффузионном легировании эффект выдав-
ливания базы примеси эмиттером {794]. Несмотря на это было предприня-
то большое число исследований, в которых область базы имплантировалась
перед имплантацией области эмиттера. Это объясняется возможностью соче-
тания ионной имплантации при такой последовательности изготовления
транзистора с обычными диффузионными методами.
На рис. 7.33 схематически представлено поперечное сечение типичного
высокочастотного транзистора с изолирующей окисной пленкой, и соот-
ветствующие профили распределения примеси в эмиттере и базе [303]. Для
создания базы обычно применяют двойную ионную имплантацию; поверх-
ностную реактивную имплантацию контактов, которая одновременно пред-
назначена/' для предотвращения боковой инжекции (дозы от 51013 до
276
Г и с. 7.33. Поперечное сечение имплантационного
миспкочастотного транзистора и соответствующий
профиль распределения концентрации приме-
<и 1303].
10|4см-2, энергия от 10 до 50 кэВ), и
юнее глубокую имплантацию, формирую-
щую активную базу (дозы от 3I012 до
5 10,4см“2, энергия от 20 до 300 кэВ).
Дли эмиттера используют однократную им-
плантацию с энергией от 60 до 159 кэВ
и диапазоне дозот2-101бдо4-1016см~2. Боль-
шой диапазон доз для имплантации в об-
ласть активной базы обусловлен желанием
реализации различных параметров транзисто-
ров и различной степенью перекрытия
профилей базы и эмиттера в процессе им-
плантации и последующей термообработки.
0 помощью ионной имплантации можно в широких пределах относитель-
но независимо друг от друга варьировать параметры транзисторов. Тюк
кол лектора 1с -зависит от QB, интеграла концентрации примеси в базе по
неси ее толщине и определяется формулой
дп?АЕР„
Qb
exp
(7-11)
। дс Ае — площадь эмиттера, UEE — напряжение между базой и эмиттером,
п{ концентрация носителей в беспримесном полупроводнике, Dn — коэф-
фициент диффузии электронов в базе, QbIDh ~ число Гуммеля для базы.
Го к базы находят по формуле
дг^АЕ / QUbe \
(6е/-Ц>)эфф \ fcr /
(7-12)
। де (С£-/Рр)эфф — эффективное значение числа Гуммеля для эмиттера.
Для коэффициента усиления по току с помощью уравнений (7.11) и
(7.12) получаем
1с _ (<2е/Ор)эФф (
пЕЕ ----------------- (7.13)
IB Qb/Dp
Так как полная концентрация примеси в базе пропорциональна дозе
облучения активной базы, то справедливо следующее соотношение:
hEE'^'—- (714)
ND
Следовательно, при постоянной эффективности эмиттера коэффици-
ент усиления по току может быть установлен с помощью дозы имплан-
тации активной базы. На рис. 7.34 приведен экспериментально получен-
ный пример зависимости коэффициента усиления по току от дозы облу-
277
Р и с. 7.34. Зависимость коэффициента усиления по току Лре от дозы имплантации в
активную базу 5 ГГц [562] .
Рис. 7.35. Зависимость граничной частоты /у от энергии ионов, имплантируемых в
активную базу 2 ГГц транзистора [562].
чеиия активной базы [562]. Более точный анализ этой зависимости см.
в работе Архера [42].
Путем варьирования энергии иоиов при имплантации активной базы
можно управлять граничной частотой, поскольку время пролета через
базу 7в является функцией толщины базы и, следовательно, энергии ио-
нов (рис. 7.35). При этом также несколько изменяется коэффициент
усиления по току, так как при варьировании энергии Йоиов в область
базы внедряется большее или меньшее количество иоиов. Отсюда сле-
дует, что полная ’’развязка” граничной частоты и коэффициента усиления
по току не возможна. Напряжение пробоя эмиттер — база определяется
величиной дозы имплантации мелкой базовой области и поэтому также
поддается регулировке.
Большим преимуществом имплантационных транзисторов является
значительное уменьшение разброса основных параметров, и, благодаря
этому, существенное увеличение выхода годных приборов. Еще одной
возможностью улучшения высокочастотных транзисторов представля-
ется изготовление коллекторов с помощью имплантации высокоэнерге-
тичных ионов [795] или радиационно-ускоренной диффузии [610] -
7.5. ПОЛЕВЫЕ ТРАНЗИСТОРЫ
Методом ионной имплантации изготовлены полевые транзисторы на
кремнии [425], германии [756] и, прежде всего, иа GaAs [218.333.356,
357, 402, 707, 741, 748]. Лекрозье и Пело [425] разработали мощный
полевой транзистор на кремнии, создав посредством имплантации захо-
роненную гребенчатую структуру для затвора. Схематически эта струк-
тура представлена на рис. 7.36. Реализация этого полупроводникового
прибора с помощью ионной имплантации очень проста, хотя принципиаль-
но возможно его изготовление и обычными методами. Для имплантации
с целью получения затвора применялись ионы бора с энергиями 600 и
900 кэВ. Полная доза составляла 6 1014 см’2. На рис. 7.37 представлена
полученная с помощью растрового микроскопа микрофотография ко-
• 278
)“ и с. 7.36. Поперечное сечение мощного
имплантационного полевого транзистора
1 гребенчатой структурой затвора [4251 -
Ъагпвор
Доланом [192].
сото шлифа гребенчатой структуры,
{дссь же показаны размеры этой
сфуктуры. Выходная мощность
и ого транзистора на частоте 2,7 ГГц
составила 200 мВт при коэффи-
циенте усиления по мощности 6 дБ.
11о добные работы были проведены т
Благодаря более высокой подиижности электронов в GaAs по сравнению
с кремнием большой интерес представляет создание полевых СВЧ тран-
шеторов. Обычно они реализуются как полевые транзисторы с затвором
Шоттки. Ионная имплантация может найти применение в трех областях:
для легирования областей истока и стока, для имплантации канала в полу-
изолирующем или слабо легированном GaAs, а также для выделения струк-
тур с помощью изолирующих слоев, полученных протонной бомбардиров-
кой. Для истока и стока необходима высокая концентрация примеси.
Для л-легирующих элементов (например, селена и теллура) полученная
до последнего времени концентрация составляет меиее Ю19 см“3 (см.
раздел 3)’, в связи с чем в этой области использования ионная импланта-
ция находится пока в стадии исследования [218] *. Значительно лучшие
результаты получены в экспериментах по применению ионной импланта-
ции для формирования канала [333, 356, 357, 402, 418]. Применение
ионной имплантации позволяет исключить эпитаксию, а также дает вдз*
можность формировать селективно проводящие области. В качестве при-
мера на рис. 7.38 показан мезатранзистор Ханспергера [357]. Ионы се-
ры имплантировались в GaAs при дозах 1013 см”2 (£'=150 кэВ) и
5 10 12 см-2 (£ = 30 кэВ). Эффективность легирования после отжига
(800 °C, 20 мин под слоем SiO2) очень сильно зависела от используемо-
го материала и составляла от 7 до 36% [707]. Столте [707] показал, что
в полуизолирующем GaAs с низким содержанием хрома и в слабо леги
романном GaAs после имплантации малых доз ионов серы концентрация
электрически активных атомов может составлять 85%, если имплантация
производится при температуре 500 °C. В обоих случаях сера дает несколь-
ко лучшие результаты, чем теллур. Следовательно, для таких работ очень
важно использовать в качестве подложки хороший полуизолирующий
или иелегированный эпитаксиальный слой. Хиггинс и др. [333] имплан-
чиройали ионы серы с энергией 100 кэВ и ионы селена с энергией 400 кэВ,
отжиг проводился под пассивирующей плейкой Si3N4, при температуре
850 °C в течение 30 мин. Дозы иоиов составляли 9 • 10 12 см"2 для серы
*В GaAs в процессе имплантации образуются комплексы иоиов Те (Sei с вакансиями
i-аллия. Для повышения электрической активности имплантируемого Те (Se) прово-
дится дополнительная имплантация нонов галлия, который снижает скорость обра-
зования таких комплексов, способствуя увеличению электрической активности
Te(Se) (см.; Ambridge Т„ Meckinglottom R. — Rad. Eff„ 1973, v. 317, № 1,-p. 31).
(Прим, ред^.
279
Рис. 7.37. Полученная с помощью растрового микроскопа микрофотография косого
шлифа (угол наклона 2° ) мощного полевого транзистора.
1 — канал, 2 *- область пространственного заряда (светлые участки)'[425].
и 2 • 10*2 см-2 — для селена. Эффективность легирования превышала 90%
для селена, а для серы составляла около 20%. Изготовление транзисторов
проводилось при различных дозах, чтобы иметь возможность сравнить
полученные результаты. В противоположность эпитаксиальным транзисто-
рам транзисторы, изготовленные имплантацией ионов селена и серы, харак-
теризовались отсутствием дрейфа коэффициента усиления и зависимости
шума от напряжения стока, ио обладали несколько более высоким шумом.
Коэффициент усиления имплантационных транзисторов составлял 11 дБ
на частоте 10 ГГц. Келлнер и др. [402] при имплантации ионов серы (до-
за 5 - 1012 см"2) после отжига при температуре выше 860 ° С достигли
даже 100%-ной электрической активации. Однако их транзисторы имели
более высокий шум по сравнению с изготовленными эпитаксией. В опы-
тах Тунг-хо и др. [741] при имплантации ионов серы (энергия 100 кэВ,
доза 1,5 • 1013 см"2) после отжига при температурах 750, 800 и 900 °C.
Эффективность легирования составляла 8,8%; 30,3% и 68,4% соответствен-
но. В отличие от других работ отжиг каждый раз проводился в течение
15 мин в атмосфере мышьяка.
Фодикка и Цулеег [748] изготовили полевые транзисторы на базе за-
пирающего слоя с помощью имплантации ионов серы и олова. Импланта-
ция ионов серы с энергиями 30 и 150 кэВ при температуре 350 °C и дозе
Рис. 7.38. Схема имплантационного полевого ме-
затранзистора Шоттки в GaAs[3571;
1 — слой GaAs, имплантированного сепой, выде-
ленный травлением:- 2 — сток, 3 — исток, 4 — зат-
вор, 5 — контакт затвора, б — полуизолированная
подложка GaAs.
280
IO1 1 см'2 и ионов олова с энергиями от 30 до 40 кэВ при дозе 1014 см-2
нршюдилась в легированный хромом полуизолирующий материал, ко-
। рый затем отжигался под слоем SiO2 при температуре 750 °C в течение
I мин. Первые электрические измерения дали многообещающие резуль-
и 11-1.
Возможность выделения структуры полевых транзисторов в GaAs
помощью изоляции путем протонной бомбардировки еше ие исполь-
|«>палась, но она может оказаться пригодной при изготовлении планар-
ный элементов на основе эффекта Ганна [742].
7.6. РАЗЛИЧНЫЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ПРИБОРЫ
Наряду с рассмотренными в предыдущих разделах областями приме-
нения ионной имплантации для разработки и изготовления полупровод-
никовых приборов, существует еще целый ряд других представляющих
икн'рес возможностей применения, на которых необходимо кратко оста-
цонигься. Особенно разнообразные возможности предоставляют полупро-
водниковые соединения A111 Bv.
(’ помощью протонной бомбардировки Столл и др. [707] реализовали
интегральный фотоприемник в волноводе на основе GaAs. Протонная
(юмбардировка приводит к увеличению коэффициента поглощения под
>.< >н тактом Шоттки. На длине волны 1,15 мкм при комнатной температу-
ре величина внешней квантовой эффективности составляла примерно 16%.
I l.i рис. 7.39 этот интегральный приемник показан схематически.
Мицутани и Курумада [503] имплантировали ионы серы с энергией
‘оо кэВ дозой 5 • 1012 см-2 при комнатной температуре в полуизолиру-
ощий GaAs, легированный хромом. Содержание хрома в материале под-
ножки составляло меньше 10х6 см-3. После имплантации проводился
in жиг под пассивирующей пленкой SiO2 при температуре 800 °C в течение
110 мин. Эффективность легирования составила 90%. На базе этого ма-
гериала изготовлены планарные элементы Ганна для цифровой аппара-
lypw. Выделение элементов йроводилось вытравлением мезаструктур.
Характеристики этих элементов на эффекте Ганиа были лучше, чем у
соответственно легированных эпитаксиальных слоев. Авторы предлагают
пиотавливать полностью планарные структуры с помощью избиратель-
ном имплантации, объединив полевой транзистор и цифровое устройство
барьером Шоттки на эффекте Ганна монолитно на одном кристалле для
создания, например, интегрального регенератора импульсов.
Упадхпайула и др. [742] изготовили планарные элементы на эффекте
I инна, применив для выделения структур изоляцию с помощью протон-
ной бомбардировки. Доза облучения составляла 1013 см-2, энергия ио-
I’ и с. 7.39. Поперечное сечение фото-
приемника в волноводе, изготовленно-
н> с помощью протонной бомбардиров-
ки |706]:
I омический контакт, 2 ~ кон-
|Ц кт Шоттки, 3 — эпитаксипьный слой
н 10,6см-3»' 4 — объем детектора,
5 подложка п = 1,25 • 101 8 см-3 .
'' Плотность
DOdlXqUDHVblX
дефектов
4 \
281
нов — 280, 200 и 100 кэВ. В качестве маски в процессе имплантации при-
менялось фосфор-кремниевое стекло, которое позволяло получать более
толстые маскирующие слои, чем чистый SiO2. Этот метод представляется
весьма многообещающим для планарных структур в GaAs.
Пруня и др. '[578] с помощью изоляции методом протонной бомбар-
дировки изготовили МДП-транзисторы на основе GaAs. Для затвора
(5 X 500 мкм) была достигнута крутизна характеристики 5 мА/B. Леп-
селтер и др. [432] для изготовления МОП-транзисторов осуществили
комбинацию в кремнии барьера Шоттки с имплантированными бором
областями стока и истока. Для соединении сток — исток служили контак-
ты Шоттки из силицида платины, усиленные слоем из титана, платины
и золота, который также являлся затвором.
Большое число попыток было предпринято с целью получения в крем-
нии изолирующих слоев [641, 644] путем имплантации ионов кислорода
и азота, а также протонной бомбардировки. Однако результаты были
ие такими хорошими, как при использовании полупроводниковых со-
единений A111 Bv, и еще ии один полупроводниковый элемент не был
изготовлен этим способом.
ГЛABA 8
ИМПЛАНТАЦИЯ ИОНОВ
В НЕПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ МАТЕРИАЛЫ
В последние годы имплантация иоиов в неполупроводниковые матери-
алы наряду с классическим использованием для легирования полупро-
подпиков находит все более широкое применение. При этом наиболее ши-
рокое распространение получила ионная имплантация в металлах и опти-
ческих материалах, и значительно в меньшей степени это относится к по-
лучению SiO2 и Si3N4 с помощью имплантации ионов кислорода и азота
и кремний.
Из большого числа исследований ниже будут кратко упомянуты лишь
некоторые, чтобы проиллюстрировать разнообразные возможности метода
ионной имплантации от упрочнения поверхности бритвенных лезвий до
пассивации урана и стимулировать расширение области ее применения.
Подробный обзор областей применения ионной имплантации для обработ-
ки неполупроводниковых материалов опубликовали Томсон [726 а] и
Грант [302а].
8.1. ИМПЛАНТАЦИЯ ИОНОВ В МЕТАЛЛЫ
В этом разделе рассмотрено основное воздействие имплантации иа
поверхностные свойства .металлов: уменьшение или усиление коррозии
(например, образование пузырей) и получение сверхпроводящих слоев.
Ъссперименты по имплантации ионов в металлы были начаты относительно
поздно, так как необходимые для этого дозы ионов относительно велики.
В то время как в полупроводниковой технологии достаточным являют-
ся дозы от 1011 до 1016 см~2, для имплантации в металлы в большинстве
случаев требуются дозы порядка 1017 см-2. Кроме того, речь может идти
о значительно более щироком ассортименте ионов, чем в случае полупро-
водников.
В последнее время только вопросу применения ионной имплантации
в металлах была посвящена международная конференция [29].
В книге New Uses of Low Energy Accelerators (’’Новые области при-
менения низкоэиергетичных ускорителей”) [ 18za] Дирнли дал обзор работ
по имплантации ионов в металлах, сосредоточив основное внимание на ис-
следовании влияния имплантации на коррозионную стойкость поверхности
металла. В обширной работе Пикро [572а] рассмотрены вопросу раство-
римости, образования преципитатов, внедрения в узлы кристаллической
решетки и диффузии атомов после ионной имплантации в металлы.
8.1.1 Коррозия. Толчком к началу интенсивных исследований ионной
имрлантации в металлах были, по-видимому, первые результаты пасси-
283
вирования урана с помощью бомбардировки нонами аргона, полученные
Триллатом и Хайманном [7306], и эксперименты Краудера и Тана [159 а]
по пассивации меди с помощью имплантации иоиов бора. Причиной интен-
сификации этих исследований был, главным образом, интерес к матери-
алам для термоядерных реакторов, особенно к их поведению в условиях
экстремального сильного облучения, а также к изготовлению коррози-
онностойких слоев металлов с пассивированной поверхностью.
Прежде всего, естественным методом повышения коррозионной стой-
кости поверхности металла является имплантация ионов, которые в ка-
честве легирующих добавок могут предотвратить или снизить развитие
коррозии металла, например, иоиов никеля или хрома в стали. Наряду
с этим важным аспектом применения имплантации является возможность
методического исследования механизмов коррозии, так как метод нои-
ной имплантации позволяет внедрить в металл дозированное количество
ионов практически любых элементов без изменения границ его зерен
[182а].
Коррозия представляет собой очень сложный процесс, который зависит
ие только от поведения компонентов металла и окислителя в электро-
химическом отношении, но и от границ зерен и диффузии по границам
зерен, механического напряжения, температуры и окружающей атмо-
сферы. Для изучения этих эффектов прежде всего могут быть применены
метод обратного рассеяния, электронная микроскопия, а также активаци-
онный анализ. Ниже рассмотрены результаты только некоторых практичес-
ких исследований.
Подробное изучение окисления титана и нержавеющей стали было осу-
ществлено Дирнли и др. [1826,182в]. Было исследовано влияние им-
плантации иоиов десяти различных элементов на окисление поверхности
этих материалов. После имплантации образцы окисляли в атмосфере су-
хого кислорода при 60 ° С для титана и при 800 °C в случае стали
в течение 25—30 мин. Внедрение ионов кальция приводило к максималь-
ному снижению окисления поверхности титана. Увеличение дозы до
5 • 1016 см-2 усиливали этот эффект. Европий оказывал аналогичное воз-
действие. Ионы всех других элементов (Zn, In, Се, Al, У, Ni и Bi) повы-
шают скорость окисления поверхности. Противоположные результаты
были получены для нержавеющей 'стали. Кальций и европий увеличивают
скорость окисления, в то время как другие ионы снижают скорость окис-
ления поверхности. Эффект сильно связан с электроотрицательностью
элемента. В табл. 8.1 приведены некоторые результаты подобного рода
исследований, выполненых на нержавеющей стали.
Аналогичные исследования были проведены для алюминия [115а, 730а].
В этом случае окисление подчиняется правилу Вагнера — Хауффе [325 а],
т.е. толщина окисного слоя пропорциональна квадратному корню из вре-
мени (ограниченное диффузией окисление). Например, золото и серебро
замедляют окисление, в то время как свинец и висмут ускоряют его.
При больших дозах облучения ионами висмута уже при комнатной тем-
пературе наблюдается окисление поверхности. В случае имплантации ионов
хрома оказалось, что на окисление имплантированных слоев преимущест-
венное влияние оказывают радиационные дефекты [523 а]. При имплан-
тации ионов никеля радиационные дефекты также оказывали большое
284
Таблица 8.1
Влияние ионной имплантации на окисление высококачественной.стали 1182а]
Номер образца 1 Тип иона Доза, см-2 1 Воздействие на окисление
" SI 1 Са 1 10- 1 Ускоряет 20%
S2 Са ю“ Ускоряет 40%
S3 Са 10* 6 Ускоряет 51%
5 4 Са 5 10“ Ускоряет 100%
55 Y 10“ Замедляет 30%
56 Y 5 -10’6 Замедляет 50%
57 Ей 5 10* * Ускоряет 50%
58 Ей 5 • 10’6 Ускоряет 62%
59 Bi 10“ Замедляет 28%
510 Bi 10“ Замедляет 31%
511 Bi 5 10*6 Замедляет 50%
512 In 2 - 10“ Замедляет 32%
513 Al 10“ Замедляет 52%
плияние на окисление поверхности стали [298а], но наряду с этим в дан-
ном случае прежде всего сказывается различие атомных радиусов. Даль-
нейшие исследования были проведены с медью [590] и цирконием [182а].
В случае циркония все имплантируемые элементы — вплоть до элементов
переходной группы (Fe, Ni, Сг) и ниобия — повышали скорость окисления
его поверхности [182а]. Эксперименты по окислению проводились в
инфосфере сухого кислорода при температурах от 380 до 400°C. Погло-
щение кислорода регистрировалось с помощью резонансной реакции
1 ь О (р, р). На рис. 8.1 представлена дозовая зависимость толщины окисной
пленки для железа и никеля. Оптимум лежит при значении около
) 1015 см-2. Для сплава ’’Циркалой 2” необходимы такие же концентра-
ции для оптимального уменьшения окисления по поверхности [398].
В последнее время были проведены многочисленные эксперименты
по коррозии в водных растворах с целью выявления .определенных гра-
ничных условий. В них использовали либо .аппаратуру для испытаний
н солевом тумйне, либо определяли потенциал окисления в электроли-
iax (например, 0,1 М Na ОН +Na2So4 ) [436,43в]-.
Получение в поверхностном слое с помощью ионной имплантации спла-
ва, свойства которого уже изучены при обычных способах изготовления
данного сплава представляют собой ’’более прямой” метод, чем метод,
называемый далее ’’методом проб”. Оправдала себя, например, имплан-
ыция нонов иттрия в нержавеющую сталь {416] с целью снижения окисле-
ния при высоких температурах. Ионная имплантация для этой цели явля-
ется особенно подходящей, так как, по-видимому, у однородных сплавов
1всрдость и вязкость являются низкими вследствие выпадения иттрия
па границах зерен. На рис. 8.2 сравнивается пассивирующее действие ит-
1рия, имплантированного в аустенитную сталь (25% Сг, 25% Ni, 1% Nb)
к атмосфере СО2 при температуре 700 ° С, со сталью, легированной ит-
цгием. Доза составляла 3,5 • 1015 см-2, имплантация проводилась'много-
кратно с различными энергиями в диапазоне от &0 до 410 кэВ, чтобы,
285
Р и с. 8.1. Влияние имплантации ионов Fe (штриховая кривая) и Ni (сплошная кри-
вая) на окисление электрополированного циркония как функция дозы ионов. Мини-
мум соответствует поверхностной концентрации около 3000 частей на миллион (182в].
Рис. 8.2. Скорость окисления высококачественной стали (25% Сг, 25% Ni, I%Nb),
ионно-легированной иттерием (доза 3,5 -10’® см"2) в атмосфере СО2 при температу-
ре 700 ° С, по сравнению с образцами той же стали, легированной обычным спосо-
бом [416]:
— нелегированный образец; □ — легирование 0.13% Y; А — легирование 0,41% Y:
*, ж - имплантация Y (7VC = 3,5 • 10* ® см“г ).
по-воэможности, провести однородное легирование слоя толщиной 0,2мкы
[416]. Увеличение веса за счет окисления было наибольшим у иелеги-
рованной стали н наименьшим - у имплантированных образцов. При тем-
пературах 800 и 850°C пассивирующее действие иттрия было еще более
заметным.
8.1.2. Исследование конструкционных материалов термоядерных ре-
акторов. Одной из проблем, возникающих при создании атомных реак-
торов, является сильная бомбардировка частицами внутренних элемен-
тов реактора. В особенности необходимо проведение исследований, свя-
занных с материаловедческой проблемой термоядерных реакторов (ТЯР).
Так, вследствие бомбардировки высокоэнергетичными атомами гелия,
образующимися в реакторе в реакции синтеза и при различных реакци-
ях (п, а), в металлах образуются пузыри (blister, bubbles), поскольку
гелий очень плохо растворяется в них. Образование блистеров на поверх-
ности конструкционных материалов, в том числе стали, может оказать
существенное влияние на эрозию поверхности *. Под действием бомбар-
дировки быстрыми нейтронами в стали образуются вакансионные поры
(диаметром 10 нм), называемые войдами (voids). Ионная имплантация
*Эрозия поверхности первой стенки термоядерного реактора, с одной- стороны, мо-
жет лимитировать ресурс работы реактора, с другой — обусловливать попадание
посторонних примесей в плазму, приводя к сокращению длительности рабочего
импульса. В настоящее время общепризнанно, что основным физическим процес-
сом, ответственным за эрозию поверхности конструкционных материалов, явля-
ется распыление быстрыми атомами изотопов водорода, гелия и атомами, одно-
именными с материалом стенки. Эрозия за счет блистеринга может доминировать
лишь в начальный период работы реактора после достижения критической дозы
блистерообразования. По этому вопросу Ьм.: Гусева М.И., Мартыненко Ю.В. -
УФН. 1981, т. 135, выл. 4. (Прим, ред.)
286
1’ н с. 8.3. Полученные е помощью растрово-
го электронного микроскопа микрофото-
графии поверхности отожженного поликри-
гыллического ниобия после имплантации
ионов Не с энергией 500 кэВ при дозе
П, 1 с см"3 и температуре 900 °C. Импланта-
ции осуществлялась пучками ионов Не
р/зличной интенсивности:
Ю*3 (л), 10*4 (б) и 1015см"ас"’ (в).
позволяет за относительно короткое время исследовать материалы на
их пригодность в качестве конструкционных материалов ТЯР, во-первых,
с помощью имплантации иоиов гелия, во-вторых, чтобы разделить оба
эффекта путем имплантации ионов, практически инертных в различных
сортах сталей (например, ионов никеля, хрома нли железа). Для полу-
чения относительно глубоко залегающих распределений часто использу-
ют для имплантации очень большие энергии иоиов и многозарядные ионы.
Диапазон применяемых доз заключен между 101в и 1019 см-2. Важней-
шими методами исследований этих эффектов является просвечивающая
и растровая электронная микроскопия.
На рис. 8.3 воспроизведены микрофотографии поверхности ниобия
после бомбардировки ионными пучками гелия различной интенсивности
с энергией 500 кэВ при дозе 5 1017 см-2 и температуре 900 °C [1676] _
Отчетливо видно усиление отшелушивания поверхности по мере увели-
чения плотности ионного тока. Еще более выразительная картина была
получена после имплантации молибдена ионами гелия при дозе 2,5 -1018 см-2
при плотности тока 1,2 • 10'4 А/см2 (рнс. 8.4). Здесь образуются почти
куполообразные блистеры, от некоторых из них отлетели крышки [745а].
Вол ее или менее подобные результаты получены при бомбардировке почти
всех материалов, перспективных для первой стенки ТЯР, хотя их дозовые
зависимости различны.
Для образования пузырей в металлах необходимо, во-первых, чтобы
глубина, иа которой зарождаются пузыри, превышала толщину слоя метал-
287
Рис. 8-4. Полученные с помощью оптического (о) и растрового электронного (б)
микроскопов микрофотографии поверхности отожженного молибдена, имплантиро-
ванного ионами гелия с энергией 15 кэВ при дозе 2,5-10” см"2 и плотности тока
1,2 • 1014 А-см"2 [745aJ.
ла, распыляемого бомбардируемыми ионами при критических дозах
блистерообразования, и, во-вторых, условием образования блистеров
является низкая подвижность и плохая растворимость имплантирован-
ных ионов [596а]. Если глубину, на которой образуются пузыри, поло-
жить равной проективному пробегу Rp, то блистерообразование будет
иметь место при условии
S<RpN/Nc, (8.1)
где N — атомная плотность материала подложки, 5 — коэффициент распы-
ления.
Уравнение (8-1) выполняется для всех легких нонов таких, как ионы
гелня и водорода; в случае тяжелых
пузыри образуются только при высо-
ких энергиях, при которых глубина
внедрения возрастает, а коэффициент
распыления'уменьшается. Чем больше
отклонение угла падения от нормали,
тем меньше блистерообразование. Из
второго условия, необходимого для
блистерообразования, ясно, почему
при облучении ионами водорода тре-
буются большие критические дозы
(> 5 • 1018см-2) и почему имеет место
большая зависимость от интенсивности
ионного пучка [569а]: для большин-
ства металлов водород имеет очень
высокие коэффициенты диффу-
зии. Толщина ’’крышки” и диаметр
Рис. 8.5. Механизм блистерообразования.
Гидростатическое давление газа и обуслов-
ленные имплантацией напряжения приводят
к образованию пузырей [596а].
ноиов (например, ионов аргона)
НЕ+
288
Г и с. 8.6. Имплантация ионов никеля при температуре 625 °C в нержавеющую сталь
при дозе I01 7 см-2 через маску в виде решетки [-388а].
пузыря увеличиваются с ростом энергии ионов. Дас и др. [167а] получи-
ли очень хорошее соответствие средней длины пробегай толщины „крыш-
ки” в алюминии, ванадии и ниобии. Одним из механизмов блистерооб-
разования является выделение газа в полость и дальнейшее выпучивание
материала под действием давления газа [62, 396]. При низких энергиях
блистерообразование может быть следствием механических напряжений,
при этом толщины „крышек” превышают соответствующие пробеги ионов
|569а]. Схематическое представление этого механизма дано на рис. 8.5.
11ри этом принято, что напряжение слоя пропорционально градиенту кон-
дентрации-
Ряд последних работ, относящихся к кругу проблем блистерообра-
ювания, можно найти в материалах конференции Application of Ion
Beams Materials („Применение ионных пучков для обработки матери-
алов”) [30] и Application of Ion Beams to Metals („Применение ионных
пучков, для обработки металлов”) [29] *.
Много работ посвящено также образованию. „,войдов” (вакансионных
пор). Хороший обзор дан в работах Джонстона и Росоловского [388а],
п также Кульсинского [419а], в которых цитируются многие ранние ра-
боты. Под действием бомбардировки высоко энергетичными нейтронами
происходит смещение атомов, в результате чего возникают вакансии и
междоузельные атомы. Они рекомбинируют или улавливаются (поверх-
ностью образца, границами зерен, дислокациями или вакансионными
порами). Междоузельные атомы по меньшей мере улавливаются на дис-
локациях, а вакансии концентрируются в другой зоне и проявляются, в
конце концов, в виде вакансионных пор. Для образования вакансиои-
пых пор гелий ие нужен, вместе с тем наблюдается сильное увеличение
эффекта при наличии гелия в металле. Данные по теории образования
вакансионных пор приведены в работах [43а, 154а, 576а, 5766].
* По этому вопросу см. также: Proc. I-st conference on Ion Beam modification of ma-
terials. - Budapest, Hungary, 1978, v. Ill: Ионная имплантация, второй советско-амери-
канским семинар (Пущино, 1979). — Новосибирск: 1979, с. 268; Ion Beam modifica-
tion of materials. — USA, Alsany, 1980. {Прим, ped.)
289
Таблица 8.2
Применение иоиов в исследованиях -по образованию вакансионных пор |388а,419а]
Импланти- руемый элемент Энергия, МэВ Примечания Импланти- руемый элемент Энергия, МэВ Поимечания
Н 0.1-1,2 Ni 0,1-46,5 Также 2- и
D 12,3 6-кратно заря-
С 0,1-20 Также 2-кратно женныс ионы
заряженные Си 0,5-15 Также 2- и
ионы 3-кратао заря-
N 2,0 женные иоиы
О 0,1 Se 6-11
А1 0,4-2
Fe 0,1-36 До 8-кратао
заряженных Nb 15
иоиов Та 7,5
Нельсон и Мейзи впервые применили ионную имплантацию для исследо-
вания вакансионных пор [536а]. С тех пор были проведены многочислен-
ные эксперименты по имитации нейтронного облучения. В табл. 8,2 сум-
мированы данные экспериментов по имитации нейтронной бомбардиров-
ки различными ионами [388а, 419а]. На рис. 8.6 представлена фотография
образца из нержавеющей стали, имплантированной атомами никеля до-
зой 1017 см-2 при температуре 625" ° С. Объем облученной области воз-
рос, и ее структура отличается от топографии поверхности прн радиаци-
онном блистеринге. В кристаллических металлах зто может привести
к образованию сверхрешетчатой структуры, если доза достаточно вели-
ка (> 1 смещений на 1 атом), а температура близка к пороговой температу-
ре для образования вакансионных пор [388а]. Зависимость распухания
высококачественной стали от дозы облучения при бомбардировке ионами
С++ с энергией 20 МэВ представлена на рис. 8.7 [2].
8.1.3. Изменение механических свойств поверхности. Большое число
работ посвящено также исследованию изменений механических свойств
Рис. 8.7. Дозовая зависимость распухания нержавеющей стали после имплантации
ионон никеля при температуре 525 °C [2].
Рис. 8-8. Изменение микротвердости (верхняя кривая) и трения, (в произвольных
единицах) как функция дозы при имплантации в сталь нонов Аг с энергией 40 кэВ
[318]
290
поверхности металлов. Хороший обзор ранних работ дал Хартли [318].
Повышение микротвердости стали наблюдалось после имплантации ио-
нов азота, аргона, бора и углерода [397, 557. 7]За]. Такой эффект мо-
жет быть объяснен, во-первых, действием радиационных дефектов, рас-
пространяющихся далеко за пределы проектированного пробега ионов
|285, 299], и во-вторых, химическим действием имплантируемых ионов.
Пл рнс. 8.8 в качестве примера .показано повышение микротвердости
и коэффициента трения стали после бомбардировки ионами аргона. Микро-
гвердость возрастает более чем в 2—Зраза, однако дозы чрезвычайно велики.
Особенно интенсивно исследовалась имплантация ионов азота. При им-
плантации ионов азота микротвердость стали возрастает как за счет вли-
яния радиационных дефектов, так и вследствие образования нитридов
|271, 397. 557]. Например, путем бомбардировки нонами азота дозой
I О1 7 см-2 твердость стали по Виккерсу может быть увеличена с 300 до
400 кг. Иоиы бора также очень хорошо подходят для повышения микро-
тердости и износостойкости железа [713а]. Интересной была бы двой-
ная имплантация ионов азота и иоиов нитридобразующих элементов та-
ких, как Сг, V. Мо и А1, с целью воздействия на твердость [318].
После имплантации уменьшается истирание поверхности материала,
часто до 30 раз [318, 319]. Этот эффект особенно отчетливо выражен
для тяжелых ионов, но, по-видимому, не зависит от химического дей-
ствия нонов. На рис. 8.9 представлен пример для алюминия, импланти-
рованного ионами N, С нли Аге энергией 40 кэВ [557] .Истирание зави-
сит от твердости материала и трения, даже если здесь отсутствует какая-
либо более простая взаимосвязь. Поэтому имплантация металлических
и неметаллических ионов' также оказывает большое влияние иа коэффи-
циент трения. В этом случае, вероятно, существует зависимость от типа
иоиа через влияние имплантированных ионов на скорость окисления по-
верхности [318]. Частично влияние ионной имплантации иа улучшение
смазочной способности можно объяснить химическим изменением мате-
риала на поверхности. Так, например, Хартли [229] с помощью имплан-
1ации иоиов молибдена и соответствующей Двойной дозы ионов серы уда-
лось значительно снизить коэффициент трения стали. В то же время, он
I* и с. 8.9. Снижение истирания в случае имплантированного алюминия:
о — иеоблученныи. Л — облученный ионами N, С или Аг с энергией 40 кэВ |5571.
I’ ис. 8.10. Повышение критической температуры молибдена после имплантации:
Л — ионов серы, о — азота и о — углерода в зависимости от концентрации примес-
ных атомов £49 5J
291
Рис. 8.11. Критическая температура крис-
талла NbCo>g9 после дополнительной им-
плантации ионов углерода в зависимости от
температуры отжига. Стрелкой отмечена
критическая температура после импланта-
ции при 300 К. До имплантации температу-
ра перехода составляла примерно 4 К
(штриховая прямая) [281].
показал, что имплантация отдельно каждого из ионов этих элементов
приводит к существенно меньшему снижению трения. Однако образование
MoS2 не было зафиксировано.
8.1.4. Получение сверхпроводящих соединений. Ионная имплантация
в сверхпроводящие металлы позволяет изменить критическую темпера-
туру сверхпроводников. Это объясняется воздействием радиационных
дефектов или образованием сплавов и метастабильных фаз [710]. Рис. 8.10
иллюстрирует увеличение критической температуры молибдена вслед-
ствие имплантации ионов азота, углерода и серы в зависимости от кон-
центрации примесных атомов. Максимальное повышение критической
температуры в этом случае составляет 6 К. Для достижения высокой кри-
тической температуры необходимо найти сплавы, характеризующиеся
сильной электрон-фононовой связью, т.е. плотностью электронных состо-
яний при энергии Ферми, низкой средней частотой фононов и сильным
электрои-фононным взаимодействием. Трудности получения материалов,
обладающих высокой температурой перехода, заключаются в появлении
нестабильностей кристаллической решетки у таких сплавов, которые
20 10 О 10 20 30 40 50
Р и с. 8-12. Максимальная критическая температура
в системах Rh-Pd—Ag и Ni-Pd—Pt после импланта-
ции оптимальной, дозы ионов водорода (сплошная
кривая) и дейтерия (штриховая кривая) [710].
Рис. 8-13. Зависимость критической температуры
от концентрации имплантированных (Ги^ = 4 К) в
молибден ионов ft, Р, As, Sb и Au:
• — N, 90 кэВ; ° - Р, 240 кэВ; - As, 34о кэВ;
А - Sb, 350 кэВ; О _ Au, 340 кэВ {496]
292
Олагодаря своим фононным спектрам особенно пригодны для сверхпро-
водимости. Именно в данном случае ионная имплантация может представ-
лять интерес для проведения исследований по поиску сверхпроводящих
материалов, поскольку метод ионной имплантации позволяет изготовить
большое количество различных сплавов, изучить свойства которых не-
обходимо. При имплантации может быть также превышен предел раство-
римости. Однако, чтобы с помощью имплантации ионов при комнатной
шмпературе можно было варьировать критическую температуру в не-
обходимых пределах, необходимо, чтобы коэффициент диффузии имплан-
шруемого элемента был достаточно низким во избежание выпадения
ио го элемента на границах зерен. Решением проблемы может быть прове-
дение нониой имплантации при низких температурах (вплоть до темпера-
iyp ниже температуры жидкого гелия) [112, 326]. Такой путь открыва-
ет возможность формирования метастабнльных фаз с концентрацией при-
меси, существенно превышающей предел ее растворимости в данном ма-
1сриале; например, растворимость свинца в марганце составляет около 1
части на миллион, в то же время с помощью имплантации ионов свинца
в марганец около 1200 атомов свинца приходится на миллион атомов
марганца [112] Возможность легкого управления концентрацией имплан-
щруемых компонентов делает имплантацию отличным средством иссле-
дования сверхпроводимости.
В зависимости от сплава необходима соответствующая -термообработ-
ка для внедрения имплантированных атомов в узлы решетки металла
(сплавы А15) [710]. В случаях метастабнльных сплавов или при повы-
шении температурь! перехода за счет радиационных дефектов проведение
отжига не требуется.
Рис. 8.11 иллюстрирует пример изменения критической температуры
для NbC0>89 после дополнительной имплантации ионов углерода в зависи-
мости от температуры последующего отжига. Доза была настолько большой,
что было превышено стехиометрическое соотношение, равное 1. Длитель-
ность термообработки прн каждой температуре составляла 200 °C. В со-
стоянии сверхпроводимости при температуре 4 К максимальная критичес-
кая температура имплантационного слоя на монокристалле достигала
11,6 К. При более высоких температурах вследствие обратной диффузии
аюмов углерода наблюдалось снова уменьшение критической температуры.
С помощью других методов такое увеличение критической температуры не
можег быть достигнуто.
Метастабильные сплавы были получены путем имплантации протонов
н палладиевые сплавы при температурах ниже 4 К [710]. На рис. 8.12
представлено изменение критической температуры Pd — Rh- и Pd — Ag-
сплавов в зависимости от их состава после облучения ионами водорода
н дейтерия. Оптимальное увеличение соответствует примерно 25% кон-
центрации компонентов сплава. Аналогичные результаты были получены
для сплавов РЬ — Си. Сплавы, изготовленные при низких температурах,
могут быть достаточно стабильными в определенном диапазоне темпера-
iyp. Методом ионной имплантации молибдена при температуре 4 К из-
готовлены квазиаморфные структуры, которые стабильны даже при ком-
натной температуре и обладают высокими критическими температурами.
Па рис. 8.13 представлена концентрационная зависимость температуры
293
перехода после имплантации в молибден иоиов различных элементов
V группы при температуре 4 К.
В рамках данной главы невозможно дать достаточный обзор работ,
относящихся к этой области исследований. В работах Хайма и Штритцке-
ра [326], Штритцкера [710] , а также Мейера и др. [496] подробно опи-
саны случаи применения ионной имплантации К сверхпроводникам.
8.2. ИМПЛАНТАЦИЯ В ОПТИЧЕСКИЕ МАТЕРИАЛЫ
Простейшим применением имплантации является создание световодов
путем изменения показателя преломления. В интегральных оптических
схемах передача сигнала осуществляется по волноводным слоям с более
высоким показателем преломления по сравнению с окружающими его
материалами. Так как наибольшее изменение показателя преломления
происходит на глубине, соответствующей среднему проективному про-
бегу радиационных дефектов XDy или среднему проективному пробегу
Rp в случае химически активных иоиов, то имеется возможность очень
просто., изготавливать захороненные световоды, обладающие малыми
потерями. Свет с длиной волны Хо проходит по световоду толщиной d,
если выполняется соотношение
Де
ео
(8-2)
где е0 — диэлектрическая постоянная,' Де — изменение относительных
диэлектрических постоянных.
Обычно в результате облучения стекла или кварца ионами за счет влия-
ния радиационных дефектов показатель преломления [64, 700] возраста-
ет на несколько процентов. С помощью имплантации химически актив-
ных ионов, например азота в SiO2, можно изменить показатель преломле-
ния значительно сильнее. При этом вследствие образования оксинитрида
показатель преломления плавно изменяется в пределах от 1,46 до 1,96.
У многих веществ показатель преломления под влиянием радиационных
дефектов, наоборот, уменьшается, так, например в LiNbO3 [763] — до
10%. На рис. 8.14 показано изменение показателя преломления SiO2
при имплантации в SiO2 атомов Li [700]. Увеличение показателя прелом-
ления в исследуемой области происходит по линейному закону; наблю-
даемое изменение величины показателя преломления сохраняется даже
после термообработки при температуре 500 °C. Одновременно вследствие
отжига существенно уменьшаются оптические потери [700].
Используемые дозы ионов лежат в пре-
делах от 1015 см-2 до иескольких единиц
1016 см-2 в зависимости от сорта иона. Энер-
гия ионов определяется требуемыми разме-
рами световода. На рис. 8.15 показаны раз-
личные возможности реализации световодов.
Структуры 8.15, а и 8.15, б могут быть
Рис. 8.14. Изменение показателя преломления
кварца в зависимости от дозы ионов Li [700] -
294
|ц лнизованы с помощью, ионной имплантации, структура 8.15,в может быть,
получена травлением после имплантации по всей поверхности.
Кроме кварца и стекла в качестве материалов для световодов интерес
представляют GaAs и другие полупроводниковые соединения типа
Лщ Bv, так как при определенных условиях они позволяют объединять
пи одной подложке со световодом такие элементы, как лазеры, фотопри-
I* и с. 8.15. Схематическое представление светово-
да н:
1 — захороненный световод (изготовлен мето-
дом ионной имплантации); 2 — световод на по-
пгрхности (изготовлен методом ионной имплан-
11|ции); 3 — световод над поверхностью (изготовлен
имплантацией и травлением или напылением слоя
помощью соответствующего маскирования).
Воздух
Твердое 3
тело 2
см ники и ответвители. Простейшим методом изготовления — наряду с
шитаксией — здесь является изоляция GaAs с помощью протонной бом-
бардировки (см. раздел 6.3.3.). В имплантированном слое концентрация
носителей заряда очень мала, и оптическая постоянная увеличивается
на величину [279]
, A7V
Де=«
(8.3)
1 де AJV — разность концентраций носителей заряда в подложке и имплан-
।анионном слое, га* — эффективная масса носителей заряда, со— опти-
ческая частота. Вследствие больших оптических потерь имплантированные
структуры необходимо отжигать; как правило, отжиг проводят при тем-
пературе 500 °C в течение 30 мин [279]. Само собой разумеется, что урав-
нение (8.3) справедливо также и для световодов, изготовленных методом
шитаксии. Если компенсирующий слой легирован очень слабо и если
необходимо передавать колебания только самых низких порядков s [789],
то для концентрации атомов в исходном материале справедливо следу-
ющее соотношение:
1Т?с<,т*е0
4t/2d2
(8.4)
Параллельные световоды, связанные перекрывающим модемом, обес-
печивают передачу мощности и образуют направленный ответвитель.
Сомех и др. [693] реализовали ответвитель в GaAs с помощью протонной
бомбардировки при дозе 6 1014 см"2. При этом они использовали свето-
воды шириной 2,4 мкм, расположенные на расстоянии 6,4 мкм друг от
друга. Если два световода связать кольцевым ответвителем, то получают
частотный фильтр. Полосовой фильтр может быть реализован, например,
с помощью структуры решетки, перпендикулярной световоду. Еще об
одной области применения ионной имплантации — изготовлении демоду-
ляторов — уже шла речь в связи с возможностью ее использования для
изготовления электрических приборов. На рис. 8.16 схематически показа-
ны некоторые из этих структур. Недостатком имплантированных вол-
новодов - по сравнению с волноводами, изготовленными с помощью
295
Р и с. 8.16. Оптоэлектронные приборы-световоды:
частотный фильтр [464] (д) ; направленный ответвитель [499 ] (б, в) ; резонатор
[499[ (г).
эпитаксии или напыления — являются иногда большие потери в волново-
де. Этот вопрос еще требует проведения тщательных исследований.
Известно использование центров окрашивания галогенидов щелоч-
ных металлов для хранения оптической информации [629]. Такие центры
можно получить в нужных местах с помощью ионной имплантации в NaF
[459]. Для этого были использованы ноны Li+, В+, С+, 0+ и F+ с энергиями
от 280 кэВ до 3 МэВ при дозах от 1013 до 5 - 1015 см-2. Удовлетворитель-
ные результаты получены только для лития. Изготовленные таким обра-
зом центры окрашивания позволяют в течение нескольких лет хранить го-
лограммы без заметных потерь.
8.3. ПРОЧИЕ ОБЛАСТИ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ ИОННОЙ ИМПЛАНТАЦИИ
ДЛЯ НЕПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ МАТЕРИАЛОВ *
Кроме уже упомянутых случаев применения ионной имплантации в
областях, ие относящихся к полупроводниковым материалам, было про-
ведено множество других экспериментов.
Относительно широкий интерес вызвала имплантация в кристаллы
магнитных гранатов. Такие кристаллы пригодны для хранения цифро-
вой информации даже при выключении питания. Обычно используют эпи-
таксиальные слои магнитных гранатов (например, Tb^4 Er06 Fe5 О12
или, в общем виде, А3_д. Bx Fe5_r G,. О12,гпе А н В - редкоземельные
элементы или иттрнй), выращенных на немагнитной гранатовой подлож-
ке (например, Sm3GasOi2). Без наличия внешнего магнитного поля
домены в эпитаксиальном слое ориентируются различным образом (рнс.
8.17.). При воздействии же магнитного поля они образуют цилиндричес-
кие области одинаковой ориентации диаметром несколько мкм (см. рис.
8.17, б). С помощью напыленных из NiFe контактов домены можно пе-
ремещать, воздействуя на них магнитным полем. Это позволяет осущест-
влять хранение цифровой информации.
В этой взаимосвязи ионная имплантация может быть применена раз-
личным образом. Имплантация протонов приводит к изменению магнит-
ной анизотропии кристаллов магнитных гранатов. Вольф и др. [784] срав-
нили влияние бомбардировки протонами (300 кэВ, 1017 см-2) и ионами
*По этому вопросу см. Карацюба АЛ. Зарубежная электронная техника. 1978, т. 19.
с. 1 - 46; Пранавичюс Л., Дудонис Ю. Модификация свойств твердых тел ионными
пучками. - Вильнюс: Москас. 1980, с. 137. (.Прим, ред.)
296
гелия (также 300 кэВ, 1017 см-2) и нашли, что, вероятно, причиной такого
воздействия является химическая реакция.
Жесткие домены, для формирования которых необходимы более высо-
кие напряженности поля (> 55 А см"1) и в основе которых лежит специ-
альное расположение спинов в доменах, могут быть подавлены бомбарди-
ровкой ионами водорода [785]. Необходимые для этого энергии иоиов
дп.1 (YGdTm)3 (FeGa)5 О12 лежат в диапазоне от 25 до 300 кэВ, диапа-
ои доз иоиов, при которых реализуется эффект подавления, составля-
ет от 1016 до 1017 см"2. Во всех этих экспериментах отжиг при темпера-
iype до 1000 °C ие оказывал влияния на результат ионной имплантации.
I’ и с. 8.17. Структура доменов в маг- °
питных гранатовых слоях:
без магнитного поля (а) ; с магнит- -О Sts
iibiM полем (б).
' Ci 6)
Ионная имплантация позволяет создавать структуры продвижения
доменов двумя способами с выборкой непосредственно в пленках грана-
та (Джонсон и др. [386]): за счет изменения магнитных свойств вдоль
траектории продвижения доменов или путем травления, используя экстре-
мально высокую скорость травления гранатовой пленки после импланта-
ции ионов Н, Не и Ne. Интенсивность травления в фосфорной кислоте
после ионной имплантации возрастает в 1000 раз.
При имплантации больших доэ ионов, как уже упоминалось, можно
синтезировать химические соединения. Эдельмани и др. [211] исследова-
ли образование Si3N<j и SiC с помощью имплантации ионов азота и уг-
лерода при комнатной температуре и при температурах от 600 до 850 °C
Соединения формируются после отжига при температуре 850°C. Ана-
лиз слоев производили с помощью электронного микроскопа и измерений
методом инфракрасной спектроскопии. Работы, посвященные образованию
Si3N4, были проведены также Фрееманом и др. [258]. Получение SiC
исследовали Ротемунд и Фриче [597], а также Бордерс и др. [95] с по-
мощью измерений пропускания в инфракрасном спектре. Попытки из-
готовить SiO2 посредством облучения кремния ионами кислорода были
предприняты Ватанабе и Тоои [759], Фрееманом и др.. [258], а также
Павловым и Шитовой [560]. Были обнаружены хорошие изоляционные
свойства. Измерения зависимости емкости от напряжения не дали удовлет-
ворительных результатов и показали, что, пр-видимому, важную роль
играют неотожжеиные радиационные дефекты. Слои оказались непригод-
ны для применения в полупроводниковых приборах* **
* Впервые данные по синтезированию пленок SiC были опубликованы см.: Барано-
ва Е.К. и др. Материалы XIV Всесоюзной конференции по эмиссионной электрони-
ке. - Ташкент, 1970, а также ДАН СССР, 1971, т. 200, № 4, с. 869, где были приве-
дены результаты электронографических и электронно-микроскопических иссле-
дований, а также измерений ИК спектров на ситезированиых монокристалличес-
ких слоях SiC. В первой работе приведены также данные по исследованию получен-
ных ионной имплантацией слоев Si, N4. (Прим.ред.)
По этому вопросу см. также: Гусев В.М. и др. Радиотехника и электроника, 1971,
г. XVI, вып. 8, с. 1462; Гусев В.М. и др. Физико-технологические вопросы кибер-
нетики. - Киев: Наукова Думка, 1968, вып. 2, с. 3 (труды семинара) . (Прим. редЛ
297
Кроме того, ионная бомбардировка позволяет улучшить адгезию ме-
таллических плеиок к стеклянным подложкам (148], полировать (пу-
тем ионного распыления) поверхность стекла при наклонном падении
ионного пучка (63, 563], селективно осаждать или напылять металлы
[147, 711] на иеполупроводниковые материалы, а также изготавливать
образцы для экспериментов по изучению эффекта Мёссбауэра [751].
С помощью имплантации ионов кислорода в алюминий или титан при
изменении дозы в пределах от 0 до 1017 см-2 можно изготавливать слон
с удельным сопротивлением or 10"5 до 1012 Ом • см [564]. Электриче-
ские свойства имплантационных образцов хорошо воспроизводимы и
не зависят от термообработки. И наоборот, с помощью облучения слоев
окиси кремния (SiOx; х равен около 1,5) ионами алюминия и титана
можно изготовить тонкопленочные металлокерамические резисторы,
сопротивление которых варьируется в пределах от 10 до 109 Ом [565].
В этом специальном случае атомы металла с помощью вторичной имплан-
тации (методом атомов отдачи) внедряются в окисный слой (см. также
раздел 3.6.2 и рис. 3.35).
С помощью имплантации ионов гелия в кварц с энергией 100 кэВ при
дозе 1,5 - 1016 см”2 могут быть изготовлены резонаторы для акустических
поверхностных волн [320]. При этом для отражения поверхностных волн
используется изменение оптического импеданса под влиянием имплантации.
Кроме перечисленных в настоящей главе случаев применения ионной
имплантации, выходящих за рамки полупроводниковой технологии, про-
ведено очень большое число других экспериментов, описание которых
можно найти в специальной литературе. Таким образом, сделанный обзор
ни в коем случае ие претендует иа исчерпывающую полноту информации.
Рассмотренные примеры приведены здесь только для того, чтобы дать
представление о многообразных возможностях применения этой новой
области техники за узкими рамками полупроводниковой технологии.
Г Л Л В A 9
ПРИЛОЖЕНИЕ
В пом приложении приведены важные для ионной имплантации ха-
|шк п-ристики некоторых полупроводников и изоляторов, коэффициенты
лиффузии, растворимости, пробеги атомов различных примесных эле-
менты, а также таблицы давления паров. Кроме того, даны таблицы зна-
41 нии дополнительной функции ошибок и распространенности изотопов
нгкоюрых элементов.
9.1. ХАРАКТЕРИСТИКИ ПОЛУПРОВОДНИКОВ И ИЗОЛЯТОРОВ
Приведенные в табл. 9.1. данные заимствованы из работ Гроуве [307],
’К |713], Чу [142], Нойбергера [537, 537а], а также результатов, получен-
ных авторами настоящей работы. Все эти данные,-кроме специально ого-
воренных случаев, относятся к температуре 300 К. Значения подаижности
<шк1> дтся к полупроводникам с собственной проводимостью или-слабо-
игщрованным материалам. В случае легирования посторонними примеся-
ми подвижность обычно имеет меньшие значения (см. уравнение (5.34) для
ьримния). Данные для изоляторов изменяются в сильной степени, так как
июсоб изготовления (термоокисление, пиролиз, выращивание монокри-
i ылла) оказывает существенное влияние на структуру, а в отдельных
случаях и на стехиометрический состав соединения.
‘)J. КОЭФФИЦИЕНТЫ диффузии
Па рис. 9.1—9.4 приведены температурные зависимости коэффициентов
диффузии для ряда элементов в кремнии, германии и двуокиси кремния
(Si()2). Коэффициенты диффузии некоторых элементов в полупровод-
никах типа ArtIBv представлены в табл. 9.2. Если для кремния и германия
ишчсння можно считать достаточно надежными, то для S1O2 и полупро-
водниковых соединений AniBv значения коэффициента диффузии сильно
1.ПИ1СЯТ от условий эксперимента, и поэтому их следует рассматривать
иппп. как; грубо ориентировочные. Например, значение коэффициента
диффузии цинка в GaAs при одной и той же температуре в зависимости
in концентрации изменяется иа пять порядков, величины, что, вероятно,
обусловлено разным вкладом диффузии по вакансиям .и междоузлиям.
93. РАСТВОРИМОСТЬ ЭЛЕМЕНТОВ В КРЕМНИИ И ГЕРМАНИИ
Пэ рис. 9.5 и 9.6 приведены кривые химической растворимости ряда
шемеитов В кремнии и германии [3076, 731]. Эта химическая раствори-
мость. не равнозначна электрической активности, так как при этом не
299
№0 1200 1100 1000 SOO BOG
P и c. 9.1. Коэффициенты диффузии медленно диффундирующих в кремний элементов:
1 — по Фейру (232];2 — по Фуллеру и Диценбергеру ]265];3 — по Нойбергеру
(537а]; 4 — по Мастерсу и Фейрфилду (478а]; 5 — по Окава и др. {545а ]: б - по Хирая-
ма и Шону (335а].
Рис. 9.2. Коэффициенты диффузии быстро диффундирующих в кремнии элементов
по данным В. и К. Гюрса [307].
Рис. 9.3. Коэффициенты диффузии различных элементов в германии:
(!) — по Фейру (232];(J) — по Нойбергеру (5 37а ]; ( 7) — по В. и К. Гюрса (307 ].
Рис. 9.4. Коэффициенты диффузии некоторых элементов в Si02 по данным Геццо
]285]. Для бора и фосфора приведены наименьшие и наибольшие из опубликованных
значений.
300
I' i! c. 9.5. Химическая растворимость ряда элементов в кремнии {307а, 731].
Г н с. 9.6. Химическая растворимость ряда элементов в германии [ли /в, 731 ].
рассматривались ни комплексообразования, ни энергии активации [235,
1111. Поэтому приведенные значения можно принимать лишь как ст-
иранные при определении верхнего предела электрической активности.
9Д. ТАБЛИЦЫ ПРОБЕГОВ ИОНОВ
В 1абл. 9.5—9.11 приведены значения пробега R, проецированного про-
Гн । a Rp и соответствующих разбросов пробегов ДУ? и Д/?р, а также рас-
1 'in i а иные с помощью новой теории Бирзака и Крюгера значения электрон-
ною и ядерного тормозных сечений для важнейших комбинаций ион —
мишень [79]. Кривые пробегов (R и Rp) ионов некоторых элементов
и SiO2, Si3N4 и Al были приведены на рис. 3.22—3.24. Для расчета этих
кривых были использованы табличные данные Гиббонса и др. [5].
Основные положения теории Бирзака и Крюгера [79] можно кратко
। формулировать следующим образом: с помощью диффузионной модели
рассчитывают средний косинус проекций траекторий частиц на направление
цннжспия падающих частиц. В противоположность этому теория ЛШШ
использует уравнения переноса, которые описывают полное торможение
помощью интегродифференниальных уравнений. Новый метод расчета
приводит к простому выражению для этого косинуса и позволяет получить
.ипоритм, с помощью которого, зная /?(£), можно рассчитать/?^ + 5Е).
hoi алгоритм существенно проще в применении и позволяет производить
р.и чег намного быстрее по сравнению с методом моментов, используемом
п ।серии ЛШШ. Его достоинством является то, что он легко позволяет
применить более точный потенциал экранирования, чем потенциал взаимо-
in iii |иия Томаса — Ферми. Приведенные в настоящей книге таблицы бази-
рую ic-я на потенциале Моле. Данные были любезно представлены в наше
распоряжение еще до выхода книги из печати.
301
В табл. 9.3 указаны комбинации ион — мишень, для которых
в табл. 9.5—9.11 даны пробеги1 ионов. Значения Rp и для ZnSe могут
быть получены прямо из таблиц для GaAs и германия, в то время как для
некоторых других полупроводников необходимо вводить поправочные
множители, приведенные в табл. 9.4. Данные для пробегов ионов в других
материалах можно приблизительно оценить по отношению плотностей
сравниваемых веществ или, что лучше, взять из соответствующих опубли-
кованных таблиц.
Для всех таблиц (9.5—9.11) указаны численные значения величин, ис-
пользуемых- в расчетах. Здесь Cr — поправочный множитель для пара-
метров к и к' электронного торможения (см. уравнения (2.16) и (2.17)).
9.5. РАСПРОСТРАНЕННОСТЬ ИЗОТОПОВ
На рис. 9.7 в линейном масштабе относительно массы дана распростра-
ненность изотопов некоторых элементов. Изотопы с распространенностью
менее 1% показаны тонкой маленькой черточкой, над которой приведена
их относительная распространенность. Остальные изотопы изображены
жирными вертикальными линиями соответствующей длины. Бионном пучке
ТТ1 1?П?ГГТ1 I I -71 I 17I I ~?77 I 71
93 90 96 98 96 99 101 100 102 105 108 107 106 110 112 110 113115
92 9.5 97 100 98 100 102 103 100 106 110 109 108 111 113 116
Nb По
Ru Rh Pd Ag Cd h
100 100
112 115 117 119 122 121 120 123 125 128 127 126 129 131 130 133 132 135 137738
110 116 118 120 120 123 122 120 126 130 126 128 130 132 136 130 130 136 '
Sn Sb Те I Xe Cs Ba
99,91 100- 100
138 136 160 101 103 105 108 m 108 150 150 153 150 156 158 159 158 161 163160
130 138 102 102 100 106 150 107 109 152 151 152 155 157 160 156 160 162
La Ce Pn Nd
Sm Eu Cd Tb Eg
100 100 97.0 99.988
168 177 173 176 176
176 178 180 181 182 180 185187
165 160 167 170 ...............- .,v ,.u „„ ,w /v, ,w
182 166 168 169 170 172 ПО 175 170 177 179 180 180 183 186
Ho Er Tm Yb Lu Hf Ta W Re
302
«4 /87 189 192 195 192 195 198 196 199 201 200 205 208 208 232
186 188 190 191 190 19k 196 197 198 200 202 203 20k 207 209
99,28
235 238
Об Ir Pt Au Hg Tl Pb Bl Th
U
/2 34 6 7 9101112131k 15161718 19202J22Z3202526272829303132333436 35 37
H He Li Be В C N О F He No Hg Al Si P S Cl
/ 38Ы]3900W/0№3kkb6k8k5964748k95050515052535k555k56575859586061626k 63 65
Лг К Co Sc Ti V Or Mn Fe Co Ni Cu
100 - 100
6b076870697170727370 767574 76 77788082 7981788082 8380 88858780868788899091929096
Zn Go Ge As Se
Bp Kp Rb Sp Y Zr
Рис. 9.7. Распространенность изотопов.
»пдельные изотопы представлены примерно в таком же соотношении,
поскольку степень их ионизации практически не зависит от массы. Тем
с лмым получаем простой метод идентификации элементов в ионном пучке.
II случае образования молекулярных ионов в пучке возможны любые
том бинации между отдельными изотопами также в соответствующем
отношении. Само собой разумеется, что эти данные неприменимы, если
речь идет об имплантации ионов обогащенных изотопов или радиоактивных
UICMCHTOB.
9Л. ДАВЛЕНИЕ ПАРОВ
При эксплуатации ионных источников в качестве рабочих веществ
. пецуст принять такие элементы, которые позволяют получать большие
ионные токи (см. разд. 4.1.5). Перечень рекомендуемых материалов был
уже приведен в табл. 4.1. Для установления пригодности непосредствен-
но тою или иного элемента в качестве рабочего вещества на рис. 9.8—
'НО даны кривые зависимости давления паров от температуры для ряда
303
Рис. 9.8. Зависимость давления паров от температуры для Ac, Am, At, Ва, Се, Dy, Er
Eu, Fr, Gd, Hf, Ho, Lu, Nd, Ra, Sc, Sm, Tb, Tc, Th, Tm. U. Yb [345].
Рис. 9.9. Зависимость давления паров от температуры для В, Be, Сг, Ga, Ge, К, Мп,
Mo, Na, Nb. Ni Os. Pb. Pm. Po, Pr, Rb, Rh, Ru, Sb, Se, Si, Sn, Sr, Та, Те. Ti, TI, V, W [ 345].
304
Г п i 9.10. Зависимость давления паров от температуры для Ag, Al, As, Au, Bi, C, Ca,
i <1 < s. Co. Cu. Fe, Hg, In, Ir, La, Li, Mg, Np, P, Pd, Pu, Pt, Re, S, Y, Zn, Zr [345].
пиментов, полученные Хонигом [345]. Используются также элементы,
vnpviость, паров которых заключена в пределах от 1СГ1 до 10 Па, в за-
шкимости от вероятности их ионизации, которая в общем случае неиз-
1114*1 на, в приемлемом температурном диапазоне.
9.7. ФУНКЦИЯ ОШИБОК
(Пункцию ошибок (erf х) и соответственно дополнительную функцию
и шибок (erfc х) часто используют при описании процесса диффузии. Их
и пнеывают в виде
(9.1)
00 -2
ci 1с х ~ —— f е dt = 1 — erf х
V 7Г х
11скоторые авторы записывают приведенные выражения без коэффициен-
i.i 2/х/тт1 либо вместо erf х вводят обозначения Ф (х). В табл. 9.12 даны зна-
чения дополнительной функции ошибок для х от ,0 до 4,5. Более под-
робные свепения можно найти, например, у Абрамовича [32]. В табл. 9.13
дины некоторые свойства функции ошибок.
305
Таблица 9.1
Характеристики полупроводников и изоляторов
Полупроводник Группа в периоди- ческой системе элементов. Молекуляр- ный вес Тип решетки * * * Плотность, г • см’3
Si Ge SiC IV 28,09 72,6 40,1 D D k. Z, h 2,33 5,3 3,2
Se V! 78,96 h 4,8
Те 127.61 h 6,3
ALAs Ill V 1015 k.Z 3,6
AIN 41 Ji. W 3,18-3,26
A1P 57,95 K.Z 2,4
BN 24,82 k,Z\h, W 2,25
GaAs 144,64 k.Z 5,3
GaN 83,73 h. W 6,1
GaP 100,7 k.Z 4,13
GaSb 191,48 k.Z 5,6
InAs 189,74 k.Z 5,7
InN 128,83 h. W 6,88
InP 145,49 k.Z 4,79
InSb 236,58 k.Z 5,8
PbS IV-V1 239,28 k.S 7,6
PbSe 286,17 0.3
PbTe 334,84 k.S 8,2
HgTe II-VI 328,22 Z 8,12
ZnTe 192,99 z 5,6
CdSe 191.37 z 5,8
CdS 144,48 z 4,8
ZnS 97,45 z 4,1
ZnSe 144,34 Z 5,3
CdTe 240,02 z 5,8
SiOa 60,08 a 1,8—2,4*
2,24-2,27
(терм, окисел)
2,65 (моно-
кристалл)
A12O3 101,96 a , 3,8-4,0
TiO2 79,9 a 2.40-2.49*
Si3N4 140,28 a 3,18 (моно-
кристалл)
♦Значения зависят от способа приготовления (.пиролиз, испарение, распыление;
♦ * Диссоциация;
♦**й — аморфная; й — гексагональная; к — кубическая; D— алмазная; S— решетка типа
NaCl; W — решетка типа вюрцита; Z — решетка типа сфалерита.
306
Г и б л и ц a 9.1 (продолжение)
1 |<»лупроводник Теплопровод- ность, Вт • см"’ К'1 Ширина запре- щенной зоны, эВ Точка плавления, °C
Si 1,4 1,11 1416 + 4
Ge 0,61 0,664 937
SiC 4,9 2.5; 2,994 2830
Se 0,02 1,74 220
Ге 0,03 0,32 455
ALAs 0,08 2,16 1750
AIN 0,3 5,9 2400**
A1P 0,9 2,45 2000**
BN 0,8 8,0 2700;3000
GaAs 0,54 1,43 1238
GaN 3,5 600
GaP 1.1 2,26 1467
GaSb 0,35 0.7 712
InAs 0,26 0,36 943
InN 2,0 1200**
InP 0,7 1,34 1070
InSb 0,18 0.18 525
PbS 0,02 0,41 1114
PbSe 0,04 0,29 1065
PbTe 0.08 0,32 917
HgTe 0,026 -0,15 670
ZnTe 0,11 2,25 1300
CdSe 0 1,74 1240
CdS 0,2 2.42 1475
ZnS 0,26 3,66 1830
ZnSe 0,3 2,67 1520
CdTe 0,07 1,5 пор
SiOa 0.014 -8 — 1700
A12O3 8,7 2500
TeO2 — — 1850
Si3N4 - - 1900*’
307
Таблица 9.1 (продолжение)
Полупроводник Атомная плотность, 102 ’.см"’ Диэлектри- ческая по- стоянная Пробивное напряжение, V • см' Подвижность электронов,- см2 • V~x • с ‘
Si 5 11,9 30 X 10* 1880
Ge 4,42 16 8Х 10* 4000
SiC 4,81 9,72; 10,32 - 300
Se 3,66 8,5 17
Ге 2,97 . 5,0 1000
AlAs 2,12 12,0 1200
AIN 4,78 9,14 10’ —
AIP 2,49 11,6 80
BN 5,46 7.1; 3,8 2Х 10* -
GaAs 2,18 11,1 3,5 X 10* 8500
160000(77 К)
GaN 4,38 13,18 400
GaP 2,47 9,036 — 150
2100(77 К)
GaSb 1,76 14,0 5000
In As 1,81 11,7 — 23000
InN 3,21 — — 50
InP 1,98 12,35 — 4600
InSb 1.47 17,72 300 ' 10s
10*(77 К)
PbS 1,91 175 — 610
PbSe 1,74 250 — 10
PbTe .1,47 400 — 1730
HgTe 1,49 20 — 22000
ZnTe 1,74 9 — 340
CdSe 1,82 10,6 — 800
CdS 2 5,3-10 — 300
ZnS 2,53 5,13 — 165
ZnSe 2,21 ’8,4 — 608
CdTe 1,45 10,9 — 1000
SiO2 2,3 1,74-4,4* 6Х 103 -
Ai203 2,25 7,5-9,6’ ЭХ 10*
TiO2 1,85 до 82* — •—
Si3N4 1,22 6-9* 10’
308
1 II б Л и ц а 9-1 (окончание)
||чцу ПрОВОДНИК Собственная проводи- мость дырок, см2 • V'1 - с"1 Коэффициент преломления Коэффициент тер- мического расшире- ния 1О-е/К
Si 600 3,45 2,44-2,5
Ge 2000 5,6 5,5-5,8
SiC 50 2,5; 2,6 2,9
Sc 3,7 -
Те - 2,7
AlAs 200 3,3; 3,1
AIN 14 1,99 4,03-6,09
A1P - 3,4 —
BN 2,2 3,5 :а0 -—2,9,
с0 = 40,5
GaAs 400 4,03 59-6,0
4000(77 К)
GaN 2,0 а0 - 5,59; с0 - 3,17
GaP 120 3,45 5,81
1000(77 К)
GaSb 1000 3,8 6,7
InAs 200 4,56 5,19
InN — — —
InP 650 3,45 —
InSb 1700 4,22 5,04
7000(77 К)
PbS 700 '3,7 -
PbSe 950 —
PbTe 840 3,8 -
HgTe 500 3,7 4
ZnTe ПО 3,6 —
CdSe 10 2,9 —
CdS 50 2,5 —
ZnS 5 2,4 —
Z^Se 28 2,9 —
CdTe 80 2,8 5,5
SiO, — 1,32-1,5* 0,5
1,460-1,466
(терм, окисел)
AlaO, — 1,74. —
TiO3 — 1,64 —
Si3N4 - 1,9-2,1 * 3,85-4*
309
Т а би и ц а 9.2
Коэффициенты диффузии некоторых элементов в полупроводниковых соедине-
ниях типа A1 U-Bv
D~£)v exp (~Еа[кТ)
Элемент £>0, cm2 - c"1 Ea, эВ Температура, °C Аномалия Литератур- ная ссылка
GaAs
Ga 10’ 5,60 1125-1225 Нет 1307]
As 4•10s1 10,2 1200-1225 Есть [307]
As 2,5 l(T3 1,5 500-1160 Есть [788с]
(меди.)
As 4 10"4 0,8 500-1160 Есть [788с]
(быстр.)
Au io-3 1,0 740-1025 Есть [788с]
Be 7,3 -10“ 1,2 880-990 Есть [788с]
Cd 5 • 10“ 2,6 850-1150 Есть [788с]
Cu 3<10“ 0,53 100-500 Есть [788с]
Se 3 • 103 4,16 1000-1200 Есть 1307]
Sn 6 IO-4 2,5 1096-1201 Нет 1307]
Zn 15 2,49 Есть [307J
S 1,85 -10-’ 2,6 900-1200 Нет [791а]
GaP
Sn 1,0 2,1 700-1300 Есть [788с]
S 3,2 10’ 4,7 1100-1300 Нет 1791а]
GaSb
Ga 3,2 -103 3,14 658-700 Нет [78 8с]
Sb 3,4-10* 3,43 658-700 Нет [788с]
Sb 8,7 • 10-3 1,13 220-650 Нет [788]
In 1,2 - IO-7 0,53 320-650 Нет [307]
Sn 2,4 10-’ 0,80 320-650 Нет [307]
Те 3,8 10-* 1,2 320.-650 Нет [788с]
Zn D « 1,8 10-‘ ’- 560-580 Есть [166а]
-8 - KT*1
InAs
As 7,3 -10-* 0,26 450-900 Нет [788]
Au 5,8 • IO"3 0,65 600-840 Нет ]788]
Cd 7,4 • 10“ 1,15 650-900 Нет [788]
Cu 3,6 • 10-’ 0,52 240-510 Нет [788]
Ge 3,74 • 10“ 1,17 600-900 Нет [307]
Mg 1,98 10“ 1,17 600-900 Нет [788]
Se 12,55 2,20 600-900 Нет [307]
Sn 1,5 10“ 1,17 600-900 Нет [788]
Те 3,34 • 10-® 1,28 600-900 Нет ]307]
Zn 4,2 -10“ 0,96 600-900 Нет [788]
InP
In 10s 3,85 894-920 Нет [307]
p 7 • IO10 5,65 904-980 Нет [307]
310
1 и б л И ц a 9.2 (окончание)
(цемент ,см2 - c ’ Ea, эВ Температура °C Аномалия Литератур- ная ссылка
InSb
In 5 KT2 1,81 [788с]
Cd 1,26 1,75 400-500 Нет [308а]
Sn 5,5 IO2” 0,75 390-512 Нет [712а]
Zn 1,6 10* 2,3 350-500 Нет [307]
Sb 1,4 - ICT® 0,75 300-500 Нет [307]
Те 1,7 • ICT’ 0,57 300-500 Нет [307]
Au 7 ICT* 0,32 140-510 Нет [788]
Cd io-’ 1,1 250-500 Нет [7881
AlSb
Cu 3,5 10” 0,36 150-550 1788 с]
I аблица 9.3 *
Комбинации ион —мишень, для которых параметры пробегов даны в табл. 9-5—9.11
Мишень Ион Мишень Ион
Кремний 1 ерманий, GaAs . As, Аг, Au, В, F, Ne, P,Sb Al, As, В, Be, Cd, H, Mg, О, P, S, Se, Те, Zn SiO2 SieN4 Al^ Фотолак AZ111 Фотолак KTFR As, В, P. Zn As. В As, В As, В, P, Sb „ As, В, P, Sb
Га блица 9.4
Поправочные множители для перехода от значений пробегов в германии (GaAs)
к значениям пробегов в других полупроводниках
ZnSe CdS AlSb InP
1 0,92 0,78 0,9
311
Таблица 9.5
I а б л и на 9.5 (продолжение)
Параметры длины пробега ионов As, Ar, Au, В, F, Ne, Р, Sb в
1 I
М2- 28,09; <С=2,ЗЗг •ем"3) кэВ Se, кэВ/мкм кэВ/мкм R, мкм ДЛ. мкм Кр.мкм Дйр, мкм
Е, кэВ 8е, кэВ/мкм 8п, кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм ARp, мкм 100 1 299,6 477,7 0,1356 0,0400 0,1020 0,1124 0,0393 0,0426
ио 314,8 464,0 0,1485 0.0432
Сурьма (Sb) Z, = 51: Af, =120,904; Ск = 1 120 329,3 451,1 0,1613 0,0463 0.1229 0,0457
10 87;48 1365 0,0102 0,0032 0,0092 0,0030 130 343,3 439,0 0.1741 0,0492 0,1335 0.0488
20 123,7 1628 0,0163 0.0048 0,0147 0.0045 140 356,8 427,7 0,1869 0,0521 0,1441 0,0518
30 151,5 1757 0,0218 0,0063 0,0195 0,0059 150 369,9 417,0 0,1996 0,0549 0,1547 0,0547
40 175,0 1833 0,0269 0,0076 0,0241 0,0072 160 382,5 407,0 0,2123 0,0577 0,1654 0,0576
50 195,6 1882 0,0318 0,0089 0.0284 0,0084 170 394,7 397,5 0,2249 0,0603 0.1760 0,0604
60 214,3 1914 0,0365 0,0102 0,0327 0,0097 180 406.7 388,5 0,2375 0.0629 0,1867 0,0631
70 231,4 1936 0,0412 0,0114 0,0369 0,0108 190 418,2 380,1 0,2501 0,0654 0,1974 0.0658
80 247,4 1951 0.0458 0,0127 0,0410 0,0120 ’00 429.6 372.0 0,2626 0,6678 0.2081 0.0684
90 262,4 1961 0,0503 0,0139 0,0451 0,0131 220 451,4 357,0 0,2874 0.0725 0,2294 0.0734
100 276.6 1967 0,0548 0,0150 0,0491 0,0143 240 472.3 343,4 0,3121 0,0769 0,2507 0.0782
110 290,1 1970 0,0592 0,0162 0,0532 0,0154 260 492,3 331,0 0,3365 0,0811 0,2720 0,0828
120 303,0 1971 - 0.0636 0,0174 0.0572 0,0165 280 511,7 319.6 0,3607 0,08.51 0,2931 0.0871
130 315,4 1970 0,0680 0,0185 0,0611 0.0176 300 530.4 309.1 0,3846 0,0888 0,3142 0,0913
140 327.3 1968 0,0724 0.0197 0,0651 0,0187 320 548,5 299,4 0,4083 0,0924 0,3352 0,0953
150 338,8 1964 0,0767 0,0208 0,0691 0,0198 МО 566,0 290,4 0,4318 J),095 8 0,3561 0,0991
160 349,9 I960 0,0810 0,0219 0,0730 0,0209 360 583,1 282,0 0,4550 0,0991 0,3768 0,1028
17.0 360,7 1955 0.0854 0.0230 0,0769 0,0219 380 599,7 274,2 0,4780 0.1022 0,3974 0,1063
180 371,1 1949 0,0897 0,0242 0.0809 0,0230 400 616.0 266,8 0,5008 0,1051 0,4179 0,1096
190 381,3 1943 0,0940 0,0253 0,0848 0,0241 420 631,8 259,9 0,5233 0,1080 0,4382 0,1129
200 391,2 1936 0,0983 0,0264 0,0887 0,0251 440 . 647,3 253,5 0,5456 0,1107 0,4584 0,1160
220 410,3 1922 0,1069 0,0286 0,0966 0,0272 460 662,4 247,3 0,5677 0,1133 0,4784 0,1190
240 428,5 1907 0,1154 0,0307 0,1044 0,0293 480 677,2 241,6 0,5896 0,1157 0,4983 0,1219
260 446,0 1891 0.1240 0.0329 0,1123 0,0314 500 691,7 236,1 0,6113 0,1181 0,5181 0,1246
280 462,9 1875 0,1326 0,0350 0,1202 0,0335 Мышьяк (As) Z. 33; Л7,= 74,922; Ск = 1
300 479,1 1858 0,1411 0,0371 0,1280 0,0355 0,0040 0,0099 0,0037
320 494,8 1842 0.1497 0,0393 0,1359 0,0375 10 69,57 1078 0,0121
340 510.1 1825 0,1582 0,0414- 0,1438 0,0396 20 126,7 1193 0,0201 0,0064 0,0164 0,0060
360 524,9 1809 0.1668 0,0434 0,1517 0.0416 30 155,1 1235 0,0274 0,0087 0,0225 0.0081
380 539,2 1792 0,1754 0,0455 0 1596 0,0436 40 179,1 1250 0,0345 0,0108 0,0284 0,0101
400 420 553.2 566.9 1776 1760 0,1840 0.1926 0,0476 0,0496 0,1675 0,1755 0,0456 0 0476 50 60 200,3 219,4 1253 1249 0,0415 0,0483 0,0129 0,0149 0,0343 0,0400 0,0121 0,0140
440 580,2 1744 0,2012 0,0517 0,1835 0,0496 70 237,0 1242 0.0551 0,0169 0,0458 0,0159
460 593,3 1729 0,2098 0,0537 0,1914 0,0515 80 253,3 1233 0,0618 0.0188 0,0516 0,0177
480 606,0 1713 0,2184 0,0557 0,1994 0,0535 90 268,7 1222 0,0685 0,0208 0,0573 0,0196
500 618.5 1698 0,2270 0,0577 0,2074 0,0554 (00 283,2 1210 0,0752 0,0227 0,0631 0,0214
ПО 297,1 1197 0,0819 0.0246 0,0689 0,0232
Аргон (Ar} Z, = 1 8; Л7, = 39.948; Ск = 1 120 310,3 1184 0,0886 0,0265 0,0747 0,0250
10 90,47 “ 611,0 0,0180 0,0063 0,0118 0,0060 130 322,9 1172 0,0953 0,0284 0,0805 0,0268
20 129,7 616,3 0,0318 0,0107 0,0215 0,0102 140 335,1 1159 0Д020 0,0302 0,0863 0,0206
30 160,2 601,2 0,0450 0,0149 0,0312 0,0143 150 346,9 1146 0,1087 0,0321 0,0921 0,0304
40 186,0 581,9 0,0581 0,0188 0,0410 0,0101 160 358,3 1133 0,1154 0,0339 0,0980 0,0321
50 208,9 562,2 0,0711 0,0227 0,0509 0,0219 170 369,3 1121 0,1221 . 0,0357 0,1039 0,0339
60 229,7 543,1 0,0840 0,0264 0,0609 0,0256 180 380,0 1108 0,1288 0,0375 0,1097 0,0356
70 248,8 525,1 0,0970 0,0299 0,0711 0,0291 190 390,4 1096 0,1356 0,0393 0,1157 0,0373
80 266,7 508,2 0,1099 0,0334 0,0813 0,0326 200 400,6 1084 0,1423 0,0411 0,1216 0,0391
90 283,6 492,4 0,1228 0.0368 0,0916 0.0360 220 420,1 1061 0,1558 0,0446 0.1335 0,0425
312
313
Таблица 9.5 (продолжение)
К, кэВ । Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм Л1, мкм Aft, мкм ftp, МКМ Aftp, мкм
Мь пиьяк. (As) Zt = 33; Л/, = 74,922; Ск = 1
240 438,8 1039 0,1693 0,0481 0,1451 0,0458
260 456,7 1018 0,1828 0,0515 0,1575 0,0491
280 473,9 997,7 0,1964 0,0549 0,1696 0,0524
300 490,6 978,3 0,2100 0,0582 0,1817 0,0557
320 506,7 959,7 0,2237 0,0615 0,1939 0,0589
340 522,3 941,9 0,2373 0,0648 0,2061 0,0620
360 537,4 924,9 0,2510 0,0679 0,2184 0,0652
380 552,1 908,6 0,2647 0,0711 0,2307 0,0683
400 566,5 892,9 0,2784 0,0742 0,2431 0,0713
420 580,5 877,9 0,2921 0,0773 0,2555 0,0743
440 594,1 863,5 0,3058 0,0803 0,2679 0,0773
460 607,5 849,6 0,3195 0,0832 0,2804 0,0802
480 620,5 836,2 0,3332 0,0862 0,2928 0,0831
500 633,3 823,3 0,3470 0,0891 0,3053 0,0860
Бор (В) Z, =5; Л/, =11,009; Ск = 1,5
10 102,2 83,13 0,0637 0,0149 0,0310 0,0193
20 144,0 67,01 0,1141 0,0226 0,0634 0,0318
30 175,8 56,75 0,1592 0,0279 0,0956 0,0414
40 202,3 49,59 0,2005 0,0318 0,1270 0,0492
50 225,4 44,27 0,2388 0,0348 0,1574 0,0556
60 246,1 40,13 0,2748 0,0372 0,1868 0,0610
70 264,9 36,80 0,3088 0,0392 0,2153 0,0657
80 282,2 34,06 0,3412 0,0409 0,2459 0,0699
90 298,4 31,75 0,3721 0,0424 0,2696 0,0735
100 313,5 29,78 0,4018 0,0436 0,2956 0,0768
по 327,7 28,07 0,4305 0,0448 0,3209 0,0798
120 341,1 26,5'7 0,4581 0,0458 0,3456 0,0825
130 353,9 . 25,24 0,4849 0,0467 0,3697 0,0849
140 366,0 24,06 0,5109 0,0475 0,3933 0,0872
150 377,3 23,00 0.5362 0,0482 0,4163 0,0893
160 388,8 22,04 0,5608 0,0489 0,4389 0,0913
170 399,4 21,17 0,5849 0,0496 0,4610 0,0931
180 409,7 20,37 0,6084 0,0502 0,4828 0,0948
190 419,6 19,64 0,6314 0,0507 0,5041 0,0964
200 429,1 18,96 0,6539 0,0512 0,5251 0,0979
220 447,2 17,76 0,6977 0,0522 0,5661 0,1007
240 464,1 16,72 0,7400 0,0530 0,6059 0,1032
260 480,0 15,80 0,7810 0,0537 0,6446 0,1055
280 495,0 15,00 0,8207 0,0544 0,6824 0,1076
300 509,2 14,28 0,8594 0,0550 0,7193 0,1095
320 522,7 13,63 0,8972 0,0556 0,7553 0,1113
340 535,4 13,05 0,9341 0,0561 0,7906 0,1130
360 547,6 12,52 0,9701 0,0566 0,8253 0,1145
380 559,2 12,03 1,0055 0,0571 0,8593 0,1160
400 570,3 11,59 1,0402 0,0575 0,8928 0,1173
420 580,9 11,18 1.0743 0,0580 0.9257 0,1186
314
Таблица 9.5 (продолжение)
/•, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д7?, мкм Rp, мкм &Rp, мкм
440 591,0 10,80 1,1078 0,0583 0,9581 0,1198
460 600,7 10,45 1,1407 0,0587 0,9901 0,1210
480 610,0 10,12 1,1732 0,0591 1,0216 0,1221
500 618,9 9,818 1,2052 0,0594 1,0527 0,1231
Фтор (F) Z, = 9; М, = 18,998; Ск = 1
10 39,59 229,5 0,0400 0,0139 0,0191 0,0138
20 53,64 205,6 0,0778 0,0261 0,0400 0,0263
30 64,05 185,4 0,1172 0,0381 0Д)635 0,0389
40 72,61 169,1 0,1579 0,0498 0,0890 0,0515
50 80,01 155,9 0,1998 0,0612 0,1161 0,0640
60 86,59 144,9 0,2426 0.0723 0,1448 0,0763
70 92,56 135,6 0,2862. 0,0830 0,1746 0,0884
80 98,05 127,6 03303 0,0933 03054- 0,1003
90 103,2 1Z0.6 03748 0,1033 0,2372 0,1119
100 107,9 114,5 0,4196 0,1128 03697 0,1233
110 112,4 109,1 0,4647 0,1220 0,3028 0,1343
120 116,7 104,3 0,5099 0,1309 0,3364 0,1451
130 .120,7 99,90 0,5552 0,1394 0,3706 0,1556
140 124,6 95,95 0,6005 0,1476 0,4051 0,1658
150 128,3 92,34 0,6458 0,1555 0,4399 0,1758
160 131,8 89,04 0,6911 0,1631 0,4751 0,1855
170 1353 86,01 0,7364 0,1704 0,5105 0,1949
180 138,5 83,21 0,7815 0,1775 0,5461 0,2041
190 141,7 80,61 0,8266 0.1843 0,5818 0,2131
200 144,8 78,19 0,8715 0,1908 0,6177 0,2218
220 150,6 73,83 0,9609 озозз 0,6899 0,2387
240 1563 70,00 1,0497 0,2151 0,7623 03547
260 161,4 66,60 1,1377 03260 0,8349 0.2699
280 166,4 63,56 1.2251 0,2364 0,9075 0,2845
300 171,1 60,82 1,3117 - 03461 0,9801 0,2984
320 175,7 58,34 1,3975 0.25& 1,0526 0,3117
340 180,0 56,09 1,4826 03640 1,1249 0,3244
360 184,2 54,02 1,5669 03723 1,1970 0,3367
380 188,2 52,12 1,6505 0,2802 13689 0,3484
400 192,1 50,37 1,7334 0,2877 1,3406 0,3597
420 195,8 48,74 1,8155 03949 1,4119 0,3706
440 199,5 47,23 1,8969 0,3017 1,4830 0,3810
460 203,0 45,83 \эт 0,3083 1*3538 0,3911
480 2063 4431 2,0577 0,3146 1,6243 0,4009
500 209,6 43,28 2,1371 0,3206 1,6945 0.4103
Золото (Au) Z, = 79; Л/, = 196,967; Ск = 1
10 82,9 1476 0,0090 0,0027 0.0086 0,0027
20 . 117,3 1906 0,0145 0,0040 0,0138 0,0039
30 143,6 2155 0,0191. 0,0050 0,0181 0,0049
40 165,8 2323 0,0233 0,0059 0,0220 0,0058
50 185,4 2445 04)272 0.0068 04)256 04)066
60 203,1 2538 0.0309 0,0077 0,0291 0,0074
70 219,4 2612 0,0345 0,0085 0,0325 0.0082
315
Таблица 9-5 (продолжение)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм | R, мкм мкм Rp, мкм ARp, мкм
Зол это (Au) Zj = 79; Mt = 196,967; Ск = 1
80 234,5 2671 0,0380 0,0092 0.0357 0,0089
90 248,7 2720 0,0414 0,0100 0,0389 0.0097
100 262,2 2760 0,0447 0,0108 0,0420 0,0104
110 275,0 2795 0,0480 0,0115 0,0451 0,0111
120 287,2 2823 0,0512 0,0122 0.0482 0,0118
130 298,9 2848 0,0544 0,0130 0,0512 0,0125
140 310,2 2869 0,0576 0,0137 0,0541 0,0132
150 321,1 2887 0,0607 0,0144 0,0571 0,0139
160 331,6 2903 0,0638 0,0151 0,0600 0,0145
170 341,9 2917 0,0669 0,0158 0,0629 0,0152
180 351,8 2928 0,0700 0,0165 0,0658 0,0159
190 361,4 2938 0,0730 0,0171 0,0686 0,0165
200 370,8 2947 0,0760 0,0178 0,0715 0,0172
220 388,9 2960 0,0820 0,0192 0,0771 0,0185
240 406,2 2970 0,0880 0,0205 0,0827 0,0198
260 422,8 2976 0,0939 0,0218 0,0883 0,0210
280 438,7 2980 0,0998 0,0231 0,0939 0,0223
300 454,1 2981 0,1056 0,0244 0,0994 0,0236
320 469,0 2981 0,1114 0,0257 0,1049 0,0248
340 483,4 2980 0,1172 0,0270 0,1103 0,0261
360 497,5 2977 0,1229 0,0282 0,1158 0,0273
380 511,1 2973 0,1287 0,0295 0,1212 0,0285
400 524,4 2968 0,1344 0,0308 0,1267 0,0297
420 537,3 2963 0,1402’ 0,0320 0,1321 0,0310
440 550,0 2957 0,1459 0,0333 0,1375 0,0322
460 562,3 2950 0,1516 0,0345 0,1429 0,0334
480 574,4 2943 0,1572 0,0357 0,1483 0,0346
500 586,3 2935 0,1629 0,0370 0,1537 0,0358
Неон (Ne) Z, = 10; М, = 19,992; Ск «= 1
10 8,532 262,1 0,0392 0,0146 0,0179 0,0139
20 14,14 238,6 0,0774 0,0285 0,0377 0,0272
30 18,99 217,4 0,1184 0,0430 0,0602 0,0414
40 23,41 199,8 0,1619 0,0582 0,0851 0,0562
50 27,52 185,2 0,2079 0,0737 ОД 122 0,0715
60 31,41 173,0 0,2558 0,0895 0,1413 0,0873
70 35,12 162,5 0,3056 0,1053 0,1722 0,1033
80 38,69 153,4 03570 0,1211 0,2047 0,1195
90 42,12 145,4 0,4097 0,1369 ' 0,2387 0,1358
100 45,45 138,4 0,4636 0,1524 0,2740 0,1521
110 48,68 132,1 0,5184 0,1677 0,3105 0.1684
120 51,83 126,5 0,5741 0,1й28 0,3481 0,1846
130 • 54,90 121,4 0,6306 0,1976 0,3866 0,2007
140 57,90 116,8 0,6076 0,2120 0,4260 0,2166
150 60,83 112,5 0,7450 0,2261 0,4662 0,2323
160 63,71 .108,6 0,8029 0,2398 0,5070 0,2478
170 66,54 105,1 03610 - 03’532 0,5485 0,2630
180 69,31 101,8 0,9194 0,2662 0,5905 0,2781
316
Таблица 9.5 (продолжение)
о кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм AR, мкм Rp, мкм ARp, мкм
190 72,04 98,67 0,9779 0,2788 0,6330 0,2928
’00 74,72 95,80 1,0365 0,2911 0,6759 0,3073
220 79,96 90,61 1,1538 0,3146 0,76-27 0,3355
?40 85,05 86,03 1,2710 0,3367 0,8507 0,3626
260 90,01 81,96 1,3876 0,3575 0,9394 0,3886
280 .94,85 78,31 1,5035 0,3770 1,0286 0,4135
300 99,57 75,02 1,6185 0;3953 1,1181 0,4384
120 104,2 72,03 1,7326 0,4126 1,2076 0,4602
340 108,7 69,30 1,8455 0,4288 1,2972 0,4821
160 113,2 66,80 1,9572. 0,4441 1,3866 0,5031
180 117,5 64,50 2,0677 0,4584 1,4757 0,5232
400 121,8 62,37 2,1770 0,4720 1,5644 0,5424
420 126,0 60,40 2,2850 0,4848 1,6527 0,5609
440 130,1 58,57 2,3916 0,4969 1,7405 0,5786
460 134’,2 56,85 2,4970 0,5083 1,8277 0,5956
480 138,1 55,25 2,6010 0,5191 1,9144 0,6119
500 142,1 53,75 2,7038 0,5294 2,0005 0,6276
Фосфор (Р) Zд = 15; Mt = 30,974; С% ~ 1
10 83,02 475,0 0X1217 0,0076 0,0128 0,0074
20 119,9 453,8 0,0392 0,0132 0,0243 0,0129
30 148,6 442,8 0,0562 0,0184 0,0359 0,0181
40 173,1 421,4 0,0730 0,0234 0Д5479 0,0232
50 194,8 401,6 0,0898 0,0281 0,0601 0,0280
60 214,6 383,5 0,1066 0,0326 0,0726 0,0327
70 232,8 367,1 0,1233 0,0369 0,0852 0,0372
80 249,9 352,2 0,1399 0,0410 0,0979 0/5415
90 266,0 338,7 0,1565 0,0449 0,1108 0,0458
100 281,3 326,3 0,1730 0,0487 0,1238 0,0498
110 295,9 . 315,0 0,1894 0,0523 0,1368 0,0538
120 309,8 304,5 0,2057 0,0557 0,1499 0,0575
130 323,3 294,9 0,2219 0,0590 0,1631 0,0612.
140 336,2 285,9 0,2381 0,0622 0,1762 0,0648
150 438,7 277,6 0,2541 0,0652 0,1894 0,0682
160 360,9 298,6 0,2700 0,0681 0,2026 0,0715
170 372,7 262,6 0,2858 0,0709 0,2157 0,0747
180 384,1 255,7 0,3015 0,0736 0,2289 0,0778
190 395,3 249,3 0,3171 0,0762 0,2420 0,0808
200 406,2 243,3 0,3325 0,0787 0,2550 0,0837
220 427,2 232,2 0,3631 0,0834 0,2811 0,0893
240 447,4 222,3 0,3932 0,0878 0.3070 0,0945
260 466,8 2133 0.4228 0,0918 0,3326 0,0994
280 485,5 205,1 0,4520 0,0956 0,3581 0,1041
300 503,5 197,7 0,4807 О',0992 0,3833 0,1084
320 521,1 190,8 0,5090 0,1025 0,4083 0,1126
340 5.38,1 184,5 0,5369 0,1057- 0,4330 0,1165
360 554,6 178,6 0.5644 0,1086 0,4575 0,1202
380 570,8 173,2 03915 0,1114 0,4817 0,1238
400 586,5 168.2 0,6182 0,1140 0.5057 0.1272
317
Таблица 9.5 (окончание)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм ARp, мкм
Фос фор (Р) Z, = 15; М, = 3 W4; Ск =
420 601,8 163,4 0,6445 0,1165 0,5294 0,1304
440 616,9 159,0 0,6704 0,1189 0,5529 0,1334
460 631,6 154,9 0,6960 0,1211 0,5762 0,1364
480 646,0 150,9 0,7213 0,1233 0,5992 0,1392
500 660,1 147,3 ' 0,7462 0,1253 0,6220 0,1419
Таблица 9.6
Параметры длины пробега ионов Al, As, В, Be, Cd, Н, Mg, О, Р, S, Se. Те, Zn в GaAs и в
германии (Z3 = 32; М2 = 72,59; d2 = 5,35 г • см“3)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм &Rp, мкм
Аиюг- 1ИНИЙ (Al) Z, = 13; М, = 26,982; С к“1
10 107,2 374,0 0,0272 0,0081 0,0082 0,0086
20 151,5 378,2 0,0468 0,0133 0,0159 0,0147
30 185,6 369,7 0,0652 0,0178 0,0239 0,0204
40 214,3 358,3 0,0830 0,0220 0,0321 0,0258
50 239,6 346,6 0,1002 0,0259 0,0405 0,0309
60 262,4 335 Д 0,1171 0,0296 0,0491 0,0358
70 283,5 3243 0,1337 0,0330 0.0579 0,0406
80 303,0 314,1 0,1500 0,0363 0,0669 0,0457
90 321,4 304,6 0,1661 0,0393 0,0759 0,0497
100 338,8 295,7 0,1820 0,0422 0.0850 0,0540
НО 355,3 287,3 0,1976 0,0450 0,0943 0,0582
120 371,1 279,5 0,2131 0,0476 0,1036 0,0623
130 386,3 272,1 0,2284 0,0502 0,1130 0,0662
140 400,8 265,2 0,2435 0,0526 0,1224 0,0701
150. 414,8 258,7 0,2584 0,0549 0,1318 0,0738
160 428,5 252,6 0,2732 0,0571 0,1413 0,0774
170 441,7 246,8 0,2878 0,0592 *0,1509 0,0809
180 454,5 241,3 03022 0,0612 0,1604 0,0844
190 466,9 236,1 03165 0,0631 0,1699 0*0877
200 479,1 231,1 0,3307 0,0650 0,1795 0,0910
220 502,4 222,0 0,3586 0,0685 0,1986 0,0972
240 524,8 213,6 0,3859 0,0718 0,2177 0,1032
260 546,2 206,0 0,4127 0,0749 0,2368 0,1089
280 566,8 198,9 0,4391 0,0777 0Д558 0,1143
300 586,7 192,5 0,4650 0,0804 0,2748 0,1195
320 605,9 186,5 0,4904 0,0829 0,2936 0,1245
340 624,5 180,9 0,5155 0,0853 0,3124 0,1293
360 642,6 175,8 0,5401 0,0875 03310 0,1339
380 660,2 170,9 0,5644 0,0896 0,3496 0,1383
400 6773 166,4 0,5882 0,0916 0,3680 0,1425
318
I аблица 9.6 (продолжение!
/:, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм AR, МКМ Rp, мкм ARp, мкм
420 694,0 162,1 0,6118 0,0935 0,3863 0,1465
440 710,3 158,1 0,6350 0,0953 0,4045 0,1505
460 762,2 •154,3 0,6578 0,0970 0,4226 0,1543
480 741,8 150,7 0,6804 0,0987 0,4405 0Д579
500 757,1 147,4 0,7027 0,1002 0,4584 0,1614
Мышьяк (As) Zt = 33; М1 = 74,922; Ск = 1
10 127,9 1254 0,0105 0,0040 0,0054 0,0038
20 180,8 1430 0,0171 0,0062 0,0090 0,0060
30 221,5 1504 0,0231 0,0082 0,0124 0,0080
40 255,8 1542 0,0288 0,0100 0,0158 0,0098
50 285,9 1561 0,0343 0,0118 0,0191 0,0116
60 313,2 1569 0,0396 0,0136 0,0224 04)133
70 338,3 1572 04)449 0/1153 0,0257 0,0150
80 361,7 1570 0,0501 0,0169 0,0290 0,0167
90 383,6 1565 0,0553 0,0186 04)323 0,0183
100 404,4 1558 0,0604 0,0202 0,0356 0,0199
110 424,1 1550 0,0655 0,0218 0,0389 0,0215
120 443,0 1541 0,0705 0,0234 0,0422 0,0231
130 461,1 1531 0,0755 0,0249 0,0455 0,0247
140 478,5 1520 0,0806 0,0264 0,0489 0,0262
150 495,3 1510 0,0856 0,0280 0,0522 0,0278
160 511,5 1499 0,0905 0,0295 0,0556 0,0293
170 527,3 1487 0,0955 0,0309 0,0590 04)308
180 542,5 1476 0,1005 04)324 04)624 0,0323
190 557,4 1465 0,1054 0,0339 04)658 04)338
200 571,9 1454 0,1104 0,0353 0,0692 0,0353
220 599,8 1431 0,1202 0,0382 0,0761 0,0382
240 625,5 1409 0,1300 0,0410 0,0830 0,0411
260 652,0 1387 0,1399 0,0437 0,0900 0,0439
280 676,7 1366 0,1497 0,0464 0,0970 0,0468
300 700,4 1346 0,1594 • 0,0491 0,1040 04)496
320 723,4 1326 0,1692 0,0517 0,1111 0,0523
340 745,6 1306 0,1790 0,0543 0,1182 04)550
360 7673 1288 0,1887 0,0568 0,1254 0,0577
380 788,3 1269 0,1984 0,0594 0,1326 0,0604
400 808,8 1252 0,2081 0,0618 0,1398 0.0630
420 828,7 1235 0,2178 0,0643 0,1471 0,0656
440 848,2 1218 0,2275 0,0667 0,1544 0,0682
460 867,3 1202 0,2372 0,0690 0,1617 0,0708
480 885,9 1186 0,2469 0,0714 0,1690 0,0733
500 904,2 1171 0,2565 0,0736 • 0,1764 0,0758
Берилий (Be) Z, = 4; Mt = 9,012; Ск = 1
10 64,66 50,11 0,1107 0,0177 0,0277 0,0280
20 91,45 43,30 0,1906 0,0263 0,0584 0,0481
30 112,0 38,19 0,2608 0,0323 0,0907 0,0650
40 129,3 34,30 О.ЗМ5 0,0368 0,1236 0,0798
50 144,6 31,25 03834 0,0404 0,1566 0,0928
60 158,3 28,77 0,4385 0,0433 0,1895 ОД 045
70 171,0 26,72 0.4905 0.0457 0,2221 0,1150
319
Таблица 9.6 (продолжение)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм Д/?р, мкм
Бе рилий (Be) Z, = 4; М, = 9,012; Ск = 1
80 182,8 24,98 0,5398 0,0478 0,2543 0,1246
90 193,8 23,50 0,5869 0,0496 0,2861 0,1333
100 204,3 22,20 0,6320 0,0511 0,3174 0,1413
110 214,2 21,06 0,6753 6,0525 0,3483 0,1488
120 223,7 20,06 0,7170 0,0537 0,3787 0,1557
130 232,8 19,15 0,7574 0,0548 0,4086 0,1621
140 241,5 18,34 0,7964 0,0558 0,4381 0,1681
150 249,9 17,61 0,8344 0,0567 0,4672 6.1738
160 258,1 16,94 0,8712 0,0575 0,4958 0.1791
17-0 266,0 16,32 0,9071 0,0583 0,5240 0,1841
180 ' 273,6 15,76 0,9421 0,0590 0,5519 0,1888
190 281,0 15,24 0,9762 0,0596 0,5793 6,1933
200 288,2 14,75 1,0096 0,0603 0,6064 0,1976
220 302,1 13,89 1,0742 0,0614 0,6594 0,2055
240 315,4 13,13 1,1363 0,0623 0,7111 0,2127
260 328,0 12,46 1,1961 0,0632 0,7616 0.2193
280 340,1 11,87 1,2539 0,0640 0,8109 0,2254
300 351,8 11,33 1,3098 0,0647 0,8591 0,2311
320 363,0 10,85 1,3641 0,0653 0,9063 0,2363
340 373,7 10,41 1,4168 0,0659 0,9525 0,2412
360 384,4 10,01 1,4682 0,0664 0,9978 0,2458
380 394,5 9,646 1,5183 0,0669 1,0423 0,2501
400 404,3 9,309 1,5672 _ 0,0674 1,0860 0,2541
420 413,9 8,998 1,6150 0,0678 1,1289 0,2579
440 423.2 8,709 1,6618 0,0682 1,1711 0,2615
460 432,2 8,441 1,7077 0.0686 1,2127 0.2649
480 441,0 8,190 1,7526 0,0689 1,2536 0,2682
500 449.5 7,956 1,7967 0.0693 1,2939 0.2713
Бор (В) Z , = 5 М, =11,009; Ск= 1
10 72,45 75,79 0,0847 0,0158 0,0215 0,0223
20 102,1 67,63 0,1474 0,0243 0,0450 0,0387
30 124,6 60, 0,2037 0,0306 0,0699 0,0530
40 143,4 55,42 0,2557 0,0356 0,0956 0,0657
50 159,8 51,01 0,3045 0^0397 0,1217 0,0772
60 174.4 47,37 0,3507 0,0432 0,1480 0,0877
70 187,8 44,29 0,3948 0,0462 0,1743 0,0973
80 200,0 41,65 0,4370 0,0487- 0,2005 0,1062
90 211,4 39,36 0,4776 0,0510 0,2266 0,1144
100 222,1 37,35 0,5168 0,0531 0,2526 0,1221
110 232,2 35,36 0,5547- 0,0549 0,2783 0,1293
120 241,7 33,97 0,5915 0,0566 0,3039 0,1361
130 250,7 32,54 0,6273 0,0581 0,3992 0,1425
140 259,3 31,24 0,6622 0,0595 0,3544 0,1485
150 267,5 30,06 0,6962 0,0608 0,3793 0,1543
160 275,4 28,97 0,7294 0,0620 0,4040 0,1597
170 282,9 27,98 0,7619 0,0631 0,4285 0,1649
180 290,2 27,06 0,7938 0,0641 0,4527 0,1698
190 297,2 26,21 0,8250 0,0651 0,4768 0,1746
320
Таблица 9.6 (продолжение)
/•', кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм /?, мкм ДЯ,мкм Rp, мкм мкм
200 303,9 25,42 0,8556 0,0660 0,5006 0,1791
220 316,6 24,00 0,9153 0,0677 0,5477 0,1876
МО 328,6 22,74 0,9731 0,0692 0,5940 0,1955
260 339,8 21,63 1,0292 0,0706 0,6397 0,2028
280 350,4 20,64 1,0838 0,0718 0,6846 0,2097
300 360,4 19,75 1,1371 0,0730 0,7289 0,2161
320 369,9 18,94 1,1891 0,0741 0,7726 0,2221
340 378,9 18,20 1,2400 0,0751 0,8158 0,2279
360 387,4 17,53 1,2899 0,0760 0,8584 0,2333
380 395,6 16,91 1,3388 0,0769 0,9005 0,2384
400 403,4 16,34 1,3869 0,0777 0,9421 0,2433
420 410,8 15,81 1,4341 0,0785 0,9833 0,2480
440 417,9 15,32 1,4806 0,0792 1,0241 0,2524
460 424,8 14,86 1,5265 0,0799 1,0644 0,2567
480 431,3 14,43 1,5716 0,0806 1,104'4 0,2608
500 437,6 14,03 1,6162 0,0812 1,1441 0,2648
Кадмий (Cd) Z, = 48; Л7, = 113,904; СА = 1
10 131,3 1709 0,0080 0,0032 0,0054 0,0029
20 185,7 2062 0,0129 0,0048 0,0086 0,0044
30 227,5 2240 0,0171 0,0061 0,0114 0,0058
40 262,7 2348 0,0210 0,0074 0,0141 0,0070
50 293,7 2419 0,0248 0,0087 0,0167 0,0082
60 321,7 2468 0,0284 0,0099 0,0192 0,0093
70 347,5 2503 0,0320 0,0110 0,0217 0,0104
80 371,5 2528 0,0354 0,0121 0,0242 0,0115
90 394,0 2545 0,0389 0,0133 0,0267 0,0126
100 415,3 2558 0,0422 0,0143 0,0291 0,0136
ПО 435,6 2566 0,0456 0,0154 0,0315 0,0147
120 455,0 2571 0,0489 0,0165 0,0340 0,0157
130 473,6 2573* 0,0522 0,0176 0,0364 0,0167
140 491,4 2574 0,0555 0,0186 0,0388 0,0177
150 508,7 2572 0,0587 0,0196 0,0412 0,0187
160 525,4 2570 0,0620 0.0207 0,0436 0,0197
170 541,5 2566 0,0652 0,0217 0,0460 0,0206
180 557,2- 2561 0,0684 0,0227 0,0484 0,0216
190 572,5 2556 0,0716 0,0237 0,0508 0,0226
200 587,4 2549 0,0748 0,0247 0,0532 0,0235
220 616,1 2535 0,0812 0,0267 0,0580 0,0254
240 643,5 2520 0,0875 0,0286 0,0628 0,0273
260 669,7 2503 0,0938 0,0306 0,0676 0,0292
280 695,0 2485 0,1001 0,0325 0,0724 .0,0310
300 719,4 2467 0,1064 0,0344 0,0772 0,0329
320 743,0 2449 0,1127 0,0363 0,0821 0,0347
340 765,9 2430 0,1189 0,0382 0,0869 0,0365
360 788,1 24Ц 0,1252 0,0400 0,0918 0,0383
380 809,7 2392 0,1314 0,0418 0,0967 0,0401
400 830,7 2374 0,1377 0,0437 0,1016 0,0419
420 851,2 2355 0,1439 0,0455 0,1065 0,0437
440 871,2 2336 0,1501 0,0473 0,1114 0,0454
321
Таблица 9.6 (продолжение)
Е, кэВ | Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм | ДЯ,мкм Rp, мкм ARp, мкм
Кад мий (Cd) Z, = 48; 113,904; Ci = 1
460 890,8 2318 0,1564 0,0491 0,1163 0,0472
480 9Ю.0 2300 0,1626 0,0508 0,1212 0,0489
500 928,7 2282 0,1688 0,0526 0,1262 0,0507
Магний (Mg) Zt = 12; My = 23,985; Q '= 1
10 106,4 321,7 0,0303 0,0086 0,0088 0,0094
20 150,5 321,9 0,0524 0,0141 0,0172 0,0162
30 184,3 312,3 0,0730 0,0189 0,0260 0,0223
40 212,9 301,1 0,0928 0,0232 0,0351 0,0282
50 238,0 289,9 0,1120 0,0272 0,0444 0,0338
60 260,7 279,3 0,1307 0,0309 0,0539 0,0391
70 281,6 269,3 0,1490 0,0344 0,0636 0,0442
80 301,0 260,1 0,1670 0,0376 0,0734 0,0492
90 319,3 251,6 0,1847 0,0406 0,0834 0,0539
100 336,5 243,6 0,2021 0,0434 0,0934 0,0585
110 353,0 236,2 0,2192 0,0461 0,1036 0,0629
120 368,7 229,4 0,2360 0,0486 0,1137 0,0672
130 383,7 222,9 0,2526 0,0511 0,1240 0,0714
140 398,2 216,9 0,2690 0,0533 0,1343 0,0754
150 412,1 211,3 0,2851 0,0555 0,1446 0,0792
160 425,7 206,0 0,3011 0,0576 0,1549 0,0830
170 438,8 201,0 0,3168 0,0595 0,1653 0,0867
180 451,5 196,3 0,3323 0,0614 0,1756 0,0902
190 463,8 191,8 03477 0,0632 0,1859 0,0936
200 475,9 187,6 0,3628 0,0649 0,1963 0,0970
220 499,1 179,8 0,3926 0,0682 0,2169 0,1034
240 521,3 172,7 0,4218 0,0712 0,2375 0,1095
260 542,5 -166,3 0,4503 0,0739 0,2579 0,1152
280 563,0 160,4 0,4782 0,0765 0,2783 0,1207
300 582,7 155,0 0,5056 0,0789 0,2985 0,1259
320 601,8 150,0 0,5324 0,0811 0,3186 0,1309
340 620,3 145,4 0,5588 0,0832 0,3386 0,1356
360 638,3 141,0 0,5847 0,0852 0,3584 0,1402
380 655,7 137,0 0,6101 0,0870 0,3781 0,1446
400 672,7 133,3 0,6352 0,0888 0,3976 0,1487
420 689,3 129,8 0,659# 0,0904 0,4170 0,1528
440 705,5 126,4 0,6840 0,0920 0,4362 0,1566
460 721,3 1233 0,7079 0,0935 0,4552 0,1603
480' 736,8 120,4 0,7314 0,0949 0,4741 0,1639
500 751,9 117,6 0,7545 0,0962 0,4929 0,1674
Фосфор (Р) Zj = 15; М, = 30,974; Cr = 1
10 112,1 460,7 0,0232 0,0072 0,0073 0,0076
20 158,6 474.0 0,0397 0,0118 0,0140 0.0128
30 194,2 486,6 0,0551 0,0160 0,0208 0,0176
40 224,3 458,2 0,0700 0,019-8 0,0278 0,0222
50 250,8 446,4 0,0845 0,0234 0,0349 0,0267
60 274,7 434,4 0,0987 0,0267 0,0422 0.0309
322
I а б л и ц a 9.6 (продолжение)
’ , кэВ | | кэВ/мкм|5'л. кэВ/мкм | R,mkm j мкм | Кр.мкм | &Кр, мкм
70 296.7 422,7 0.1127 0,0300 0.0496 0,0351
80 317.2 411.4 0.1265 0,0330 0,0571 0,0391
90 336.4 400.6 0,1402 0.0360 0.0648 0,0431
100 354.6 390,4 0,1537 0.0388 O.Q725 0.0469
ПО 371.9 380.7 0,1670 • 0.0415 0,0803 0,0506
120 388.5 371.5 0,1802 0,0441 0,0882 0,0542
130 404.3 362.8 0,1933 0,0466 0.0961 0.0578
140 419.6 354.6 0,2063 0,0490 0,1041 0.0612
150 434.3 346.7 0.2192 0,0513 0.П22 0.0646
160 448.6 339.3 0.2319 0,0535 0,1203 0,0679
170 462.4 332.3 02445 0,0556 0.1284 0,0711
180 475.8 325.5 0.2571 0.0577 0.1366 0,0743
190 488.8 319.1 0.2695 0.0597 0,1447 0,0774
200 50.1.5 313.0 0,2818 0.0617 0.1529 0,0804
220 526.0 301.6 0.3062 0.0654 0.1694 0,0862
240 549.3 291.1 03302 0,0688 0.1859 0.0918
260 571.8 281,5 03538 0.0721 0,2024 0,0972
280 593.3 272.6 0,3771 0.0752 0.2189 0.1023
300 614.1 264,3 0.4000 0.0781 0.2354 0.1072
320 634.3 256,6 0,4226 0.0808 0,2518 0,1120
340 653.8 249.4 0.4449 0,0834 0.2683 0.1166
360 672,7 242.7 0.4669 0,0859 0,2846 0.1210
380 691.1 236.4 0,4886 0,0882 0,3009 0.1252
400 709.1 230.5 0.5100 ' 0.0905 0.3172 0,1294
420 726.6 225.0 0.5312 0,0926 0,3334 0.1333
440 743,6 219.7 05521 0,0947 0.3495 0.1372
460 760.3 214.7 0,5727 0.0966 0.3655 0.1409
480 776,7 210,0 0,5931 0,0985 0,3815 0.1445
500 792,7 205,5 0.6132 0.1003 0.3973 0,1480
Кислород (О) Z, = 8: М, = 15,559; Ск = 1
10 91.82 164.6 0,0493 0.0116 0.0131 0.0141
20 129,6 156,4 0,0860 0.0186 0.0265 0.0244
30 158.5 146.7 0,1198 0.0244 0,0407 0.0338
40 182,8 137.7 0,1518 0,0293 0.0555 0.0424
50 204,0 129.8 0,1823 0,0336 0,0707 0.0505
60 223.2 122.8 0.2117 0,0374 0,0861 0,0580
70 240,7 116.6 0.2402 0.0409 0.1017 0,0651
80 256.9 111,2 0.2677 0,0439 0,1175 0,0718
90 "272,1 106,3 0.2945 0.0467 0.1333 0,0781
100 286.3 101.9 0.3206 0,0493 0.1492 0,0841
по 299,8 97,86 0,3461 0.0517 0.1651 0,0898
120 312,7 94,22 0,3709 0,0538 0,1810 0,09 5 2
130 325,0 90,89 0,3952 0,0559 0,1968 0.1004
140 336.7 87,83 0,4190 0,0577 0,2126 0,1054
150 348,0 85,01 0,4424 0,0595 0,2284 0,1102
160 358,9 82,39 0.4652 0,0611 0,2441 0,1147
170 369.3 79,96 0.4877 0,0627 0,2598 0.1192
180 379.5 77,69 0,5098 0.0642 0,2753 0,1233
190- 389.3 75.57 0,5315 0.0655 0,2908 . 0,1274
323
Таблица 9.6 (продолжение)
Таблица 9.6 (продолжение)
Е, кэВ Se. кэВ/мкм ря, кэВ/мкм R, мкм ДЛ. мкм Rp, мкм Д7?р, мкм Е, кэВ |5е, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д/?> мкм Rp, мкм &Rp, мкм
-1 = 15,559; Ск 420 751,3 254,1 0,4985 0,0903 0,3113 0,1271
Кислород (О) Zx = 8; М, = 1 440 768,9 248,3 0,5183 0,0924 0,3264 0,1309
200 398,8 73,58 0,5528 0.0668 0,3063 0,1313 460 786,2 242,8 0,5379 0,0943 0,3415 0,1345
220 417,0 69,95 0,5945 0,0692 0,3369 0,1387 480 803,1 237,6 0,5572 0,0962 0,3565 0,1380
240 434,2 66,72 0,6350 0,0714 0.3671 ’ 0,1456 500 819,6 232,6 0,5763 0,0981 0,3714 0,1414
260 280 450,6 466,2 63,83 61,21 0,6744 0,7128 0,0734 0,0752 0,397-1 0,4267 0,1522 0,1583 Селен (Se) Z, = 34; Л/, = 79,917; Ск =
300 481,1 58,83 0,7502 03769 0,4560 0,1641 10 126,3 1305 0,0102 0,0039 0,0054 0.0037
320 495,4 56,66 0,7869 0,0785 0.4849 0,1695 20 178,6 1497 0,0166 - 0,0060 0.0090 0.0058
340 509,2 54,66 0,8227 0,0799 0,5135 ' 0,1747 30 218,7 1580 03223 0,0079 0,0124 0.0077
360 522,4 52,83 0,8578 0,0813 0,5419 0,1797 40 252,6 1622 0,0277 0,0097 0.00157 0,0095
380 535,1 51,13 0,8923 0,0825 0,5699 0,1844 50 282,4 1645 0,0330 0,0114 0,0190 0,0112
400 547,4 49,55 0,9261 0,0837- 0,5977 0,1889 60 309,3 1657 0,0381 0.0131 0,0222 0,0128
4?0 559,3 48,08 0,5993 0,0849 0,6251 0,1932 70 334,1 1662 0,0432 0,0148 0,0254 0,0144
440 570,7 46,71 0,9919 03859 0,6523 0,1973 80 357,2 1662 0,0482 0,0164 0,0286 0,0160
460 581,9 45,43 1,0241 0,0869 0,6972 0,2013 90 378,8 1658 0,0531 0,0179 0,0318 0,0176
480 592,7 44,22 1,0557 0,0879 0,7059 0,2050 100 399,3 1653 0,0580 0,0195 0,0350 0,0191
500 603,1 43,09 1,0869 0,0888 0,7324 0,2087 по 418,8 1646 0,0628 0,0210 0,0383 0,0206
И,972; Ск = 120 437,4 1637 0,0677 0,0226 0,0415 0,0221
Сера (S) Z, =16; = 130 455,3 1628 0,0725 0,0241 0,0447 0,0236
10 116,0 495,3 0,0220 03069 0,0070 -0,0072 140 472,5 1618 0,0773 0.0255 0,0480 0,0251
20 164,0 5133 0,0374 0,0113 0,0132 0,0121 150 489,1 1608 0,0820 0,0270 0,0512 0,0266
30 200,8 509,7 0,0518 0,0152 - 0,0196 0,0166 160 505,1 1597 0,0868 0,0285 0,0545 0,0280
40 231,9 500,2 0,0656 0,0188 0,0261 0,0209 170 520,6 1586 0,0916 0,0299 0,0578 0,0295
50 259,3 488,8 03791 0,0222 0,0328 0,0251 180 535,7 1575 0,0963 0,0313 0,0611 0,0309
60 284,0 476,8 0,0924 0,0255 0,0395 0,0291 190 550,4 1564 0,1010 0,0327 0,0644 0,0324
70 306,8 464,9 0,1054 03285 0,0464 0,0330 200 564,7 1553 0,1058 • 0,0341 0,0677 0,0338
80 328,0 453,4 0,1183 0,0315 0,0534 0,0368 220 592,3 1531 0,1152 0,0369 0,0744 0,0366
90 347,9 442,3 0,1310 0,0343 0,0605 0,0405 240 «-618,6 1509 0,1246 0,0397 0,0811 0,0394
100 366,7 431,7 0,1436 0,0370 0,0677 0,0441 260 643<9 1487 0,1340 0,0423 0,0878 0,0421
110 384,6 421,6 0,1561 0,0396 0,0750 0,0477 280 66.fi,2 1466 0,1434 0,0450 0,0946 0,0448
120 401,7 411,9 0,1684 0,0421 0,0823 0,0511 300 691,6 1445 0,1527 0,0476 0,1014 0,0475
130 418,1 402,8 0,1807 0,0446 0,0897 0,0545 320 714,3 1425 0,1621 0,0502 0,1083 0,0502
140 433,8 394,1 0,1928 0,0469 0,0971 0,0578 340 7363 1405 0,1714 0,0527 0,1152 0,0528
150 449,1 385,8 0,2048 0,0491 0,1046 0,0610 360 757,6 1386 0J808 0,0552 0,1221 0,0554
160 463,8 377,9 0,2168 0,0513 0,1121 0,0641 380 778,4 1367 0,1901 0,0577 0,1291 0,0580
170 478,1 370,4 0,2286 0,0534 0,1196 0,0672 400 798,6 1349 0.1994 0,0601 0.1360 0,0605
180 491,9 363,2 0,2403 0,0555 0,1272 0,0702 420 8183 1331 0,2087 0,0625 0,1431 0,0631
190 505,4 356,4 0,2520 0,0574 0,1348 0,0731 440 837,6 1314 0,2180 0,0649 0,1501 0,0655
200 518,5 349,8 0,2635 0,0593 0,1425 0,0760 460 856,4 1297 0,2273 0,0672 0,1572 0,0680
220 543,8 337,5 0,2864 0,0630 0,1578 0,0816 480 874,8 1281 0,2366 0,0695 0,1643 0,0705
240 568,0 326,2 0,3089 0,0664 0,1732 0,0869 500 89?,9 1265 0,2459 0,0718 0,1714 0,0729
260- 591,2 315,8 0,3311 0,0697 0,1886 0,0921 129,907; Ск =
280 <>13,5 306,1 0,3530 0,0727 0,2040 0,0970 Теллур (Те) Z, = 52; М\ = 1
300 635,0 297,1 0,3746 0,0756 0,2194 0,1018 10 129,0 1809 0,0076 0,0030 0,0055 0,0027
320 655,8 288,8 0,3960 0.0784 0,2348 0.1064 20 182.4 2216 0,0122 0,0045 0,0086 0,0041
340 676,0 280,9 0,4170 0,0810 0,2502 0,1108 30 223,4 2428 0.0161 0,0058 0,0114 0,0054
360 695,6 273,6 -0.4378 0,0835 0,2655 0,1151 40 257.9 2560 0,0198 0,0070 0,0140 0,0065
380 714,6 266,7 0,4583 0,0859 0,2808 0,1193 50 288,4 2650 0,0232 0.0081 0.0165 0,0076
400 733,2 260,2 0,4785 03881 0,2961 0,1233 60 315',9 2714 0,0266 0,0092 0,0190 0,0086
325
324
Таблица 9-6 (продолжение)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn> кэВ/мкм R, мкм Д/?, кмк Rp, мкм Д/?р, мкм
Теллур (Те) Zx = 52; Мх =1 29.907; Ск = 1
70 341,2 2761 0,0298 0,0102 0.0214 0,0096
80 364,8 2796 0,0330 0,0112 0,0237 0,0106
90 386,9 2822 0,0362 0,0123 0,0261 0,0115
100 407,8 2842 0,0393 0,0132 0,0284 0,0125
110 427,7 2857 0,0423 0,0142 0,0307 0,0134
120 446,8 2868 0,0454 0,0152 0,0330 0,0143
130 465 Д) 2876 0,0484 0,0162 0.0353 0,0152
140 4823 2881 0.0513 0.0171 0,0375 0,0161
150 499,5 2884 0,0543 0,0180 0.0398 0,0170
160 515,9 2885 0,0573 0,0190 0,0420 0,0179
170 531,7 2885 0,0602 0,0199 0,0443 0,0188
180 547,2 2884 0,0631 0,0208 0,0465 0,0197
190 562,2 2881 0,0660 0,0217 0,0488 0,0205
200 576,8 2878 0,0689 0,0226 0,0510 0,0214
220 604,9 2869 0.0747 0,0244 0,0555 0,0231
240 631,8 2857 0,0804 0,0262 0,0600 0X1248
260 657,6 2844 0,0862 0,0280 0,0645 0,0265
280 682,4 2830 0,0919 0,0297 0,0689 0,0282
300 706Д 2815 0,0975 0,0315 0,0734 0,0298
320 729,5 2798 0,1032 0,0332 0,0779 0,0315
340 752,0 2782 0,1089 0,0349 0,0824 0,0331
360 773,8 2765 0,1145 0,0336 0,0869 0,0347
380 795,0 2747 0,1202 0,0383 0,0914 0,0364
400 815,7 2730 0,1258 0,0400 0,0959 0,0380
420 835,8 2712 0,1315 0,0416 0,1004 0,0396
440 855Л 2694 0,1371 0,0433 0,1050 0,0412
460 874,7 2677 0,1427 0,0449 0,1095 0,0428
480 893,5 2659 0,1484 0,0465 0,1141 0,0443
500 911,9 2642 0,1540 0,0482 0,1186 0,0459
Водород (Н) Z-x = 1; М, = 1,008; Cg = 1
10 49,68 1,077 0,3418 0,0052 0,1135 0,0716
20 69,14 0,7676 0,5072 0,0059 0,2180 0,1013
30 82.96 0,6096 0,6373 0,0062 0.3137 0,1206
40 93,54 0,5113 0,7497 0,0064 0,4028 0,1349
50 101,9 0,4333 0,8515 0,0065 0,4872 0,1463
60 1083 0,3931 0,9461 0,0067 03681 , 0Д557
70 113,7 03542 1,0357 0,0068 0,6465 0,1638
80 117,9 0,3232 1,1218 0,0069 0,7229 0,1709
90 121,1 0,2977 1,2052 0,0070 0,7980 0,1773
100 123,5 0,2673 1,2868 0,0070 0,8721 0,1832
ПО 125,3 0,2581 1,3670 0,0071 0,9456 0,1886
120 126,5 0,2425 1,4463 0,0072 1,0188 0,1937
130 127,2 0,2288 1,5249 0,0072 1,0918 0.1985
140 127,6 0,2167 1.6033 0,0073 1,1649 0,2031
150 127,6 0,2060 1,6815 0,0074 1,2381 0,2074
160 127,4 0,1964 1,7598 0,0075 1,3118 0.2117
170 126,9 0,1877 1,8383 0,0075 1,3858 0,2158
326
Таблица 9-6 (продолжение)
Е, кэВ 5С, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм А/?, мкм Rp, мкм ARp, мкм
180 126,2 0,1798 1,9172 0,0076 1,4605 0,2198
190 125,3 0,1727 1,9966 0.0077 1,5358 0,2237
200 124,4 0,1661 2,0766 0,0077 1,6118 0,2275
220 122,1 0,1546 2,2387 0,0079 1,7664 0,2351
240 119.5 0,1446 2,4040 0,0080 1,9246 0,2425
260 116.7 0,1360 2,5731 0,0082 2,0868 0,2498
280 113,9 0,1285 2,7464 0.0084 2,2534 0.2570
300 111,0 0,1218 2,9241 0,0085 2.4247 0,2643
320 108.0 0,1158 3,1066 0,0087 2,6008 0,27.16
340 105,2 0,1105 3,2940 0,0089 2,7820 0,2790
360 102,4 0.1056 3,4860 0,0091 2,9684 0,2865
380 99.61 0,1012 3,6845 0,0094 3,1602 0,2940
400 96,94 0,09721 3,8878 0,0096 3,3574 0,3017
420 94.36 0,09353 4,0967 0,0099 3,5603 0.3096
440 91,87 0,09015 4,3113 0,0101 3,7688 .0,3176
460 89,48 0,08702 4,5317 0,0104 35832 0,3258
480 87,16 0,08412 4.7579 0,0107 4,2034 0,3341
500 84,94 0,08143 4,9902 0,0110 4,4295 0,3427
Цинк (Zn) Z, =30; = 63,925; Ск = 1
10 129,9 1113 0,0116 0,0043 0,0053 0,0042
20 183,7 1250 0,0190 0,0067 0,0091 0,0067
30 225,0 1303 0,0257 0,0089 0,0127 0,0089
40 259,8 1327 0,0321 0,0110 0,0163 0.0110
50 290,4 1336 0,03R4 0,0130 0,0199 0.0130
60 318,1 1338 0,0444 0,0150 0,0234 0,0150
70 343,6 1335 0,0504 0,0168 0,0270 0,0169
80 367,4 1329 0,0564 0,0187 0,0306 0,0188
90 389,6 1321 0,0622 0,0205 0,0342 0,0206
100 410.7 1311 0,0681 0,0223 0,0378 0,0225
110 430,8 1301 0,0739 0,0240 0,0414 0,0243
120 4495 1290 0,0796 0,0258 0,0451 0,0261
130 468.3 1279 0,0853 0,0275 0,0487 0,0279
140 486,0 1267 0,0911 0,029) 0,0524 0,0296
150 503 Л 1256 0,0968 0,0308 0,0561 0,0314
160 519,5 1244 0,1024 0,0324 0,0598 0,0331
170 535.5 1233 0,1081 0,0340 0,0635 0,0348
180 551,0 1221 0,1137 0,0356 0,0673 0,0635
190 566Д 1210 04194 0,0372 0,0711 0,0382
200 580,8 1198 0,1250 0,0383 0,0748 0,0398
220 609,2 1176 0.1362 0,0418 0,0825 0,0431
240 636,3 1155 0,1474 0,0448 0,0901 0,0464
260 662,3 1134 0,1586 0,0478 0,0979 0,0495
280 687,3 1114 0,1697 0,0506 0,1056 0,0527
300 711,4 1095 0,1808 0,0535 0,1135 0,0558
320 734,7 1076 0,1918 0,0562 0,1214 0,0588
340 757,3 1058 0,2029 0,0589 0,1293 0,0618
360 779,3 1041 0,2139 0,0616 0Д372 0,0638
380 800,6 1024 0,2248 0,0642 04*52 0,0677
400 821,4 1000 0,2358 0,0668 0,1533 0,0706
327
Таблица 9.6 (окончание')
Е, кэВ Se, кэВ/мкм р’ и, кэВ/мкм /?, мкм А/?, мкм Rp, мкм &Rp, мкм
420 Цинк (Zn) Z, 841,7 992,8 30; Мх = 0,2467 63,925; Сд 0,0693 = 1 0.1613 0,0734
440 861,5 977,8 0,2576 0,0717 0,1694 0,0762
460 880,9 963.4 0,2684 0,0741 0,1755 0.0790
480 899,8 949,5 0,2793 0,0765 0,1857 0,0817
500 918,4 936,0 0,2901 0,0788 0,1938 0,0844
Таблица 9.7 Параметры длины пробега ионов As, В. Р, Zn в SiO2 (d2 = 2,65 г-см~3)
Е, кэВ Se. кэВ/мкм S/j. кэВ/мкм R, мкм Ай, мкм Rp, мкм Айр. мкм
10 Mbit! 112.9 ьяк (/\s) Z, 1391 33: /И, = 0.0093 74.922: Ск 0.0028 0.008С 0.0027
20 159.7 1526 0,0155 0.0046 0.0132 0,0043
30 195.6 1570 0.0213 0.0062 0,0182 0.0059’
40 225.8 ’ 1583 0.0269 0.0077 0.023 0.0074
50 252.5 1581 0.0324 0.0092 0.0279 0.0088
60 276.6 1572 0.0378 0,0107 0.0326 0.0103
70 298.8 1559 0.0432 0.0122 0.0374 0,0117
80 319.4 1544 0.0486 0,0136 0.0421 0,0131
90 338.8 1527 0.0539 0.0151 0.0469 0.0145
100 357.1 1509 0.0593 0.0165 0.0517 0,0158
ПО 374,5 1491 0,0647 0.0179 0.0564 0.0172
120 391,2 1473 0.0700 0.0193 0.0612 0,0185
130 407.2 1455 0.0754 0.0206 0,0660 o;oi99
140 422.5 1437 0,0808 0,0220 0.0709 0,0212
150 437,4 1419 0.0862 0.0234 0,0757 0,0226
160 451,7 1401 0,0915 0,0247 0.0806 0.0239
170 456.6 1384 0,0969 0.0261 0,0854 0,0252
180 479,1 1367 0,1024 0,0274 0.0903 0.0265
190 492.2 1351 0,1078 0,0287 0.0952 0,0278
200 505.0 1335 0,1132 0,0301 0.100 0,0291
220 529,7 1304 0,1241 0.0327 0.1100 0.0316
240 553,2 1274 0.1350 0.0352 0.1200 0.0341
260 575.8 1246 0.1460 0.0378 0.1300 0.0366
280 597,5 1220 0.1570 0.0403 0,1400 0.0391
300 618,5 1194 0.1680 0.0427 0.1501 0.0415
320 638.8 1170 0,1790 0.0452 0.1603 0,0439
340 658.5 1147 0,1901 0.0476 0.1704 0,0463-
360 677.5 1125 0,2012 0,0499 0,1806 0,0486
380 696,1 1104 0,2123 0,0522 0,1909 0,0509
400 714.2 1084 0,2234 0,0545 0,2012 0,0532
420 731,8 1064 0,2345 0,0568 0,2115 0.0555
440 749.1 1046 0,1457 0,0590 0,2218 0,0577
460 765,9 1028 0,2568 0,0612 0,2321 0,0599
480 782,4 1011 0,2680 0,0633 0.2425 0,0620
500 798.5 994,8 0.2791 0,0655 0.2529 0,0641
320
Таблица 9.7 (продолжение)
Е, кэВ Se. кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм мкм Rp. мкм ARp, мкм
Бс р (В) Z, = 5 Л/, = 11.С •09: Ск = 1
10 89,94 115.5 0,0516 0.0143 0.0283 0.0155
20 126.7 89.82 0.0990 0.0235 0.0604 0.0272
30 154.7 74,62 0.1439 0,0303 0.0935 0.0366
40 178,0 64.41 0,1863 0.0355 0.1265 0,0443
50 198,3 57,00 0,2265 0,0397 0.1589 0.0509
60 216.5 51.33 0.2647 0.0431 0.1905 0.0564
70 233,1 46.83 0.3012 0.0459 0,2214 0.0613
80 248.3 43,15 0.3362 0.0483 0.2515 0,0655
90 262.5 40.08 0.3699 0.2808 0,0504 0.0693
100 275.8 37,48 0,4024 0.0522 0.3094 0.0726
НО 288.2 35.23 0,4338 0,0539 0,3374 0,0757
120 300.1 33.27 0,4642 0.0553 0,3647 0,0785
130 311.3 31.55 0,4938 0,0566 0.3914 0.0810
140 321.9 30.02 0,5226 0.0578 0,4176 0.0833
150 322,1 28.64 0,5507 0,0589 0,4432 0.0855
160 341,9 27,41 0,5781 0,0599 0.4684 0,0875
170 351.2 26.28 0.6048 0.0608 0.4931 0.0893
180 360,2 25,26 0,6311 0,0617 05174 0.0911
190 368,9 24.33 0.6567 0.0625 0.5413 0.0927
200 377,2 23,46 0.6819 0.0632 0,5648 0,0943
220 393,1 21.93 0,7310 0.0646 0,6108 0,0971
240 407.9 20,61 0.7784 0.0658 0.6555 0.0996
260 421.8 19,45 0,8244 0,0669 0,6990 0.1019
280 435,0 18.43 0,8691 0.0679 0,7415 Q.1040
300 447,4 17.53 0,9126 0.0688 0,7830 0.1059
320 459.2 16.71 0.9551 0.0697 0,8237 0.1077
340 470,3 15,98 0,9967 0.0705 0.8635 0.1093
360 481.0 15.32 1.0374 0,0712 0,9026 0.1109
380 491.1 14,71 1.0773 0,0719 0.9411 0.1123
400 500,8 14.16 1.1165 0.0725 0.9789 0,1137
420 510,0 13,65 1.1550 0.0731 1,0161 0,1149
440 518,8 13,18 1,1929 0.0737 1,0528 0,1161
460 527,3 12.74 1.2302 0,0742 1.0890 0.1172
480 535,4 12,33 1,2670 0,0747 1.1247 0,1183
500 543,2 11,96 1,3033. 0,0752 1,15-99 0,1193
Фосфор (Р) Z, =15; М, =30.974; Cr = 1
10 114,8 647,5 0,0155 0.0053 0,0107 0,0050
20 162,3 620,6 0,0284 0,0093 0,0202 0,0089
. 30 198.8 585,1 0,0411 0,0131 0,0299 0,0127
40 229,6 551,8 0,0539 0,0168 0,0399 0,0163
50 256,7 521,9 0,0667 0,0202 0,0501 0,0198
60 281,3 495,4 • 0,0796 0,0236 0,0604 0.0231
70 303,7 471,7 0,0925 0,0268 0,0709 0,0264
80 324,7 450,6 0.1054 0,0299 0,0816 0,0296
90 344,4 431,6 0,1183 0,0329 0,0923 0,0326
100 363,0 414,4 0,1311 0,0357 0,1031 0,0356
110 380,7 398,8 0,1440 0,0384 0,1140 0,0384
329
Таблица 9.7 (продолжение)
Е, кэВ 8е, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм А/?, мкм Rp, мкм Л/?р, мкм
Фосфор (Р) Zt = 15; М, =30 974; Ск =
120 397,6 384,5 0,1568 0,0410 0.1249 0,0412
130 413,9 371,4 0,1695 0,0435 0,1358 0,0439
140 429,5 359,4 0,1822 0.0459 0,1468 0,0464
150 444,6 348,2 0,1949 0,0483 0,1577 0,0489
160 459,2 337,8 0,2075 0,0505 0,1687 0,0513
1-70 473,3 328,1 0,2200 0,0526 0,1796 0.0537
180 487,0 319,1 0,2324 0,0547 0,1905 0,0559
190 500,4 310,7 0,2448 0,0567 0,2014 0,0581
200 513,4 302,7 0,2571 0,0586 0,2123 0,0602
220 538,4 288,2 0,2814 0,0622 0,2339 0,0642
240 562,4 275,2 0,3055 0,0656 0,2554 0,0680
260 585,3 263,6 0,3292 0,0687 0,2768 0,0715
280 607,4 253,0 0,3526 0,0716 0,2979 0,0749
300 628,7 243,4 0,3757 0,0744 0,3189 0,0781
320 649,4 234,6 0,3985 0,0770 0,3396 0,0811
340 669,3 226,3 0,4209 0,0794 0,3602 0,0839
360 688,7 219,1 0,4431 0,0817 0,3806 0,0866
380 707,6 212,2 0,4650 0,0839 0,4007 0,0891
400 726,0 205,8 0,4886 0,0860 0,4207 0,0916
420 743,9 199,8 0,5079 0,0879 0,4405 0,0939
440 761,4 194,2 0,5290 0,0898 0,4600 0,0961
460 778,5 189,0 0,5498 0,0916 0,4794 0,0982
480 795,3 184,0 0,5703 0.0932 0,4986 0.Ю02
500 811,7 179,4 0,5906 0,0948 0,5175 0,1022
Нинк (Zn) Zj =30; Л/, ='63,925; - 1
10 116,7 1296 0,0097 0,0030 0,0079 0,0028
20 165,0 1396 0,0163 0,0050 0,0135 0,0047
30 202,1 1420 0,0226 0,0068 0,0188 0,0064
40 233,4 1419 0.0287 0,0085 0,0240 0,0081
50 260,9 1408 0,0347 0,0102 0,0292 0,0097
60 285,8 1392 0,0407 0,0119 0,0343 0,0113
70 308,7 1373 0,0467 0,0135 0,0395 0,0129
80 330,0 1353 0,0526 0,0152 0,0447 0,0145
90 350,1 1332 0,0586 0,0168 0,0499 0,0160
100 369/) 1311 0,0645 0,0184 0,0551 0,0176
110 387,0 1291 0,0705 0,0200 0,0603 0,0191
120 404,2 1271 0,0764 0,0215 0,0656 0,0206
130 420,7 1251 0,0824 0,0231 0,0709 0,0221
L40 436,6 1232 0,0884 0,0246 0,0762 0,0236
150 451,9 1213 0,0944 0,0261 0,0815 0,0251
160 466,8 1195 0,1004 0,0276 0,0869 0,0266
170 481,1 1177 0,1064 0,0291 0,0922 0,0280
180 495,1 1160 0,1125 0,0306 0,0976 0,0295
190 508,6 1144 0,1185 0,0321 0,1030 0,0309
200 521,8 1128 0,1246 0,0335 0,1085 0,0323
220 547,3 1097 0,1367 0,0364 0,1194 0,0351
330
Таблица 9.7 (окончание)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм ARp. мкм
240 571,7 1068 0.1489 0,0397 0,1304 0,0379
260 595,0 1041 0,1611 0,0424 0,1414 0,0406
280 617,5 1016 0,1733 0,0447 0,1525 0,0433
300 639,1 991,4 0,1856 0,0474 0.1637 0,0459
320 660,1 968,7 0,1979 0,0500 0,1749 0,0485
340 680,4 947,1 0,2101 0,0525 0,1861 0,0511
360 700,1 976,6 0,2224 0.0550 0,1974 0,0536
380 719,3 907.2 0,2347 0,0575 0.2086 0,0560
400 738,0 888,7 0,2470 0,0599 0,2199 0,0584
420 756,2 871,1 0,2593 0.0623 0,2312 0,0608
440 774,0 854,4 0.2716 0,0646 0.2426 0,0631
460 791,4 838,3 0.2839 0,0668 0,2539 0,0654
480 808,4 823,0 0,2962 0,0691 0,2563 0,0676
500 825,1 808,4 0,3084 0,0713 0,2766 0,0698
Таблица 9.8
Параметры длины пробега иоиов As, В e-Si3N4 (d2 = 3,45 г. см“3)
Е^кэВ кэВ/мкм |sn,кэВ/мкм R, мкм j Д R, мкм Rp, мкм &Rp, мкм
Мышьяк (As) Z, = 33; М, 74,922; Ск 1
10 146,1 1790 0,0072 0,0022 0,00 0,0020
20 206,6 1966 0,0120 0,0035 0,0103 0,0033
30 253,0 2023 0,0165 0,0048 0.0142 0.0045
40 292,1 2040 0.0209 0,0060 0,0179 0,0057
50 326,6 2038 0,0251 0,0072 0,0217 0,0068
60 357,8 2027 0,0293 0,0083 0,0254 0,0079
70 386,5 2011 0,0335 0,0095 0,0290 0,0090
80 413,1 1991 0,0377 0,0106 0,0327 0,0101
90 438,2 1969 0.0418 6,0117 0,0364 0,0111
100 461,9 1947 0,0460 0,0128 0,0401 0,0122
ПО 484,4 1924 0,0501 О.Ъ139 0.0438 0,0132
120 506.0 1900 0.0543 0,0150 0,0475 0.0143
130 526,6 1877 0.0584 0,0161 0,0513 0,0153
140 546,5 1854 0,0626 0,0171 0,0550 0.0163
150 565,7 1831 0,0668 0,0182 0,0587 0,0173
160 584,3 1809 0,0710 0,0192 0,0625 0,0184
170 602,2 1787 0,0751 0,0203 0,0663 0,0194
180 619,7 1765 0,0793 0,0213 0,0700 0,0204
190 636,7 1744 0,0835 0,0224 0.0738 0,0214
200 653,2 1723 0,0877 0,0234 0,0777 0,0224
220 68'5,1 1684 0,0962 0,0254 0,0853 0,0243
240. 715,6 1646 0.1046 0,0274 0,0930 0,0263
2>0 744,8 1610 0.1131 0,0294 0,1007 0,0282
280 772,9 1575 0,1216 0,0313 0,1085 0.0301
зЛ
Таблица 9.8 (окончание)
Таблица 9.8 (продолжение)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм Д/?р, мкм
Мы шьяк (As) Z, 33; = 74,922; Ск- 1
300 800,0 1543 0,1301 0,0332 0,1163 0,0319
320 826,3 1512 0,1387 0,0351 0,1241 0,0338
340 851.7 1482 0,1472 0,0370 0,1320 0,0356
360 876,4 1454 0,1558 0,0388 0,1399 0,0374
380 900,4 1426 0,1644 0,0406 0,1478 0,0392
400 923,8 1401 0,1730 0,0424 0,1558 0,0409
420 946,6 1376 0,1816 0,0442 0,1637 0,0427
440 968,9 1352 0,1902 0,0459 0,1717 0,0444
460 990,7 1329 0,1989 0,0476 0,1797 0,0461
480 1012 1307 0,2075 0,0493 0,1877 0,0427
500 1033 1286 0,2161 0,0509 0,1957 0,0494
Бор (В) Z, = 5; М, = 11,009; С/с=1
10 115,8 148,1 0,0402 0,0111 0,0219 0,0120
20 163.2 115,3 0.0771 0,0182 0,0467 0,0211
30 199,1 95,85 0,1120 0,0235 0,0723 0,0284
40 229,2 82,79 0,1449 0,0275 0,0978 0,0344
50 255,3 73,30 0,1762 0,0307 0,1228 0,0394
60 278,7 66,04 0,2059 0,0333 0,1473 ' 0,0438
70 300,0 60,27 0,2342 0,0355 -0,1712 0,0475
80 319,7 55,55 0,2614 0.0374 0,1945 0,0508
90 337,9 51,61 0,2876 0,0390 0,2172 0.0537
100 355,0 48,27 0,3128 0,0404 0,2393 0.0564
110 371,1 45,38 0,3372 0,0416 0,2609 0,0587
120 386,3 42,87 0,3609 0,0428 0,2821 0;0609
130 400,7 40,65 0,3838 0,0438 0,3028 0,0628
140 414,4 36,68 0,4062 0,0447 0,3231 0,0647
150 427,5 36,92 0,4280 0.0455 0,3429 0,0663
160 440,1 35,33 0,4493 0,0463 0.3624 0,0679
170 452,2 33,88 0,4701 0,0470 0,3816 0,0693
180 463,7 32,57 0,4904 0,0477 0,4004 0,0707
190 474.9 31,37 0,5104 0,0483 0,4189 0.0719
200 485,6 30.26 0,5299 0,0489 0,4372 0,0731
220 506,0 28,29 0,5680 0,0499 0,4728 0,0753
240 525,1 26.58 0,6049 0,0509 0,5074 0,07 7 Г
260 543,0 25,10 0,6406 0,0517 0,5412 0,0790
280 560,0 23,78 0,6753 0,0525 0,5741 0,0807
300 575,9 22,62 0,7091 0,0532 0,6063 0,0821
320 591,1 21,57 0.7422 0,0539 0,6379 0,0835
340 605,5 20,62 0,7744 0,0545 0,6688 0.0848
360 619,2 19,77 0.8061 0.0550 0,6991 0.0860
380 632.2 18,99 0.8371 0.0556 0,7290 и.0871
400 644.6 18,27 0,8675 0,0561 0,7583 0,0881
420 656.,5 17,62 0,8974 0,0565 0.7872 0,089)
440 667.9 17,01 0,9268 0,0570 0,8156 0,0900
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, кэВ/мкм R, мкм Д7?. мкм Rp, МКМ Д/?р, мкм
460 678,8 16,45 0,9558 0.0574 0,8437 0,0909
480 689,3 15.92 0,9844 0,0578 0,8714 0,0917
500 699.3 15,44 1.0126 0.0582 0,8988 0,0925
Таблица 9.9
Параметры длины пробега ионов As, В в А1гО3 = 3,965 г см"3)
кэВ St,, кэВ/мкм Slt, кэВ/мкм R, мкм Д/?. мкм Rp, мкм i^Rp, мкм
Мыл 1ьяк (As) Z, 33; М, = 74,922; Ск = 1
10 166,1 2051 0,0063 0.0019 0.0053 0.0019
20 235,0 2249 0,0105 0.0031 0,0090 0,0029
30 287,8 2313 0,0144 0.0042 0.0124 0,0040
40 332,3 2331 0,0182 0,0053 0,0157 0,0050
50 371.5 2328 0,0220 0,0063 0,0190 0,0060
60 407.0 2314 0.0256 0,0073 0,0223 0,0070
70 439,6 2295 0.0293 0.0083 0,0255 0,0079
80 469,9 2271 0,0330 0,0093 0,0288 0,0089
90 498,4 2246 0,0366 0,0103 0,0320 0,0098
100 525,4 2220 0,0402 0,0112 0,0353 0,0108
НО 551,0 2193 0,0439 0,0122 0,0385 0,0117
120 575,5 2165 0,0475 0,0131 0,0418 0.0126
130 599.0 2138 0,0512 0,0141 0,0451 0,0135
140 621,7 2112 0.0548 0,0150 0,0484 0.0144
150 643,5 2085 0.0585 0.0159 0,0517 0,01'53
160 664,6 2059 0,0622 0.0169 0,0550 0,0162
170 685,0 2034 0,0659 0,0178 0,0583 0,0171
180 704,9 2009 0.0695 0,0187 0,0616 0,0180
190 724.2 1985 0,0732 0,0196 0,0650 0.0189
200 743,0 1961 0,0769 0,0295 0,0683 0,0198
220 779,3 1915 0,0843 0,0223 0,0751 . 0.0215
240 813.9 1871 0,0918 0,0240 0.0819 0.0232
260 847.2 1830 0,0992 0,0258 0,0887 0.0249
280 879.2 1790 0,1067 0,0275 0.0956 0.0266
300 910,0 1753 0.1142 0,0291 0.1024 0.0283
320 939,9 1717 0,1217 0,0308 0.1094 0.0299
340 968,8 1683 0.1293 0,0324 0,1163 0,0315
360 996,9 1650 0,1368 0,0340 0,1233 0.0331
380 1024 1619 0,1444 0,0356 0,1303 0,0347
400 1051 1590 0,1519 0,0372 0,1373 0,0362
420 1077 1561 0,1595 0.0387 0.1443 0,0378
440 1102 1534 0,1671 0,0402 0.1513 0,0393
460 1127 1508 0,1747 0,0417 0,1584 0,0407
480 1151 1483 0,1823 0,0432 0,1655 0,0422
500 1175 145.8 0,1899 0,0447 0,1725 0,0437
333
332
Таблица 9.9 (окончание)
Г, кэВ Se, кэВ/мкм кэВ/мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм ДКр, мкм
Бор (В) Z, = 5; Mt = 11 ,009; Ск =
10 132,4 168,2 0,0353 0,0097 0,0193 0,0106
20 186,5 130,6 0.0677 0.0160 0.0412 0,0186
30 227,7 108,4 0,0983 0,0206 0.0638 0,0250
40 262,0 93,56 0,1273 0,0241 0,0863 0,0303
50 291,9 82,76 0,1547 0,0269 0,1084 0.0347
60 318,6 74,50 0,1807 0,0292 0,1300 0.0385
70 343,0 67,95 0,2056 0,0311 0,1510 0,0417
80 365,4 62,60 0,2294 0.0328 0,1715 0.0446
90 386,3 58,14 0,2523 0.0342 0,1915 0.0472
100 405,8 54,35 0,2744 0,0354 0,2110 0,0494
НО 424,2 51,08 0,2958 0,0365 0,2300 0,0515
120 441,6 48.24 0,3166 0,0375 0,2486 0,0534
130 458,1 45,73 0,3367 0,0383 0.2668 0,0551
140 473,8 43,51 0,3563 0,0391 0,2847 0,0567
150 488,8 41,51 0,3754 0,0399 0,3021 0,0581
160 503,1 39,71 0,3940 0,0406 0,3193 0,0595
170 516,9 38,09 0,4122 0,0412 0,3361 0,0607
180 530,1 36,60 0,4300 0,0417 0,3526 0,0619
190 542,9 35,24 0,4475 0,0423 0,3689 0,0630
200 555,1 33,99 0,4646 0,0428 0,3849 0,0640
220 578,5 31,77 0,4980 0,0437 0,4162 0,0659
240 600,3 29,85 0,5302 0,0445 0,4466 0,0677
260 620,8 28,17 0,5615 0,0453 0,4762 0,0692
280 640,1 26,99 03919 0,0459 0,5051 0,0706
300 658,4 25,38 0,6215 0,0465 0,5333 0,0719
320 675,7 24,20 0,6504 0,0471 0,5610 0,0731
340 692,2 23,14, 0,6787 0,0476 0,5881 0,0742
360 707,8 22,17 0,7064 0,0481 0,6147 0,0753
380 722,7 2130 0,7335 0,0486 0,6409 0,0762
400 736,9 20,49 0,7601 0,0490 0,6666 0,0771
420 750,5 19,75 0,7863 0,0494 0,6919 0,0780
440 763,5 19,07 0,8121 0,0498 0,7168 0,0788
460 776,0 18,44 0,8375 0,0501 0,7414 0,0795
480 787,9 17,85 ' 0,8624 0,0505 0,7657 0,0803
500 799,4 17,30 0,8871 0,0508 0,7897 0,0810
Таблица 9.10
Параметры длины пробега ионов As, В, Р, Sb в фотолаке AZ 111 {d2 - 1,38 г - ем 3)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм кэВ/мкм R, мкм А/?, мкм Rp, мкм &Rp, мкм
Сурьма (Sb)Z|=- 1; Мх =1 20,904; Ск = 1
10 23,25 355,0 0,0469 0,0087 0,0499 0,0085
20 32,89 445,8 0,0700 0,0116 0.0667 0,0114
30 40,28 492,4 0,0897 0,0141 0,0854 0,0139
40 46,51 520,8 0,1079 0,0165 0,1027 0,0162
50 52,0 539,7 0,1251 0,0187 0,1191 0,0185
60 59,96 552,8 0,1417 0,0209 0,1350 0,0206
70 61,53 562,1 0,1580 0,0231 0,1504 0,0228
80 65,77 568,8 0,1738 0,0252 0,1656 0,0249
90 69,76 573,6 0,1895 0,0273 0,1806 0,0269
100 73,54 576,9 0,2049 0,0293 0,1954 0,0290
НО 77,13 579,2 0,2203 0,0314 0,2101 0,0310
120 80,56 580,5 0,2354 0,0334 0,2247 0,0330
130 83,85 581,3 0,2505 0,0354 0,2392 0,0350
140 87,01 581,4 0,2655 0,0374 0,2536 0,0369
150 90,06 581,2 0,2804 0,0394 0,2679 0,0389
160 93,02 580,5 0,2953 0,0413 0,2822 0,0409
170 95,88 579,6 03101 0,0433 0,2965 0,0428
180 98,66 578,4 0,3249 0,0452 0,3107 0,0447
190 101,4 577,0 03397 0,0472 0,3249 0,0466
200 104,0 5755 0,3544 010491 0,3391 0,0486
220 109,1 571,9 0,3838 0,0530 0,3675 0,0524
240 113,9 568,0 0,4131 0,0568 0,3958 0,0561
260 118,6 563,7 0,4425 0,0606 0,4241 0,0599
280 123,1 559,3 0,4718 0,0643 0,4525 0,0636
300 127,4 554,7 0,5011 0,0681 0,4808 0,0673
320 131,5 550,0 0,5304 0,0718 0,5092 0,0710
340 135,6 545,3 05598 0,0755 05376 0,0747
360 139,5 540,6 0,5982 0,0792 0,5661 0,0783
380 143,3 535,5 0,6186 0,0829 0,5946 * 0,0820
400 147,1 531,2 0,6481 0,0866 0,6231 0,0856
420 150,7 5265 0,6776 0,0902 0,6517 0,0892
440 154,3 521,9 0,7071 0,0938 0,6804 0,0928
460 157,7 517,3 0,7367 0,0974 0,7091 0.0964
480 161,1 512,8 0,7664 0,1010 0,7379 0,0999
500 164,4 508,4 0,7961 0,1046 0,7668 0,1035
Мышьяк (As) Z, 33; Мх = 74,922; Ск = 1
10 25,52 319,4 0,0478 0,0093 0,0440 0,0093
20 36,09 365,3 0,0744 0,0134 0,0684 0,0132
30 44,21 382,9 0,0984 0,0172 0,0907 0,0170
40 51,04 390^2 0,1214 0,0208 0,1122 0,0206
50 57,07 392,7 0,1439 0,0244 0,1331 0,0242
60 62,52 3925 0,1660 0,0279 0,1538 0,0276
70 6752 390,8 0,1879 0,0314 0,1744 0,0311
80 72,19 388,0 0,2096 0,0348 0,1949 0,0344
90 76,57 3&4.7 0,2313 0,0381 0,2153 0,0378
100 80,71 3-81,0 0,2530 0,0415 0,2358 0,0411
335
Таблица 9.10 (продолжение)
/Г, кэВ Se, кэВ/мкм S„, кэВ/мкм R, мкм ЛК,мкм Rp, мкм ARp, мкм
ПО Мь 84,65 итьяк (As) Z, 377,1 = 33; Mt = 0,2747 74,922; Ск 0.0488 1 0.2653 0,0444
120 88,41 373,0 0,2963 0,0481 0,2768 0,0477
130 92,02 368.8 0,3180 0,0514 0,2973 0,0509
140 95,49 364,7 0,3397 0,0547 0,3179 0,0542
150 98,85 360.5 0,3615 0,0579 0,3386 0,0574 \
160 102,1 356,3 0,3833 0,0611 0,3593 0,0606
170 105,2 352,2 0,4051 0,0643 0,3801 0,0637
180 108,3 348,2 0.4270 0,06?5 0,4009 0,0669
190 111,2 344,2 0,4489 0,0707 0,4218 0,0700
200 114,Г 340,3 0,4709 0,0738 0,4428 0,0732
220 119,7 332,7 0,5150 0,0801 0,4849 0,0793
240 4 25,0 325,5 0,5993 0,0862 0,5272 0,0855
260 130.1 318,5 0,6038 0,0923 0,5698 0,0915
280 135,0 311,9 0,6485 0,0984 0,6126 0,0975
300 139,8 305,5 0,6933 0,1043 0,6556 0,1034
320 144.4 299,5 0,7383 0,1102 0,6987 0,1093
340 148,8 293,7 0,7834 0,1160 0.7421 0.1150
360 153,1 288.1 0,8287 0,1217 0,7856 0,1207
380 157,3 282,8 0,8740 0,1273 0,8293 • 0,1264
400 161,4 277,8 0.9195 0,1329 0,8731 0,1319
420 165,4 272,9 0,9651 0,1384 0,9170 0,1374
440 169,3 268,2 1,0108 0,1438 0,9610 0,1429
460 173,1 263,7 1,0565 0,1492 1,0052 0,1482
480 176,8 259,4 1.1024 0,1545 1,0494 0,1535
500 180.5 2553 1,1482 0,1597 1,0937 0,1587
10 Бор (В) Z, =5 31,38 .40,12 М. =11 0,1396 009; СА = 1 0,0274 0,1073 0,0306
20 44,38 29,50 0,2777 0,0460 0,2233 0,0529
30 54,35 23,80 0,4094 0,0592 0,3386 0,0698
40 62,76 20,16 0,5336 0,0691 0,4500 0,0830
50 70,17 17,60 0,6509 0,0768 0,5569 0,0935
60 78,86 15,69 0,7618 0,0829 0,6594 0,1021
70 83,02 14,20 0,8672 0,0879 0,7576 0,1094
80 88,75 12,99 - 0,9677 0,0921 0,8521 0,1155
90 94,14 12,00 1,0639 0,0957 0,9430 0,1209
100 99,23 11,17 1,1563 0,0988 1,0307 0,1255
по 104,1 10,46 1,2452 0,1015 1,1156 0,1296
120 108,7 9,838 1,3310 0,1039 1,1977 0,1333
130 113,1 9,298 1,4110 0,1060 1,2775 0,1366
140 117,4 8,820 1,4944 0,1079 1,3549 0,1395
150 121,5 8,395 1,5725 0,1096 1,4303 0,1422
160 125,5 8,013 1,6484 0,1112 1,5038 0,1446
170 129,4 7,668 1,7724 0,1126 1,5754- 0,1469
180 133,1 7,355 1,7944 0,1139 1,6454 0,1490
190 136,8 7,069 1,8648 0,1151 1,7139 0,1-509
200 140,3 6,806 1,9335 0,1163 1,7808 0,1526
220 147,2 6,342 2,0665 0,1183 1,9106 0,1558
336
I лблица 9.10 (окончание)
1 , кэВ | кэВ/мкм. |s,b кзВ/мкм | R, мкм | Д7?, мкм | Rp, мкм | Д/?р, мкм
240 153,7 5,943 2,1942 0,1200 2.0356 0,1586
260 160,0 5,596 2,3172 0,1216 2,1561 0,1611
?80 166,0 5,291 2,4359 0,1230 2,2726 0,1633
300 171,9 5,021 2,5508 0,1242 2,3854. 0,1652
320 177,5 4,779 2,6622 0,1254 2,4950 0,1670
140 183,0 4,562 2,7703 0,1264 2,6015 0,1686
360 188,3 4,366 2,8755 0,1273 2.7053 0,1700
380 193,4 4,187 2,9780 0,1282 2,8064 0,1714
400 198,5 4,024 3,07.86 0,1290 2.9051 0,1726
420 203,4 •3,874 3.1756 0.1297 3,0016 0,1737
440 208,1 3.736 3.2711 0,1304 3,0960 0,1748
460 212,8 3,608 3,3645 0,1311 3.1884 0,1757
480 217,4 3,490 3.4559 0,1317 3,2789 0,1766
500 221,9 3,380 3,5456 0.1322 3,3677 0.1774
фосфор (Р) Z, =15; Мх =30.974; Ск = 1
10 30,31 201,1 0>0494 0,0108 0,0421 0,0107
20 42,87 182,9 0,0924 0,0195 0,0797 0,0194
30 52,51 176,2 0,1358 0,0278 0,1182 0,0277
40 60,63 164,6 0,1799 0.0359 0.1577 0,0358
50 67.78 154.5 0,2246 0,0438 0,1980 0,0437
60 74,25 145,8 0.2698 0.0513 0.2391 0.0514
70 80,20 138,1 0.3154 0,0587 0,2808 0,0588
80 85,74 131,3 0,3614 0,0657 0,3229 0,0660
90 90.94 125.3 0,4075 0,0725 0,3655 0.0729
100 95,86 119,9 0,4538 0,0790 0,4083 0,0796
110 100,5 115,0 0,5002 0.0853 0,4513 0,0861
120 105,0 110,6 0,5466 0,0914 0,4944 0.0924
130 109,3 106.6 0,5929 0,0972 0.5377 0,0984
140 113,4 102,9 0,6392 0,1028 0,5809 0.1042
150 117,4 99.45 0,6854 0,1082 0,6242 0.1098
160 121,3 96,30 0,7315 0.1133 0,6674 0,1152
170 125,0 93,37 0,7773 0,1183 0.7106 0.1205
180 128,6 90.65 0,8230 0,1231 0,7537 0,1255
190 132,1 88,12 0.8685 0.1278 0.7967 0,2304
200 135,6 85,74 0.9138 0.1322 0,8395 0,1351
220 142,2 81,41 1.0038 0,1407 0,9247 0,1441
240 148,5 77.57 1,0927 0,1486 1.0093 0,1525
260 154,6 74,13 1,1807 0,1560 1,0931 0,1604
280 160.4 71,03 1,2676 0,1629 1,1761 0,1678
300 166,0 68,21 1,3535 0,1694 1,2583 0,1748
320 171Л 65,65 1.4384 0,1755 1,3396 0,1814
340 176,8 63,30 1,5222 0,1812 0,4201 0.1876
360 181,9 61,13 1,6050 0,1867 1,4998 0,1934
380 186,9 59,13 1,6868 0.1918 1,5786 0,1990
400 191,7 57,28 1,7676 0,1966 1,6565 0,2043
420 196,5 55,55 1,8474 0,2012 1,7336 0,2093
440 201,1 53,95 1,9263 0,2056 1,8099 0,2141
460 205,6 52,44 2,0043 0,2097 1,8854 0,2186
480 210,0 51,03 2,0813 0,2137 1,9600 0,2230
500 214,4 49,70 2,1575 0,2175 2,0339 0,2271
337
Таблица 9.11
Параметры длины пробега ионов As, В, Р, Sb в фотолаке KTFR (d2 = 1,05 г . см-3)
Е, кэВ Se, кэВ/мкм Sn, мкм R, мкм Д/?, мкм Rp, мкм Д/?р, мкм
Сурьм (Sb) z, = 51; M, = 20,904; Ск = 1
10 51,45 815,5 0,0168 . 0,0035 0,0162 0,0035
20 72,76 966,4 0,0272 0,0053 0,0262 0,0052
30 89,11 1039 0,0364 0,0069 0,0351 0,0067
40 102,9 1082 0,0450 0,0083 0,0434 0,0082
50 115,0 1108 0,0533 0,0098 0,0514 0,0096
60 126,0 1126 0.0614 0,0112 0,0592 0,0110
70 136,1 1138 0,0693 0,0125 0,0668 0,0123
80 145,5 1145 0,0771 0,0139 0,0744 0,0136
90 154,4 1150 0,0848 0,0152 0,0818 0,0149
100 162,7 1152 0,0924 0,0165 0,0892 0,0162
110 170,6 1153 0,1000 0,0178 0,0965 0,0175
120 178,2 1153 0,1075 0,0190 0,1038 0,0187
130 185,5 1151 0,1150 0,0203 0,1111 0,0200
140 192,5 1149 0,1225 0,0215 0,1183 0,0212
150 199,3 1146 0,1300 0,0228 0,1256 0,0224
160 205,8 1143 0,1374 0,0240 0,1328 0,0236
170 212,1 1139 0,1448 0,0252 0,1400 0,0248
180 218,3 1135 0,1522 0,0265 0,1471 0,0260
190 224,3 1131 0,1596 0,0277 0,1543 0,0272
200 230,1 1127 0,1669 0,0289 0,1615 0,0284
220 241,3 1117 0,1817 0,0313 0,1758 0,0308
240 252,1 1107 0,1964 0,0336 0,1901 0,0331
260 262,3 1097 0,2111 0,0360 0,2044 0,0355
280 272,2 1087 0,2258 0,0383 0,2187 0,0387
300 281,8 1077 0,2405 0,0407 0,2330 0,0401
320 291,0 1066 0,2553 0,0430 0,2474 0,0423
340 300,0 1056 0,2700 0,0453 0,2617 0,0447
360 308,7 1046 0,2848 0,0475 0,2761 0,0469
380 317,2 1036 0,2995 0,0498 0,2905 0,0491
400 325,4 1026 0,3143 0,0520 03050 0,0513
420 333,4 1016 0,3291 0,0543 0,3194 0,0535
440 341,3 1006 .0,3440 0,0565 03339 0,0557
460 349,0 996,9 0,3588 0,0587 0,3484 0,0579
480 356,5 987,6 0,3737 0,0609 0,3269 0,0601
500 363,8 978,4 0,3886 0,0631 0,3774 0,0622
Мышьяк (As) Z, = 33; М, 74,922; Сл = 1
10 61,35 763,3 0,0168 0,0038 0,0157 0,0037
20 86,76 833,7 0,0281 0,0062 0,0264 0,0060
30 106,3 855,3 0,0387 0,0084 0,0364 0,0082
40 122,7 860,5 0,0490 0,0106 0,0461 0,0102
50 137,2 858,3 0,0591 0,0126 0,0556 0,0123
60 150,3 852,3 0,0691 0,0147 0,0651 0,0142
70 162,3 844,2’ 0,0791 0,0166 0,0746 0,0162
80 173,5 834,8 0,0890 0-,0286 0,0840 0,0181
90 184,0 824,8 0,0989 0,0206 0,0935 0,0200
100 194.0 814,5 0,1088 0,0225 0,1029 0,0219
338
Га блица 9.11 (продолжение)
/ , кэВ кэВ/мкм Stl, мкм R, мкм А/?, МКМ Rp, мкм &Rp, мкм
110 203,5 804,0 0,1187 0,0244 0,1124 0,0238
120 212,5 793,5 0,1287 0,0263 0,1219 0,0257
130 221,2 783,1 0,1386 0,0282 0,1314 0,0275
140 229,5 772,9 0,1486 0,0301 0,1410 0,0294
150 237,6 762,8 0,1586 0.0319 0,1505 0,0312
160 245,4 753Х) 0.1686 0,0338 0,1601 0,0330
170 252,9 7433 0,1786 0,0356 0,1697 0,0348
180 260,3 733,9 0,1887 0,0374 0,1794 0,0366
190 267,4 734,8 0,1987 0,0392 0,1891 0,0383
200 274,4 715,8 0,2088 0,0410 0,1988 0,0401
220 287,7 698,6 0,2290 0,0445 0,2182 0,0436
240 300,5 682,3 0,2494 0.0480 0,2378 0,0470
260 312,8 666,8 0,2697 0,0514 0,2574 0,0504
280 324,6 652,1 0,2902 0,0548 0,2772 0,0537
300 336,0 638,1 03107 0,0581 0,2970 0,0570
320 347,0 624,8 0,3313 0,0613 0,3168 0,0602
340 357,7 612,1 0,3519 0,0645 0,3368 0,0634
360 368,1 600,1 0,3725 0,0677 0,3567 0,0665
380 378,2 588,6 0,3932 0,0708 ,0,3767 0,0696
400 388,0 577,6 0,4139 0,0739 0,3968 0,0727
420 397,6 567,1 0,4346 0,0769 0,4169 0,0757
440 406,9 557,0 0,4553 0,0799 0,4370 0,0786
460 416,1 547,4 0,4761 0,0828 0,4572 0,0815
480 425,0 538,1 0,4969 0,0857 0,4773 0,0844
500 433,8 529,2 0,5176 0.0885 0.4975 0.0872
Бор (В) Z, = 5; Л7, =11.009; Ск = 1
10 63,97 83,40 0,0674 0.0171 0,0521 0,0178
20 90,15 61,22 0,1346 0,0289 0,1091 0,0309
30 110.0 49,35 0,1991 0,0374 0,1659 0,0409
40 126,6 41,78 0,2601 0,0437 0,2211 0,0487
50 141,1 36,46 0,3179 0,0487 0,2741 0,0550
60 154.0 32,49 0,3729 0,0527 0,3251 0,0602
70 165,8 29,40 0,4253 0,0561 03742 0,0645
80 176,6 26,90 0,4754 0,0589 0,4215 0,0683
90 186,7 24,85 0,5236 0,0613 0,4672 0,0715
100 196,1 23,12 0,5700 0,0634 0,5115 0,0744
ПО 105,0 21,64 0,6149 0,0652 0,5544 0,0769
120 213,4 20.36 0,6583 0,0669 0,5961 0,0792
130 221.4 19,24 0,7005 0,0683 0,6366 0,0812
140 229,0 18,25 0,7415 0,0697 0,6762 0,0831
150 236,2 17,37 0,7814 0,0709 0,7149 0,0848
160 243,2 16,58 0,8204 0,0720 0,7526 0,0864
170 249,8 15,86 0,8584 0,0731 0,7896 0,0879
180 256,2 15,21 0,8957 0,0740 0,8258 0,0892
190 262,4 14,62 0,9321 0,0749 0,8613 0,0905
200 268,3 14,08 0,9679 0,0757 0,8962 0,0916
220 279,6 13,12 1,0374 0,0773 0,9641 0,0938
240 290,1 12,29 1,1046 0,0786 1,0299 0,0957
339
Таблица 9.11 (окончание)
Е, кэВ | Se, кэВ/мкм Sn, мкм 1 /?,мкм 1 Д/?, мкм Rp, мкм | &Rp, мкм
Бор (В) Z, = 5; М, = 11,009; Ск = 1
260 300,1 11,57 1,1698 0,0798 1.0938 0,0974
280 309.4 10,94 1,2331 0,0809 1,1560 0,0989
300 318,2 10,38 1,2947 0,0819 1,2166 0,1004
320 326,6 9,881 1,3548 0,0828 1,2758 0.1016
340 334,5 9,431 1,4136 0,0837 1,3337 0,1028
360 342,1 9,025 1,4712 0,0845 1,3905 0,1039
380 349,3 8,655 1,5276 0,0852 . 1.4461 0,1050
400 356,2 8,318 1,5829 0,0859 1,5008 0,1059
420 362,8 8,008 1,6373 0,0866 1,5546 0,1068
440 369,0 7,722 1,6090 0,0872 1.6075 0.1077
460 375,1 7,458 1,7435 0,0878 1,6596 0,1085
480 380,8 7,213 1,7954 0,0883 1,7110 0.1092
500 386,4 6,985 1,8466 0,0889 1,7617 0,1099
Фосфор (Р) Z, = 15; М, = 30,974; Ск = 1
10 68,75 410,1 0,0240 0,0066 0,0206 0.0063
20 97,22 385,6 0,0447 0,0119 0,0389 0.0114
30 119,1 358,8 0,0655 0,0169 0,0575 0,0163
40 137,5 335,1 0,0865 0,0217 0,0766 0,0211
50 153,7 314,5 0,1078 0,0264 0,0959 0,0256
60 168,4 296,6 0,1292 0,0308 0,1156 0,0300
70 181,9 280,9 0,1508 0,0351 0.1354 0,0342
80 194,4 267,1 0,1724 0,0392 0,2555 0,0383
90 206,2 254,8 0,1941 0,0431 0,1756 0,0422
100 217,4 243,8 0,2158 0,0468 0,1958 0,0460
110 228,0 233,8 0,2375 0,0504 0,2161 0,0496
120 238,1 224,8 0,2951 0,0538 0,2364 0,0530
130 247,9 216,6 0,2807 0,0571 0,2566 0,0564
140 257,2 209,0 0,3022 0,0602 0,2769 0,0596
150 266,3 202,1 0,3236 0,0633 0,2971 0,0626
160 275,0 195,7 0,3449 0,0662 0,3172 0,0656
170 283,5 189,7 0,3661 0,0689 0,3373 0,0684
180 291,7 184,2 0,3871 0,0716 0,3573 0,0712
190 299,7 179,0 0,4801 0,0742 0,3772 0,0738
200 307,5 174,2 0,4289 0,0766 0,3971 0.0764
220 322,5 165,4 0,4702 0,0813 0,4365 0,0812
240 336,8 157,5 0,5109 0,0856 0,4754 0,0857
260 350,5 150,5 0,5511 0,0897 0,5140 0,0898
280 363,8 144,2 0,5907 0,0934 0,5520 0,0938
300 376,5 138,5 0,6298 0,0969 0,5897 0,0974
320 388,9 133,3 0,6684 0,1002 0,6269 0,1009
340 400,9 ' 128,5 0,7064 0,1033 0,6636 0,1041
360 412,5 124,1 0,7440 0,1062 0,6999 0,1072
380 423.8 120,0 0,7810 0,1090 0,7357 0,1101
400 434,8 116,3 0,8175 0,1116 0,7711 0,1128
420 445,5 112,8 0,8536 0,1140 0,8061 0,1154
440 456,0 109,5 0,8892 0,1164 0,8407 0,112-9
460 466,3 106,4 0,9243 0,1186 0,8749 0.1202
480. 476,3 103,6 0,9590 0,1207 0,9087 0,1225
500 486,1 100,9 0,9933 0,1227 0,9421 0,1246
340
1 j б л и ц a 9.12
(начения дополнительной функции ошибок при значениях х от 0 до 4,5
erfcx j erfc.v х erfc х
0.00 И +1.00000 0.49 +0.48883 0.98 +0,16576
0.01 +0.98871 0.50 +0.47950 0.99 +0,16149
0.02 +0.97743 0.51 +0.47075 1,00 +0.15729
0.03 +0.96615 0.52 +0.46210 1,01 +0,15318
0.04 +0.95488 0.53 +0,45353 1,02 +0.14916
0.05 +0.94362 0.54 +0.44506 1,03 +0,14521
0.06 +0.93237 0.55 +0.43667 1.04 Ю.14135
0.07 +0.92114 0.56 +0,42838 1.05 +0.13756
О.08 +0.90992 0.57 +0.42018 1,06 +0,13385
0.09 +0.89871 0,58 +0.41207 1.07 +0.13022
0.10 +0.88753 0.59 +0.40406 1,08 +0.12667
0.11 +0.87637 0.60 +0.39614 1.09 +0.12319
0.12 +0.86524 0.61 +0.38831 1,10 +0.11979
0.13 +0.85413 0.62 +0.38058 1.11 +0,11646
0.14 +0.84305 0.63 +0.37295 1.12 +0,11321
0.15 +0.83200 0.64 +0,36541 1.13 +0.11002
0.16 +0,82098 0.65 +0.35797 1,14 +0.10691
0.17 +0.81000 0.66 +0.35062 1,15 +0,10337
0.18 +0.79996 0.67 +0.34337 1,16 +0.10090
0.19 +0.78816 0.68 +0.33621 1.17 +0,09799
0.20 +0,77729 0,69 +0.32915 1.18 +0,09516
0.21 +0,76647 0.70 +0,32219 1.19 +0.09239
0.22 +0.75570 0,71 +0,31532 1,20 +0.08968
0,23 +0.74497 0,72 +0.30856 1,21 +0,08704
0.24 +0,73429 0,73 +0,30189 1.22 +0,08446
0.25 +0.72367 0,74 +0.29532 1.23 +0.08194
0,26 +0.71310 0.75 +0.28884 1.24 +0,079494
0,27 +0,70258 0,76 +0,28246 1.25 +0,077099
0.28 +0,69211 0,77 НО,27617 1,26 +0,074764
0.29 +0.68171 0,78 +0,26998 1,27 +0,072486
0.30 +0.67137 0,79 +0,26389 1,28 +0,070265
0.31 +0,66109 0.80 +0,25789 1,29 +0,068101
0.32 +0.65087 0,81 +0,25199 1,30 +0,065992
0.33 +0.64077 0,82 +0,24618 1,31 +0,063936
0.34 +0.63063 0,83 +0,24047 1,32 +0,061934
0.35 +0.62061 0.84 +0.23485 1.33 +0,059984
0.36 +.0,61067 0.85 +0,22935 1,34 +0,058086
0.37 +0,60079 0,86 +0.22389 1,35 +0,056237
0,38 +0,59099 0,87 +0,21856 1,36 +0,054438
0.39 +0,58126 0,88 +0,21331 1,37 +0,052687
0,40 +0,57160 0,89 +0,20815 1,38 +0,050983
0,41 +0,56203 0,90 +0,20309 1,39 +0,049326
0,42 ,+0.55253 0,91 +0,19811 1,40 +0,047714
0,43 +0,54311 0,92 +0,19323 1,41 +0,046147
0,44 +0,53337 0,93 +0,18843 1,42 +0,044623
0,45 +0,52451 0,94 +0,18372 1,43 +0,043142
0,46 +0,51534 О’,95 +0,17910 1,44 +0,041703
0,47 +0,50625 0,96 +0,17457 1,45 +0,040304
0,48 +0,49725 0,97 +0.17012 1,46 +0,038946
341
Таблица 9.12 (продолжение) Таблица 9.12 (окончание)
X erf с х erfc x | erfc х erfc л V erfc X erfc л-
1.47 +0,037627 1,98 +0,005107 2,49 +0,0004292 3,00 +0,0000220 3,51 +0,000000690- 4,02 +0.00000001307
1.48 +0,036345 1.99 +0,004888 2,50 +0,0004069 3,01 +0,0000207 3,52 +0.000000642 4,03 +0.00000001203
1.49 +0,035102 2,00 +0.004677 2,51 +0,0003857 3,02 +0,0000194 3,53 +0.000000597 4,04 +0.00000001107
1.50 +0,033894 2,01 +0,004475 2,52 +0,0003654 3,03 +0,0000182 3,54 +0.000000554 4.05 +0.00000001019 1
1,51 +0,032723 2,02 +0,004280 2,53 +0,0003462 3,04 +0,0000171 3,55 +0,000000515 4.06 +0.00000000937
1.52 +0,031586 2,03 +0,004093 2.54 +0,0003280 3.05 +0.0000160 3.56 +0.000000478 4.07 +0.00000000862
1,53 +0,030483 2,04 +0,003914 2.55 +0.0003106 3,06 +0.0000150 3,57 +0.000000444 4.08 +0,00000000793
1.54 +0,029414 2,05 +0.003741 2,56 +0,0002941 3,07 +0,0000141 3.58 +0,000000412 4,09 +0.00000000729
1.55 +0,028377 2,06 +0.003576 2,57 +0,0002784 3.08 +0.0000132 3,59 +0,000000383 4,10 +0,00000000670
1,56 +0,027371 2,07 +0,003417 2,58 +0.0002636 3.09 +0,0000124 3,60 +0,000000355 4.11 +0.00000000616
1,57 +0,026397 2.08 +0,003265 2,59 +0,0002494 3.10 +0,000011648 3.61 +0,000000330 4.12 +0,00000000566
1,58 +0,025452 2,09 +0,003119 2,60 +0,0002360 3,11 +0,000010915 3,62 +0,000000306 4,13 +0,00000000520
1.59 +0,024537 2,10 +0,002970 2,61 +0,0002232 3.12 +0,000010225 3,63 +0,000000284 4,14 +0.00000000477
1.60 +0,023651 2,11 +0,002845 2.62 +0,0002111 3,13 +0,000009577 3,64 +0,000000263 4.15 +0.00000000438
1,61 +0,022793 2,12 +0,002716 2,63 +0,0001997 3,14 +0.000008969 3,65 +0,000000244 4.16 +0.00000000403
1,62 +0,021961 2,13 +0,002592 2,64 +0,0001888 3,15 +0,000008398 3,66 +0,000000226 4.17 +0,00000000370
1,63 +0,021157 2,14 +0,002474 2,65 +0,0001784 3,16 +0.000007861 3,67 +0,000000210 4.18 +0.00000000339
1,64 +0.020378 2,15 +0,002361 2,66 +0,0001686 3,17 +0,000007358 3,68 +0,000000194 4.19 +0,00000000311
1,65 +0,019624 2,16 +0,002252 2,67 +0.0001593 3,18 +0,000006885 3,69 +0,000000180 4,20 +0.00000000286
1,66 +0.018895 2,17 +0,002148 2,68 +0,0001505 3,19 +0,000006441 3,70 +0,000000167 4.21 +0,00000000262
1.67 +0,018189 2,18 +0,002049 2,69 +0,0001422 3,20 +0.000006025 3,71 +0,000000154 4.22 +0,00000000240
1,68 +0,017507 2,19 +0,001954 2,70 +0,0001343 3,21 +0,000005635 3,72 +0,00000014337 4,23 +0,00000000220
1.69 +0,016847 2,20 +0,001862 2,71 +0,0001268 3,22 +0,000005269 3,73 +0,00000013274 4,24 +0,00000000202
1,70 +0,016209 2,21 +0,001775 2,72 +0,0001197 3,23 +0,000004926 3,74 +0,00000012288 4.25 +0,00000000185
1,71 +0.015592 2,22 +0,001692 2,73 +0,0001130 3,24 +0,000004604 3,75 +0,00000011373 4,26 +0,00000000170
1,72 +0,014997 2,23 +0,001612 2,74 +0/1001066 3,25 +0,000004302 3,76 +0,00000010524 4,27 +0,00000000155
1,73 +0,014421 2,24 +0,001535 2,75 +0,0001006 3,26 +0,000004020 3,77 +0,00000009736 4.28 +0.00000000142
1,74 +0,013865 2,25 +0,001462 2,76 +0,0000949 3,27 +0,000003755 3,78 +0,00000009005 4,29 +0,00000000130
1,75 +0,013328 2,26 +0,001392 2,77 +0,0000895 3,28 +0,000003507 3,79 +0,00000008328 4,30 +0,00000000119
1,76 +0,012809 2,27 +0,001326 2,78 +0,0000844 3,29 +0,000003275 3,80 +0,00000007701 4,31 +0,00000000109
1,7*7 +0,012309 2,28 +0,001262 2,79 +0,0000795 3,30 +0,000003057 3,81 +0,00000007118 4,32 +0,00000000100
1,78 +0,011825 2,29 +0,001201 2,80 +0,0000750 3,31 +0,000002854 3,82 +0,00000006579 4,33 +0.00000000092
1,79 +0,011359 2,30 +0,001143 2,81 +0,0000706 3,32 +0,000002663 3,83 +0,00000006080 4.34 +0,00000000084
1,80 +0,010909 2,31 +0.001087 2,82 +0,0000666 3,33 +0,000002485 3,84 +0,00000005617 4.35 +0,00000000077
1,81 +0,010475 2,32 +0,001034 2,83 +0,0000627 3,34 +0,0000023 i 8 ' 3,85 +0,00000005188 4,36 +0,00000000070
1,82 +0,010056 2,33 +0,000983 2,84 +0,0000591 3,35 +0,000002162 3,86 +0,00000004792 4,37 +0,00000000064
1,83 +0,009653 2,34 +0,000935 2,85 +0,0000556 3,36 +0,000002016 3,87 +0,00000004425 4,38 +0,00000000059
1,84 +0,009264 2,35 +0,000889 2,86 +0,0000524 3.37 +0,000001880 3,88 +0,00000004085 4,39 +0,00000000053
1,85 +0,008888 2,36 +0,000845 2,87 +0,0000493 3,38 +0,000001752 3,89 +0,00000003770 4,40 +0,00000000049
1,86 +0,008527 2,37 +0,000803 2,88 +0,0000464 3,39 +0,000001633 3,90 +0,00000003479 4,41 +0,00000000045
1,87 +0,008179' 2,38 +0,000763 2,89 +0,0000436 3,40 +0,000001521 3,91 +0,00000003210 4,42 +0,00000000041
1,88 +0,007843 2,39 +0,000724 2,90 +0,0000410 3,41 +0,000001417 3,92 +0,00000002961 4,43 +0.00000000037
1,89 +0,007520 2,40 +0,000688 2,91 +0,0000386 3,42 +0.000001320 3.93 +0.00000002731 4,44 +0,00000000034
1,90 +0,007209 2,41 +0,000653 2,92 +0,0000363 3,43 +0,000001229 3,94 +0,00000002518 4,45 +0,00000000031
1,91 +0,006910 2,42 +0,000620 2,93 +0,0000341 3,44 +0.000001145 3,95 +0,00000002322 4,46 +0,00000000028
1,92 +0.006621 2,43 +0,000589 2,94 +0,0000321 3,45 +0,000001066 3,96 +0,00000002140 4,47 +0,00000000026
1,93 +0,006344 2,44 +0,000559 2,95 +0,0000302 3,46 +0,000000992 3,97 +0,00000001972 4,48 +0,00000000024
1,94 +0,006077 2,45 +0,000530 2,96 +0,0000282 3.47 +0.000000923 3,98 +0,00000001817 4,49 +0,00000000021. f
1,95 +0,005820 2,46 +0,000503 2,97 +0,0000266 3,48 +0,000000859 3,99 +0,00000001674 4.50 +0,00000000020
1,96 +0,005573 2,47 +0,000477 2,98 +0,0000250 3.49 +0,000000799 4,00 +0,00000001542
1,97 +0,005336 2,48 +0,0004527 2,99 +0.0000235 3,50 +0,000000743 4,01 +0,00000001420
342 343 ( 11
Таблица 9.13
Некоторые свойства функции ошибок
crf(—л-) = —erf Л'
crfO - 0: erfoo = 1
erfcO=l; erfc“ = 0
d(crf v)
dx
2
-y=r e\p(-jf*)
f erfc г dt = х erf ex + —— (i - c\p(..v’))
erl д- * —х при .V < 1
°° 1
J erfc t dt -------
О \/тГ
1 expt-v2)
erfcA- ----------------при ¥ *. 1
у/тг" X
ЛИТЕРАТУРА
КНИГИ И ОБЗОРНЫЕ СТАТЬИ
[11 Brice, D. К.: Ion Implantation Range und Energy Deposition Distributions. Vol. 1 High
Incident Ion Energies. New York 1975 - [2] Dearnaley, G.; Freeman, J. H.; Nelson, R.
S.; Stephen, J.: Ion Implantation. Amsterdam 1973 - [3] Degen, P. L.: Phys Stat. Sol. 16
(1973) 9 - [4] Dill, H. G.; Finnila, R, M.; Leupp, A. M.; Toombs, T. N.: Solid State Technol.
15 (1972) 27 - [5] Gibbons, J. F.; Johnson, W. S., Mylroie, S. W.: Projected Range Statistics.
Stroudsburg, USA 1975 - [6] Gibbons, J. F.: Proc. IEEE 56 (1968) 295 - [7] Gibbons,
J. F.: Proc. IEEE 60 (1972) 1062 [8] Lee, D. H.; Mayer, J. W.: Proc. IEEE 62 (1974)
1241 — [9] Mayer, J. W.; Erikson, L.; Davies, J. A.: Ion Implantation in Semiconductors.
New York 1970-[10] Ruge,L; Muller,H.; Ryssel, H.: In: FestkorperproblemeXIl. Braunschweig
1972, 23 - [11] Schulz, M.: AppL Phys. 4 (1974) 91 - [12] Stroud, P. T.; Thin Solid Films. 11
(1972) 1 - [13] Wilson, R. G.; Brewer, G. R.: Ion Beams, New York 1973
БИБЛИОГРАФИИ
[141 Agajanian, A. H.: Ion Implantation - An Annotated Bibliography. Radiation Effects
23 (1974) 73 - [15] Mazzio, J.: Ion Implantation; A Selective Bibliography. Sandia Laboratories,
Albuquerque, N. Mex. NT1S Report No. SC-B-710148 (1971) [16] Morgan, R.; Greenhalgh,
K. R.: Ion Implantation: A Bibliography. AERE Harwell, England, AERE-Bib-176 (1972)
[17] Plunkett, J. C.; Stone, J. L.: A Selected Bibliography on Ion Implantation in Solid
State Technology. Solid State Technol. Dez. 1975 - [18] Seager, D. K.: Ion Implantation:
A Bibliography. Sandia Laboratories, Albuquerque, N. Mex. NT1S Report Nr. SC-B-71048
Suppl. I (1973)
МАТЕРИАЛЫ КОНФЕРЕНЦИЙ
[19] Proc. Int. Conf. Appl. Ion Beams Semiconductor Technology. (Ed. Glotin, P.) Grenohle
1967-[20] European Conference on Ion Implantation. Reading (Sept. 1970) Stevenage, England
1970 - [21] Ion Implantation (Eds. Eisen, F. H; Chadderton, C. S.) London 1971 — [22] Ion
Implantation in Semiconductors (Eds. Ruge, L; Graul, J.) Berlin-Heidelberg- New York 1971
— Г-31 Ion Implantation in Semiconductors and other Materials (Ed. Crowder, B. L.) New
York 1973 - [24] Ion Implantation in Semiconductors (Ed. Namba, S.) New York 1975
- [25] Ion Implantation in Semiconductors and other Materials (Ed. Chernov, F.; Borders, J.
A.; Brice, D. W.) New York 1977 [26] Proc. US-Japan Seminar Ion Implantation in Semi-
conductors. (Ed. Namba, S.) Kyoto (Aug. 1971) Jap. Soc. for the Promotion of Science (1972)
[27] Proc. Int Conference on Ion Implantation in Semiconductors (Eds. Rzewuski, H.; Fider-
kiewicz, A.; Werner, Z.; Tom, M.; Zak, C.; Lada, A.) Inst of Nuclear Research. Swierk, Polen
(1974) - [28] Proc. Int. Conference on Ion Implantation in Semiconductors (Ed. Gyulai, J.)
Ungar. Acad. d. Wissensch. Budapest (1976) - [29] Application of Ion Beams to Metals (Eds.
Picraux, S. T.; EerNisse, E. P.; Vook, F. L.) New York 1974- [30] Application of Ion Beams to
Materials 1975 (Eds. Carter, G.; Colligon, J. S.; Grant, W. AJ’Inst of Phys. Conf. Ser. 28 (1976)
345
ЖУРНАЛЬНЫЕ СТАТЬИ
[31] Aboaf, J. A.; Kerr, D. R.; Bassons, E.: J.-Electrochem. Soc. 120 (1973) 1103 - [32]
Abramowitz, M., Stegun, I. A. (Eds.): Handbook of Mathematical Functions. New York 1970
- [33] Addamiano, A; Anderson, G. W.; Comas, J.; Hughes, H. L.; Lucke, W.: J. Electrochem.
Soc. 119 (1972) 1355 - [34] Akasaka, Y.; Horie, K.; Nomura, K.; Kawazu, S.: Suppl. J.
Jap. Soc. Appt Phys. 43 (1974) 493 - [35] Allen, W. G.; Atkinson, C.: Solid-State Electronics
16 (1973) 1283 - [36] Alton, G. D.; Love, L. O.: Can. J. Phys. 46 (1968) 695 - [37] Alvager,
T.; Hansen, N. J.: Rev. Sci. Inst. 33 (1962) 367 [38] Amsel, A; Nadai, J. P.; D’Artemare,
E.; David, D.; Girard, F.; Moulin, J.: Nucl. Inst. & Methods 92 (1971) 481 - [39] Andersen,
H. H.; Bay, H. L.: J. Appt Phys. 46 (1975) 1919 - [40] Andersen, H. St.; Sigmund, P.:
Nucl. Instr. & Meth. 38 (1965) 238 - [41] Anderson, W. W.; Swanson, R. M.: J. Appl- Phys.
42 (1971) 5125 - [41a] Appleton, B. R.;.Feldmann, L. C.; Brown, W. L.: Solid State Research
with Accelerators (Brookhaven). Brookhaven Bericbt No. 50083 (1968), 45 - [41b] Antill,
J. E.; Bennet, N. J.; Dearnaley, G.; Fern, F. H.; Goode, P. D.; Turner, J. F.: In: [23],
415 [42] Archer, J. A.: Solid-State Electronics 17 (1974) 387 - [43] v. Ardenne, M.: Tabelien
fur Elektronen, lonenphysik und tjbermikroskopie. Berlin 1956 — [43a] Arsenault, R. J. (Ed.):
Proc, of the 1973 Int. Conf, on Defect^ Clusters in В. С. C. Metals and Their Alloys. National
Bureau of Standards, Gaithersburg, Md. 1973 - [43b] Ashworth, V.; Carber, G.; Grant, W.
A.; Jones, P. D.; Proctor, R. P. M.; Sayegh, N. N.; Street, A D.: In; [23], 443 - [43c]
Ashworth, V.; Baxter, D.; Grant, W. A.; Proctor, R P. M.; Wellington, T. C.: In: [24],
367 — [44] Atalla, M M.: Tannenbaum, E.: Bell. Syst. Techn. J 39 (1960) 933 - [45] Aubuchon,
K. G.: Int. Conf, on Prop, and Use of MIS Structures, Grenoble (1969) - |46j Axmann,
A.: Appl. Phys. Lett. 23 (1973 ) 645 - [47] Axmann, A.; Schulz, M.; Fritsche, C R.: to be
published - [48] Baccarini, G.; Ostoga, P.: Solid-State Electronics 18 (1975) 579 - [50] Bader,
R.; Kalbitzer, S.: Radiation Effects 6 (1970) 211
[51] Bader, R.; Kalbitzer, S.: Appl. Phys. Lett 16 (1970) 13 - [52] Bauerlein, R.: In: Radiation
Damage in Solids (Ed Billington, D. S.) New York 1962, 358 - [53] Balarin, M.; Rattke,
R.; Zetschke, A.: Phys. Stat. Sol. 22 (1967) 123 - [54] Baldo, E.; Cappellani, F.; Restelli,
G.: Rad. Effects 19 (1973) 271 - [55] Baranova, E. C.; Gusev, J. M.; Martynenko, Yu. V.;
Starinin, С. V.; Haibullin, E B.: In: [23], 59 - [56] Barbe, D. F.: Proc. IEEE 63 (1975)
38 - [57] Bamoski, M. K.; Hunsperger, R. G.; Lee, A: Appl. Phys. Lett. 24 (1974) 627
- [58] Barnoski, M. K.; Loper, D. D.: Solid-State Electronics 16 (1973) 433 und 441 - [59]
Baron, R.; Shifrin, G. A, Marsh, O. J.; Mayer, J. W.: J. AppL Phys. 40 (1969) 3702 - [60]
Baruch, P.; Monnier, J.; Blanchard, B.,' Castaing, C.: Appl. Phys. Lett. 26 (1975) 77 - [61]
Baruch, P.; Constantin, C.; Phister, J. C.; Saintesprit, R,: Discussions Faraday Soc. 31 (1962)
76 - [62] Bauer, W.; Thomas, G. J.: J. Nucl. Mater. 53 (1974) 127 - [63] Bayly, A. R.;
Townsend, P. D_: Optics and Laser TechnoL 2 (1970) 117 - [64] Bayly, A R.; Townsend,
P. D.: In: [20], 120 - [65] Bean, К. E; Glenn, P. S.; Yeakley, R. L.: J. Electrochem. Soc.
114 (1967) 733 - [66] Beanland, D. G.: In: [25], 31 - [67] Bell, E C.; Glaccum, A. E; Hem-
ment, P. L. F. H; Sealy, D. J.: Rad. Effects 22 (1974) 253 - [68] Belyi, I. M.; Gumanski, G. A;
Karas’, V. I.; Lomako, V. M.; Tashlykov. I. S.; Tishkov, V. S.: Sov. Phys. Semicond. 9
(1976) 1326 - [69] Bennett, J. R. J.: Proc. Int. Conf, on Ion Sources. I. N. S. T-N.-Saclay
(1969), 571 - [69a] Behninghoven, A.: Surface Science 53 (1975) 596 - [70] Berchtold, K.;
Krumpholz, B.; Suri, J.: Appt Phys. Lett. 26 (1975) 585 - [71] Bernas, R.; Kaluszyner, L.;
Dryaux, J.: J.‘de Physique et le Radium 15 (1954) 273 - [72] Bernheim, M.: 4,h Int. Conf,
on Electron and Ion Beam Science and Technologic, Los Angeles (1970) - [73] Bertolotti,
M.; Sette, D.; Stagni, L.; Vitali, G.: Appl. Phys. Lett. 18, (1971) 257 - [74] Bethe, H.: Ann.
Phys. 5 (1930) 325 - [75] Bethe, H.: Z. Phys. 76 (1932) 293 - [76] Bethe, H.; Livingstone,
M. S.: Rev. Mod. Phys. 9 (1937) 265 — [77] Betz, H.: nicht veroffenthcht - [78] Bicknell,
R. W.: Philosophical Magazine 26 (1972) 273 - [79] Biersack, J.: pers. Mitteilung - [80]
Bjorkquist, K.; Dotneij, B.; Eriksson, L.; Fladda, G.; Fontell, A.; Mayer, J. W.: Appl. Phys.
Lett. 13 (1968) 379 - [81] Blamires, N. G.: In: [20], 52 - [82] Blamires, N. G.; Osborne,
D N.; Owen, R. B.; Stephen. J.; In: [19], 669 - [83] Blanc. D.; Degeith, A.: J. de Physique
346
et 1c Radium 22 (1961) 230- [84] Bloch, F.: Z. Phys. 81 (1933) 363 - [85J Blood, P.; Dearnaley,
G.; Wilkins, M. A.: Rad. Effects 21 (1974) 245 - [861 Blood, P.; Dearnaley, G., Wilkins,
M. A.: J. Appl Phys. 45 (1974) 5123 - [87] Blood, P.; Dearnaley, G.; Wilkins, M. A.: In:
[23], 75 - [88] Blum, J. M.; McGroddy, J. G; McMullin, P. G.; Shih, К. K.; Smith, A.
W.; Ziegler, J. F.: IBM Publikation RC 5195 (1975) - [89] Bogardus, F. HL; Poponiak, M.
R.: Appt. Phys. Lett. 23 (1973) 553 - [90] Bogenschiitz, A. F.: Atzpraxis fur Halbleiter. Munchen
1967— [91] Bohr, N.: Kgt. Danske Videnskab. Selskab, Mat-Fys. Medd. .18 (1948) No.
8 - [92] Bohr, N.: Phil. Mag. 25 (1913) 10 - [93] Bohr, N.: Phil. Mag 30 (1915) 581 -
[94] Bohr, N.; Lindhard, J.: Kgl. Danske Videnskap. Selskab., Mat. Fys. Medd. 28 (1954)
No. 7 - [95] Borders, J. A.; Picraux, S. I.; Beezhold, W.r Appl Phys. Lett. 18 (1971) 509
[96] Bourgoin, J. C.; Corbett, J. W.: In: [365], 149 - [97] Bower, R. W-J Dili, H. G.:
Int Electron Devices Meeting. Washington (1966) - [98] Bower, R. W.; Dill, H. G.,' Aubuchon,
K. G.; Thomson, S. A.: IEEE Trans. Electron Devices ED-15 (1968) 757 - [99] Boyle, W.
S.; Smith, G. E: Bell Syst. Tech. J. 49 (1970) 587 - [100] Brewer, G- R.: IEEE Spectrum
8 (1971) 23
[101] Brice, D. K.: Appt Phys. Lett. 16 (1970) 103 - [102] Brice, D. K.: In: [23], 171 -
[103] Brice, D. K.: Rad. Effects 11 (1971) 227 - [104] Brice, D. K.: In: [21], 101 - [105]
Brook, P; Whitehead, C. S.: Electronics Lett. 4 (1968) 335 - [106] Brower, K. L.; Beezhold,
W.: In: [22], 7 - [107] Brower, K. L.; Beezhold, W.: J. Appl. Phys. 43 (1972) 3499 - [108]
Brownson, J.: J. Electrochem. Soc. Ill (1964) 919 - [109] Brown, D. M.; Gray, P. V ; Heumann,
F. K.; Phillipp, H. R.; Taft, E. A.: J. Electrochem. Soc. 115 (1968) 311 - [110] Buck, T.
M.; Poate, J. M.; Pickar, K. A.; Hsieh, С. M.; Appl. Phys. Lett. 21 (1972) 485 [111] Buck,
T. M.; Poate, J- M.; Pickar, K. A.; Hsieh, С. M.: Surface Science 35 (1973) 362 - [112]
Bucket, W.; Dietrich, M.,' Heim, G.; Kessler, J.: Z. Phys. 245 (1971) 283 - [113] Buehler,
M. W.; Pearson, G. L.: Solid-State Electronics 9 (1966) 395 - [114] Bulthuis, K.: Phys. Lett.
27 A (1968) 493 - [115] Busen, К. M.; Linzey, P.: Trans. Mat. Soc. A1ME 236 (1966) 306
- [115a] Butcher, D. N.; M. Sc. Arbeit. Brighton Polytechnik (1974) - [116] v. Buttlar, H.:
Einfuhrungin die Grundlagen der Kernphysik. Frankfurt 1964 - [117] Campell, A. B.; Shewchun,
J.; Thompson, D. A.; Davies, J. A.; Mitchell, J. B.: In. [24], 291 - [118] Cappelani, F.;
Restelli, G.; Spinoni, I.: J. Phys. C.: Solid State Phys. 7 (1974) 650 - [119] Carter, G.; Baruah,
J. N.; Grant, W. A.: Radiation Effects 16 (1972) 107 - [120] Carter, G.; Colligon, J. S.;
Leek, J. EL: Proc. Phys. Soc. 79 (1962) 299 - [122] Carter, G.; Whitton, J. L.: Rad. Effects
15 (1972) 143 - [123] Cass, T. C., Reddi, V. G. K-.:.Appl. Phys. Lett. 23 (1973) 268 - [124]
Caughey, D. M.; Thomas, R. E.: Proc. IEEE 55 (1967) 2192 - [125] Cembali, F.; Galtoni,
R.; Mousty, F.; Rosa, R.; Zagnani, F.: Rad. Effects 21 (1974) 255 - [126] Cembali, F.; Galtoni,
R.; Zignani, Z.: Rad. Effects 26 (1975) 61 - [127] Chaims, J. A.; Nelson, R. S.; Holloway,
D. F.: Bericht AERE-R 6408 (1970) - [128] Chairns, J. A.: Nucl. Instr. & Methods 92 (1971)
507 - [129] Chairns, J. A.; Holloway, D. F.; Nelson, R. S.: Bericht AERE-R 6490 (1970)
- [130] Chang, L. L.; Pearson, G. L.: J. Phys. Chem. Solids 25 (1964) 23 - [131] Chatterjee,
P. K.; Streetman, B. G.,' Keune, D. L.; Herzog, A. H.: Intern. Electron Devices Meeting.
Washington (1975)- [132] Chatterjee, P. K.; Vaidyanathan, К. V.; McLevige, W. V.; Streetman,
B. G.: Appt Phys. Lett. 27 (1975) 567 - [133] Chen, W. HL; Chen, W. I.: J. Electrochem.
Soc. 114 (1967) 1297 [134] Cheng, L. J.; Covelli, J. С?» Corbett, J. C.; Watkins, G. D.:
Phys. Rev. 152 (1966) 761 - [135] Chemow, F.; Eldridge, G.; Ruse, G.; Wahlin, L.: Appl.
Phys. Lett. 12 (1968) 339 — [136] Cheshire, I. M.; Dearnaley, G.; Poate, J. M.: Phys. Lett.
27 A (1968) 304 - [137] Chiu, T. L.; Ghosh, H. N.: IBM, J. Res. Develop. 15 (1971) 472
- [138] Cho, A. Y.; Reinhart, F. K.: J. Appl. Phys. 45 (1974) 1812 - [139] Chu. W. K.;
Mayer, J. W.; Nicolet, M. A.: Backscattering Speciometry. New York-San Francisco-London
1977 _[14O] Chu, W. K.; Keim, jr., R. G.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 995 - [141] Chu, W. K.;
Muller, H.; Mayer, J. W.; Sigmon, T. W.: AppL Phys. Lett 25 (1974) 297 - [ 142] Chu, T. L.: J. Vac.
Sei. Technol. 6 (1969) 25- [143] Chu,T. L.; Szedon, J. R.; Lee, Ch.: J. Electrochem. Soc. 114 (1968)
318-[144] Clark, A. H.; Manchester, K.F.:Trans. Met. Soc. AIME 242 (1968) 1173-[145] Colby,
J. W.;Katz,L.E.:J. Electrochem. Soc. 123(1976)409-[146] Colligon, J. S.: Vacuum 11 (1961)272-
347
[147]-Collins, L. E.; O’Connell, P. A.; Perkins, J. G-; Pontet, F. R.; Stroud, P. T.: Noel. Insir.
Methods 92 (1971) 455 - [ 148] Collins, L. E.; Perkins, J. G.; Stroud, D. T.: Thin Solid Films 4
(1969)41 -[149] Comer, J. J.; Roosild, S. A.: Rad. Effects 25 (1975) 275 - [150] Copeland, J. A.:
IEEE Trans. Electron Devices ED-16 (1969) 445
[151] Copeland, J. A.: IEEE Trans. Electron Devices ED-17 (1970) 404 - [152] Cooper,
J. A.; Ward, E. R.; Schwartz, J. R.: Solid-State Electronics 15 (1972) 1219 - [153] Corbett,
J. W.: In: [21], 1 - [154] Corbett, J. W.: Electron Radiation Damage in Semiconductors
and Metals. New York 1966 - [154a] Corbett, J. W.; laniello L. C. (Eds.): Proc, of Int.
Conf, on Radiation Induced Voids in Metals. Albany, N. Y. (1971) CONF-710601 (1972)
- [155] Crawford, B.: Electronics 45, April 24 (1972) 85 - [156] Croset, M.; Petreanu, E„-
Samuel, D.: J. Electrochem. Soc. 1970 - [157] Crowder, B. L: J. Electrochem. Soc. 118,
(1971) 943 - [158] Crowder, B. L.: J. Electrochem. Soc. 117 (1970) 671 [159] Crowder,
B. L.; Fairfield, J. M.: J. Electrochem. Soc. 112 (1970) 363 - [159a] Crowder, B. L„ Tan,
S. 1.: IBM Technical Disclosure Bulletin 14 (1971) 198 - [160] Crowder, B. L.; Morehead,
jr., F. F.: Appl. Phys. Lett. 14 (1969) 313 - [161] Crowder, B. L.. In: [26], 63 - [162]
Crowder, B. L.; Title, R. S.; Brodsky, M. H.; Pettit, G. D_: Appl. Phys. Lett. 16 (1970) 205
[162a] Crowder, B. L.; Ziegler, J. F_; Cole, G. W.: In: [23], 257 - [163] Csepregi, L.;
Mayer, J. W.; Sigmon, T. W.; Phys. Lett. 54 A (1975) 157 - [164] Csepregi, L.; Chu, W.
K_; Millter, H.; Mayer, J. W_: Rad. Effects 28 (1976) 227 - [165] Csqiregi, L; Mayer, J.
W.; Sigmon, T. W.: Appl. Phys. Lett. 29 (1976) 92 - [166] Cussins, W. D.: Proc. Phys. Soc.
368 (1955) 213 — [166a] Da Cunha, S. F.; Bougnot, J.: Phys. Stat. Sol. (a), 22 (1974) 205
- [167] Daly, D. F.; Pickar, K. A.: Appl. Phys. Lett. 15 (1969) 267 [167a] Das, S. K.;
Kaminsky, M.; Fenske, G. A.: In: [30], 293 [167b] Das, S. K.; Kaminsky, M.: In: [29],
543 [168] D’Asaro, L. A.; J. Luminescence 7 (1973) 310 [169] Davies, D. E.: Solid-State
Electronics 13 (1970) 229 [170] Davies, D. E.: AppL Phys. Lett. 14 (1969) 227 - [171]
Davies, D. E.; Kennedy, J. K.; Lowe, L. F.: Electr. Lett. 11 (1975) 462 - [172] Davies,
D. E.; Roosild, S.; Lowe, L.: Solid-State Electronics 18 (1975) 733 - [173] Davies, J. A.;
Ball, G. C.; Brown, F.; Domeij, B.: Can. J. Phys. 42 (1964) 1070 - [174] Davies, J. A.;
Denhartog, J.; Eriksson, L.; Mayer, J. W.: Can. J. Phys. 45 (1967) 4053 - [175] Davies, J.
A.; Eriksson, L.; Mayer, J. W.: Appl. Phys. Lett. 12 (1968) 255 - [176] Davies, J. A.; Foti,
G.; Howe, L. M.; Mitchell, J. B.; Winterbon, K_ B.: Phys. Rev. Lett. 34 (1975) 1441 [177]
Davies, J. A.; Friesen, J.; McIntyre, J. D.: Can. J. Chem, 38 (1960) 1526 [178] Davies,
J. A.; Jespergard, P.: Can.- J. Phys. 44 (1966) 1631 [179] Davies, R. E.; Johnson, W. E.;
Lark-Horowitz, K.; Siegel, S.: Phys. Rev. 74 (1948) 1255 - [180] Davies, E. D.; Kennedy,
J. K.; Ludington, С. E : J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 1374- [181] Deal, В. E.: J. Electrochem.
Soc. 121 (1974) 198 C - [182] Deal, В. E., Grove, A. S.: J. Appl. Phys. 36 (1965) 3770 -
[182a] Deamaley, G.: In: New Uses of Ion Accelerators. (Ed. Ziegler, J. F.) New York 1975,
Кар. 5 - [182b] Deamaley, G.; Goode, P. D.; Miller, W. S.; Turner, J?F.: In: [23], 405
[182c] Deamaley, G.’-In: [29], 63 - [183] Deamaley, G.; Freeman, J. H.; Gard, G. A.,
Wilkins, M. A.: Can. J. Phys. 4 (1968) 587 [184] Deamaley, G.; Gard, G. A.; Temple,
W.; Wilkins, M. A.: Appl. Phys. Lett. 27 (1975) 17 [185] Deamaley, G.: IEEE Trans.
Nucl. Sci. Il (1964) 249 — [186] Deamaley, G.j Wilkins, M. A.; Goode, P. D.; Freeman,
J. H.; Gard, G. A.: Bericht AERE-R 6197 (1969) - [186a] Degen, P. L.: Phys. Stat. Sol.
16 (1973) 9 [187] Dennis, J. R.; Woodward, G. K.; Hale, E. B.: In: [365], 467 [188]
Dewaid, J. F.: J. Electrochem. Soc. 104 (1956) 244 - [189] Dienes, G. J.; Vineyard, G. H.:
Radiation Effects in Solids. New York t957 - [189a] Dill, H. G.; Finnila, R- M.; Leupp,
A M.; Toombs, T. N.: Solid State Technoi., Dez. 1972, 27 - [190] Dill, H. G.; Toombs,
T. N.; Bauer, L O.: In: [22], 315 - [191] Dill, H. G.; Bower, R. W.; Toombs, T. N.: In:
[21], 349 — [192] Dotan, R.; Roosild, S.; Buchanan, B.: Proc. 2nd Conf. Microelectronics
Meeting of the I. N. E. A. Munchen 1966, 207 - [193] Donnelly, J. P.; Harman, T. C.; Foyt,
A G.. AppL Phys. Lett. 18 (1971) 259 - [194] Donnelly, J. P.; Foyt, A. G.; Hinkley, E. D.;
Lindley, W. T.; Dimmock, J. O.: Appl. Phys. Lett. 12 (1968) 303 - [196j Donnelly, J. P.;
Foyt, A. G.; Lindley, W. T.; Iseler, G. W._ Solid-State Electronics 13 (197(3 755 [197]
Donnelly, J. P_; Harman, T. C.; Foyt, A. G.; Lindley, W. T.: Appl. Phys. Lett. 20 (1972)
348
279 [198] Donnelly, J. P.; Harman, T. Q; Foyt, A. G.; Lindley, W. T.: J. Nonmetals
1 (1973) 123 - [199] Donnelly, J. P-; Harman, T. C.; Foyt, A. G.: Proc. IRIS Detector Specially
Group Meeting, 17-18 March 1971. San Diego, Calif. - [200] Donnelly, J. P.; Harman, T.
G: Solid-State Electronics 18 (1975) 288
[201] Donnelly, J. P.; Calawa, A. R.;.Harman, T. C.; Foyt, A. G.; Lindley, W. T.: Solid-State
Electronics 15 (1972) 403 - [202] Donnelly, J. P.; Harman, T. C.; Foyt, A. G.; -Lindley,
W. T.r Solid-State Electronics 16 (1973) 529 - [202a] Donnelly, J. P.; Holloway, H.: Appl.
Phys. Lett-23 (1973) 682 - [203] Douglas, E. G; Dingwall, A. G. F.: IEEE Trans. Electron
Devices ED-22 (1975) 849 - [204] Douglas, E. G; Dingwall, A. G- F.: IEEE Trans. Electron
Devices ED-21 (1974) 324 - [205] Drum, С. M.: Electrochem. Soc. Meeting (1975) - [206]
Drum, С. M.: Miller, P.: Int. Electron Devices Meeting. Washington (1971) - [207] Duffek,
E. F.; Benjamin, E. A.,' Mylroie, C.: Electrochem. Technol. 3 (1965) 75 [208] Dunlap,
H. L.; Hunsperger, R. G.; Marsh, O. J.: Bericht NAS 12-124, N70-17314 (1969) - [209] Dyment,
J. C.; EfAsaro, L. A.; North, J. C.; Miller, В. 1.; Ripper, J. E.: Proc. IEEE 60 (1972) 726
[210] Dyment. J. C.; North, J. G; D’Asaro. L. A.: J. Appl. Phys. 44 (1973) 207 - [211]
Edelmann, F. L; Kuznetsov, O. N.; Lezheiko, L. V.; Lubopytova, E. V.: Rad. Effects 29
(1976) 13 - [212] EerNisse, E. P.. Appl. Phys. Lett. 18 (1971) 581 [213] EerNisse, E. P.:
J. Appt"Phys. 42 (1971) 480 - [214] EerNisse, E. P., Norris, С. B.: In: [24], 437 [215]
EerNisse, E. P., Norris, С. В.: J. Appl. Phys. 45 (1974) 5196 - [216] Ehrstein, J. R. (Ed.):
Spreading Resistance Symposium NBS Special Publication 400-10. US Department of Commer-
ce, Washington (1974) pi7] Eisen, F. H.; Higgins, J. A.; Zucca, R. R.: Bencht AFRCL-TR-74-
0192 (1974) [218] Eisen, F. H.; Higgins, J. A.; Zucca, R.: Bericht AFCRL TR-74-0712
(1974) - [219] Eisen, F. H.: In: [24], 3 - [220] Eisen, F. H.; Welch, B.: In: [21], 459 -
[221] Eisen, F. H.; Welch, B.j Westmoreland, J. E.I Mayer, J. W.: In: Proc. Int. Conf. Atomic
Collision Phenomena in Solids. (Eds. Palmer, D. W.; Thomson, M. W-~, Townsend, P. D.)
New York 1970, 141 - [222] Eisen. F. H.: Can. J. Phys. 46 (1968) 561 - [223] Eldridge,
G.; Govind, P. K.; Nieman, D. A.; Chernow, F.: In: [20], 143 - [223a] El-Hoshy, A. H.;
Gibbons, J- F.: Phys. Rev. 173 (1968) 454 [224] Elkin, E. L.; Watkins, G. D.: Phys. Rev.
174 (1968) 881 - [225] Eloy, J.'F.: Proc. Int. Conf, on Ion Sources. I. N. S. 1. N.-Saclay
(1969), 619 - [226] Enge, H. A.. In: Focusing of Charged Particles. (Ed. Septier, A.) New
York 1967, Bd. 2, Кар. 4.2 - [227] Enge, H. A.: Rev. Sci. Instr. 35 (1964) 278 - [228]
Eriksson, L.; Davies, J. A-i Jespersgard, P.: Phys. Rev. 161 (1967) 219 - [229] Eriksson, L.;
Davies, J. A., Johannsson, N. G. E.; Mayer, J. W.: J. Appt Phys. 40 (1969) 842 - [230]
Ermanis, F.; Schwarz, B.: J. Electrochem. Soc. 121 (1974) 1665 - [231J Fahrner, W.; Goetzber-
ger, A.: Appl. Phys. Lett 21 (1972) 329 - [232] Fair, R. B.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975)
800 [233] Fair, R. B.: Solid-State Electronics 17 (1974) 17 - [234] Fair, R. B., Tsai, J.
G C.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 1689 - [235] Fair, R. B.; Weber, G. R.: J. Appl
Phys. 44 (1973) 273 - [236] Fairfield, J. M.; Crowder, B. L.: Trans-Met. Soc., AIME 245
(1969) 469 - [237] Fang, F. F.; Rupprecht, H. S.: IEEE J. Solid State Circuits SC-10 (1975)
205 - [238] Favennec, P. N.; Diguet, D.: Appl. Phys. Lett. 23 (1973) 546 - [239] Favennec,
P. N.; Pelvus, G. P.; Binet, M.; Bandet, P.: In: [23], 621 - [240] Fermi, E.: Z. Phys. 48
(1928) 73 - [241] Fiorito, G.; Gasp.arrini, G.; Svelte, F.: Appl. Phys.. Lett. 23 (1973) 448
- [242] Firsov, О. B.: Sov. Phys. JETP 36 (1959) 1076 - [243] Fistul', V. J.: Heavily Doped
Semiconductors. New York 1969 - [244] Fladda, G.; Bjorkquist, K.; Eriksson, E.; Sigurd,
D.: Appt Phys. Lett. 16 (197Q 313 - [245] Folkmann, F.: J. Phys. E: Sci. Instr. 8 (1975)
429 - [246] Forbes, L.: IEEE J. Solid State Circuits SC-8 (1973) 226 - [247] Foyt, A.
O.: Appl. Phys. Lett. 16 (1970) 335 [-246] Foyt, A. G.; Donnelly, J. P.; Lindley, W. T.:
Appt. Phys. Lett. 14 (1969) 372 - [249] Foyt, A. G.; Herman, T. C.; Donnelly, J. P.: Appl.
Phys. Lett. 18 (1971) 321 - [250] Foyt, A. G., Lindley, W. T.; Donnelly, J. P.: Appt Phys.
Lett. 16 (1970) 335
[251] Foyt, A. G.; Lindley, W. T.; Wolfe, С. M.; Donnelly, J. P.: Solid-State Electronics
12 (1969) 209 - [252] Frank, H.: Phys. Stat. Sol 18 (1966) 401 - [253] Frank, F. C.; Read,
W. T.- Phvs. Rev. 79 (1950) 723 - [254] Freeman, J. H.; In: [30], 340 [255] Freeman,
349
J. H.; Caldecourt, L. R.; Done, К. C. W.; Francis, R. J.: Bericht AERE-R 6496 (1970)
[257] Freeman, J. H.: Nucl. Instr. & Methods 22 (1965) 306 - [258] Freeman, J. H.; Gard,
G. A.; Mazey,’ D. J.; Stephen, J. H.; Whiting, F. B.: In: [20], 74 - [259] Freeman, J. H.;
Sidenius, G.: Proc. Second InL Conf. Ion Sources. 11.-15. Sept. Wien (1972) - [260] Fritsche,
C.; Goetzberger,A.; Axtnann, A.;Rothemund, W.; Sixt, G.: Rad. Effects? (1971)87 -[261] Frit-
sche, C. R.; Rothemund, W.: AppL Phys. 7 (1975) 39 - [262] Fritsche, C. R.; Rothemund, W.: J.
Electrochem. Soc. 119 (1972) 1243 - [263] Fritsche, C. R.; Rothemund, W.: J. Electrochem. Soc.
120(1973) 1603 [264] Fujimoto,F.; Komaki, K.; Nakayama, H.; Ishii, M.:Rad. Effects 13 (1972)
43 [265] Fuller, C. S.; Ditzenberger, J. A.: J. Appl. Phys. 27 (1956) 544 - [266] Furukawa.
S.; Ishihara, H.: J, AppL Phys. 43 (1972) 1268 — [267] Furukawa, S-J Ishihara, H.. Jap. J.
AppL Phys. 11 (1972) 1062 - [268] Furukawa, S.; Matsumura, H.; Ishihara, H.: Jap. J. Appl.
Phys. 11 (1972) 134 - [268a] Furukawa, S.; Ishihara, H.: Proc. 2nd Conf, on Solid State
Devices. Tokyo (1970) Suppt J. Jap. Soc. Appt Phys. 40 (1971) 3 - [269] Furukawa, S.;
Matsumura, H.; Ishihara. H.: In: [26], 73 - [270] Gabovich, M. D.: Zh. Tekh. Fu. 28 (1958)
872 - [271] Gabovich, M. D.; Budernaya, L. D.; Poritskii, V. Y.; Protsenko, I. M.: All
Soviet Meeting on Ion Beam Physics. Kiev (1974) - [272] Galaktionova, 1. A.; Gusev, V.
M.; Naumenko, V. G.; Titov, V. V.: Sov. Phys. Sem. 2 (1968) 656 - Г273] Game, K.: Iwaki.
H., Masuda, K.; Namba, S.; Ishinara, S.; Kimura, I.: In: [22], 459 - [274] Game, K.f Iwaki,
M., Masuda, K.; Namba, S.: Jap. J. Appt Phys. 10 (1971) 523 - [275] Ganio, K.; Iwaki,
M.; Masuda, K.; Namba, S.; Ishihara, S.; Kimura, I.; Mitchel, I. V.; Hie, G.; Whitton, J.
L.; Davies, J. A.: Jap. J. Appt Phys. 12 (1973) 735 - [276] Gamo, K.; Masuda, K.; Namba,
S.; ishihara, S.; Kimura, I.: Appt Phys. Lett. 17 (1970) 391 - [277] Gamo, K.; Takai, M.;
Lin, M. S.; Masuda, K.; Namba, S.: In: [24], 35 - [278] Gardner, E. E.; Halienback, F.
I; Schumann, P. A.: Solid-State Electronics 6 (1963) 311 — [279] Garmire, E.; Stoll, H.;
Yariv, A.; Hunsperger, R. W.: Appl. Phys. Lett. 21 (1972) 87 [280] Ghvulov, A. A.; Kachurin,
G. A.; Pridachin, N. B.; Smirnov, L. S.: Sov. Phys. Sem. 8 (1975) 1455 - [281] Geerk, J.;
Langguth, K. G.: Bericht, GfK Karlsruhe (1974/75) - [282] George, J.; Chruina, J.: Solid
State Technology 16 (1973) 43 - [283] Gettings, M.; Stephens, K. G.: Rad. Effects 22 (1974)
53 - [284] Gettings, M.; Meyer, O.; Linke, G.: Rad. Effects 21 (1974) 51 -,[285] Ghezzo,
M.; Brown, D. M.: J. Electrochem. Soc. .120 (1973) 146 [286] Gibbons, P. E.: In: [22],
410 - [287] Gibbons, J. F.: In: [26], 79 — [288] Gibbons, J. F.; Mylroie, S.: Appt Phys.
Lett. 22 (1973) 568 - [289] Gibbons, J. E: In: [19], 561 - [290] Glotin, P., Bernard, J ;
Monfret, A.: Rad Effects 7 (1971) 65 - [291] Glotin, P.: Can. J. Phys. 46 (1968) 705 [292]
Glotin, P.; Grapa, J., Monfret, A.: In: [19], 619 - [293] Goel, J. E.; Standley, R. D.; Gibaon,
W. M.; Rodgers, J. W.: Appt Phys. Lett. 21 (1972) 72 - [294] Goetzberger, A.: Int. Electron
Devices Meeting. Washington (1975) - [295] Goetzberger, A.; Shockley, W.: J. Appl. Phys
31 (1960) 1821 - [296] Goldstein, H.: Classical Mechanics. Reading, Mass. 1956 - [297]
Gonda, S.; Makita, Y.: Appl. Phys. Lett. 27 (1975) 392 - [298] Gonda, S.; Makita, Y.; Maekawa,
S.: IEEE Trans. Electron Devices ED-22 (1975) 712 [298a] Goode, P. D.: In: [30], 154
- [299] Good, D. K.; Dearnaley, G.: J. Vac. Sci. TechnoL 12 (1975) 463 [300] Goode,
P. D.: Bericht AERE-R 6401 (1970)
[301] Goode,P. D.; Wilkins,M. A.; Dearnaley, G.: In: [21], 187 [302] Goto, K.; Yanagisaw'a,
S.; Wada, О.; Такал ashi, H.: Jap. J. Appl. Phys. 13 (1974) 1127 - [302a] Grant, W. A.:
In: [30], 127 - [303] Graul, J.; Kaiser, H., Wilhelm, W. J.; Ryssel, H.: IEEE J. Solid State
Circuits SC-10 (1975) 201 - [304] Gray, T. J.; Lear, R.; Dexter, R. J.; Schwettmann, F.
N.; Wiemer, К. C.: Thin Solid Films 19 (1973) 103 [305] Green, M. A.; Gunn, M.' W.:
Solid-State Electroriics 14 (1971) 1167 - [306] Grove, A. S.; Leistiko, O.; Sah, G T.: J. AppL
Phys. 35 (1964) 1695 - [307] Grove, A. S-: Physics and Technology of Semiconductor Devices.
New York 1967 - [307a] Grove, A. S.; Leistiko jr., O.; Sah, С. T.: J. Phys. Chem. Sol.
25 (1964) 985 - [307b] Giirs, V.; Gifts, K.: In: Landolt/Bornstein: IV 2 c, Leichtmetaile,
Sonderwerkstoffe, Halbleiter, Korrosion (Eds. Borchers, V. H.: Schmidt, E.) Berlin-Heidelberg-
New York 1965 - [308] Gunn, J. B.: Solid State Comm. 1 (1963) 88 - [308a] Gusev, I.
A.; Murin, A. N.; Soregin, P. P.: Sov. Phys.-Solid State 6 (1964) 1491 - [309] Gusev, V.
M; Titov, V. V.; Guseva. M. L; Kurimiyi, V. L: Soviet Phys.-Solid State 7 (1966) 1673 -
350
[310] Guthrie, A.; Wakerling, R. K. (Eds.): Electromagnetic separation ol isotopes in KHiiiiirni.il
quantities. N. N. E. S. 1-4, T. I. D. 5217 (1949) - [311] Gytihii, J.; (. scpirgi. I Niigy,
T.; Mayer, J. W.; Muller, H.: Le Vide 174 (1974) 416 - [312] Gyukii, I.; Маун, । V/
Mitchell, I. V.; Rodriguez, V.: Rad. Effcets 17 (1970) 332 - [313] Huas, G. A., Gi,iy, II
F.: J. AppL Phys. 46 (1975) 3885 - [314] Hall, R. N.: Phys. Rev. 87 (1952) 38/ | <|S|
Harris, J. I.; Eisen, F. H.; Welch, B.; Haskell, J. D.; Pashley, R. D.; Mayer, J. W Appl
Phys.Lett. 21 (1972)601 - [316] Harris, J. S.: In: [22], 157 - [317] Harth, W.: Halbleitertedinolo
gie. Stuttgart 1972. Teubner Studienskripten Bd. 54 - [318] Hartley, N. ”E. W.: In; ]30|,
210- [319] Hartley, N. E. W.; Dearnaley, G.; Turner, J. F.: In; [23], 423 - [320] Hartmann,
P.: Appl. I’liys Lett. 28 (1976) 73 - [321] Hasegawa, H.; Forward, K.; Hartnagel, H.: Thin
Solid Films 32 (1975) 65 - [322] Hasegawa, S.; Ichida, K.; Shimizu, T.'; Jap. J. Appt Pays.
12 (1973) 1181 - [323] Hasegawa, S.; Karimoto, H.; Shimizu, T.: Jap. J. Appt Phys. 12
(1973) 1190 - [324] Hasegawa, S.;-Forward, К. E; Hartnagel, H-.: Electronics Lett. 11 (1975)
53 - [325] Haskell, J. D.; Grant, W. A.; Stephans,. G. A.; Whitton, J. L.: In: [22], 193
- [325a] Hauffe, K.: Oxidation of Metals. New York 1965 - [326] Heim, G.; Stritzker,
B.: Appl. Phys. 7 (1975) 239 - [327] Hemment, P. L. F.; Sealey, B. J.; Stephens, K. G.:
In: [24], 27 - [328] Herzer, H.; Kalbitzer, S.: In: [22], 307 - [329] Herzog, R.: Z. f. Physik
89 (1954) 447 - [330] Hesse, K_; Strack, H.: Solid-State Electronics 15 (1972) 767 - [331]
Hickmott, T. W.r J. Appt Phys. 43 (1972) 2339 - [332] Hickmott, T. W.: Appl. Phys. Lett.
22 (1973) 267 - [333] Higgins, J. A.; Welch, M.; Eisen, F. EL; Robinson, G. D.: Electr.
Lett 12 (1976) 17 [334] Hilibrand, J.; Gold, R. D.: RCA Rev. 21 (1960) 245 - [335]
Hirata, M.; Saito, H.: J. Phys. Soc.- Jap. 27 (1969) 405 - [335a] Hirayama, M.; Shohno,
K.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 1671 - [336] Hofllinger, B.; Oabler, L: In: [24], 717
- [337] Hofker, W. K.; Oosthoek, D. P.; Koeman, N. J.; de Grefte, H. A. M.: Rad. Effects
24 (1975) 223 - [338] Hofker, W. K.; Philips Research Reports, SuppL No. 8 (1975) - [339]
Hofker, W. K.; Werner, H. W.; Oosthoek, D. P.; Koeman, N. J.: Appl. Phys. 4 (1974) 125
- [340] Hofker, W. K.; Werner, H. W.; Oosthoek, D. P.; de Grefte, H. A. M.: In: [23],
133 - [341] Holm, R.; Electric Contacts Handbook. Berlin-Heidelberg-New York 1967 -
[342] HolmSn, G.; Вигёп, A.; Hogberg, P.: Rad. Effects 24 (1975) 51 - [343] Holm6n, G.,
Peterstrom, S.; Вигёп, A.: Rad. Effects 24 (1975) 45 - [344] Holmdn, G.: Rad. Effects 24
(1975) 7 [345] Honig, R. E; Kramer, D. A.: RCA Rev. 23 (1962) 4 - [347] Hou, S. E;
Beck, K.; Marley, J. A.: Appl Phys. Lett. 14 (1969) 151 - [348] Hou, S. L.; Marley, J.
A.: Appl. Phys. Lett 16 (1970) 467 [349] Howes, J. H.; Knill, G.: In: [20], 97 - [350]
Hsieh, С. M.; Mattews, J.; Seidel, H. D.; Pickax, K. A.; Drum, С. M.: Appl. Phys. Lett.
22 (1973) 238
[351] Hu, S. M.: J. Appl. Phys. 39 (1968) 3844 - [352] Hu, S. M.: Solid-State Electronics
15 (1972) 809 - [353] Huang, C.; van der Zid, A.: Solid-State Electronics 18 (1975) 509
- [355] Hunsperger, R. G; Dunlap, H. L.; Marsh, O. J.: Development of ion Implantation
Techniques for Microelectronics NAS 12-124 und N69-24439 (1968) - [356] Hunsperger, R.
G.; Hrrsch, N.: Electronics Lett 9 (1973) 577 - [357] Hunsperger, R. G.; Hirsch, N.: Solid-State
Electronics 18 (1975) 349 - [358] Hunsperger, R. G.; Marsh, O. J.: Appl. Phys. Lett. 14
(1971) 327 - [359] Hunsperger, R. G.; Marsh, O. J.: J. Electrochem. Soc. 116 (1969) 488
- [360] Hunsperger, R. G.; Marsh, O. J.; Mead, C. A.: Appl. Phys. Lett. 13 (1968) 295
- [361] Hunsperger, R. G.; Marsh, O. J.: Rad. Effects 6 (1970) 263 - [363] Hunsperger,
R. G.; Marsh, O. J.: Metallurgical Transactions 1 (1970) 603 - [364] Hunsperger, R. G-J
Wilson, R. G-; Jamba, D. M.: J. Appl. Phys. 45 (1972) 1318 - [365] Huntley, F. A. (Ed.):
Lattice Defects in Semiconductors 1974. Inst Phys. Conf. Ser. 23, Inst of Physics, London
(1975)- [366] Hurtle, A.: Dissertation, Univ. Freiburg (1975)- [367] Hurwitz, С. 'E.; Donnelly,
J. P.: Solid-State Electronics 18 (1975) 753 - [368] Inada, T.; Ohnuki, Y.: Appl. Phys. Lett.
25 (1974) 228 - [369] Ing, S. W.; Morrison, R. E.; Alt, R. E; Aldrich, R. W.: J. Electrochem.
Soc. 110 (1963) 533 - [370] Irvin, J. C.: Bell System Tech. J. 41 (1962) 387 - [371] Ishino,
S.; Nakazawa, F.; Hasiguti, R. R.: J. Phys. Chem. Sot 24 (1963) 1033 - [372] Ishitani, T.;
Shimizu, R.: Phys. Lett. 46 A (1974) 487 - [373] Ishitani, T.; Shimizu, E.; Murata, K.: Phys.
Stat. Sot (b) 50 (1972) 681 - [374] Ishitani, T.; Shimizu, R.; Murata, K.: Jap. J. AppL Phys,
351
11 (1972) 125 - [375] Ishihara, H.; Furukawa, S.; Yamada, J.; Kawamura, M.: In: [24],
423 - [376] Itoh, T.; Inada, T.; Kanekawa, K.: Appl. Phys. Lett. 12 (1968) 244 [377]
Itoh, T.; Kushiro, Y.: J. Appt Phys. 42 (1971) 5120 — [378] Itoh, T.; Oana, Y.: AppL Phys.
Utt. 24 (1974) 320 - [379] Itoh, T.; Shinada, K.: Jap. J. Appl. Phys. 14 (1975) 1627 - [380]
Itoh, T.; Ohdoinari, I.: In: [26], 43 - [381] Itoh, T.; Oana, Y.: J. Appl. Phys. 44 (1973)
4982 - [382] Iwaki, M.; Gamo, K.; Masuda, K.; Namba, S.; Ishihara, S.; Kimura, I.: In:
[23], 111 [382a] Iwaki, M.; Gamo, K.; Masuda, K.; Namba, S.; Ishihara, S.; Kimura,
I.: In: [24], 163 - [383] Jain, R. K.; Van Overstraeten, R. J.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975)
552 - [384] Johansson, N. G. E.; Mayer, J. W.; Marsh, O. J.: Solid-State Electronics 13
(1970) 317 - [385] Johansson, N. G. E.; Mayer, J. W.: Solid-State Electronics 13 (1970)
123 - [386] Johnson, W. A.; North, J. C.; Wolfe, R.: J. Appl. Phys. 44 (1973) 4753 - [387]
Johnson, W’. S.; Gibbons, J. F.: Projected Range Statistics in Semiconductors. Stanford, Cal
1969 - [388] Johnson, W. S.: Thesis SU-SFL-69-014. Stanford University (1969) - [388a]
Johnston, W. G.; Rosolowski, J. H.; In. [30], 228 - [389] Jones, К. C.; Stevens, P. R. C.:
, Electr. Lett.5 (1969) 499 - [390] Jonscher, A. K.: Principles of Semiconductor Devices Operation.
London 1960, 154 - [391] Jorgensen, P. J.: J. Chem. Phys. 37 (1962) 874 - [392] Kachurin,
G. A.; Pridachin, N. B.,' Smirnov, L. S.: In: [365], 461 - [393] Kachurin, G. A.; Zelevinskaya,
V. M.; Smirnov, L. S.: Sov. Phys. Sem. 2 (1969) 1527 - [394] Kalbitzer, S.; Bader, R.; Herzer,
H.; Bethge, K.: Z. Physik 203 (1967) 117 - [395] Kalbitzer, S ; Bader, R.; Melzer, W.; Stumpfi,
W.: Niict Inst. Methods 54 (1967) 323 - [396] Kaminsky, M: Adv. Mass. Spectrom.
3 (1964) 69 - [397] Kanaya, K.; Koga, K_; Toki, K.: J. Phys. E: Sd. Instr. 5 (1972) 541
- [398] Kass, S.: Corrosion of Zirconium Alloys. ASTM, Verbffentlichung No. 368 (1964),
3 - [399] Kato, Y.; Katayama, Y.; Kobayashi, K. L. I.; Komatsubara, K. F.: J. Appl- Phys.
46 (1975) 4614 [400] Kato, T. K.; Nishi, Y.: Jap. J. Appl. Phys. 3 (1964) 377
[401] Kellett, С. M.; King, W. J.; Uith, F. A.: US Air Force Bericht AF 19 (628J-4970
AD 635267 (1966)- [402] Kellner, W.; Kniepkamp, H.; Ristow, D.; Boroffka, H.: Int Electron
Devices Meeting, Technical Digest. Washington (1975), 238 - [403] Kelly, R.; Sanders, J.
B.: Nucl. Instr. & Methods 132 (1976) 335 - [404] Kelson, G.; Stellrecht, H. H.; Perloff,
D. S.: IEEE J. Solid State Circuits SC-8 (1973) 336 - [405] Kennedy, D. P.; Murley, P.
C.; Kleinfelder, W.: IBM J. Res. Dev. 12 (1968) 399 — [406] Kennedy, D. P.; O’Brien, R.
R.: IBM J. Res. Dev. 13 (1969) 212 - [407] Kern, W.: Nat. Aerospace and Electronics Conf.
(1975), 93 - [408] Kerr, J. A.; Large, L N.. In: [19], 601 - [409] Kimerling, L. C.; Poate,
J. M.: In: [365], 126 - [410] Kinchin, G. H.; Pease, R. S.: Rep. Progr. Phys. 18 (1955)
1 - [411] King, W. J.; Barrel, J. T.; Harrison, S.; Martin, F.; Kellett, С. M.: Nuclear Instr.
& Methods 38 (1965) 178 - [412] Kleinfelder, W. J.: Techn. Bericht K701-1- Stanford Electr.
Laba, Calif. (1967) - [413] Koch, J.: Electromagnetic Isotope Separators and Applications
of Electromagnetically Enriched Isotopes. Amsterdam 1958 - [414] Komoshida, M.; Kudoh,
O.: Appt Phys. Lett. 24 (1974) 501 - [415] Komarov, V. L.; Tsepakin, S. G.; Chemayakin,
G. V.: Proc. Int. Conf, on Ion Sources. I. N. S. S. N.-Saclay (1969), 383 [415a] Kosonocky,
W. F.; Carnes, J. E.. RCA Rev. 36 (1975) 566 [416] Kostka, A.; Kalbitzer, S.: Rad. Effects
19 (1973) 77 - [417] Kostka, A.; Kalbitzer, S.: In: [24], 689 - [418] Krautle, H.; Kalbitzer,
S.: In: [22], 499 [419] Krimmel, E. F.; Pfleiderer, H.: Radiation Effects 19 (1973) 83 -
[419a] Kulcinski, G- L.: In: [29], 613 - [420] Kulkarni, M. V ; Harson, J. C.,‘ James, G.
A.: IEEE Trans. Electron Devices ED-19 (1972) 1098 - [421] Kuwano, J.: Jap. J. Appl.
Phys. 8 (1969) 876 - [422] Ladany, 1.; Kressel, H.: RCA Rev. 33 (1972) 517 - [423] Laegsgaard,
E.; Martin, F. W.; Gibson, W. M.: Nucl. Instr. & Methods 60 (1968) 24 - [424] Langmuir,
S.; Kingdom, K. N.: Phys. Rev. 21 (1923) 380 - [425] LeCroisnier, D. P.; Pelous, G. P.:
IEEE Trans. Electron Devices ED-21 (1974) 113 - [425a] Lecrosnier, D. P., Pelous, G. P.;
Henoc, P-: In: [365], 487 - [426] Lee, D. H.: Proc. IEEE 61 (1973) 666 - [427] Lee, D.
H.; Ying, R. S.; Yamba, D. M.: Proc. IEEE 62 (1974) 1025 [428] Lee, D. H.; Ying, R.
S.: Proc. IEEE 62 (1974) 1295 - [429] Lee, G. A.: In: [216], 75 - [430] Leith, F. A.; King,
W. J.; McNally, P.; Davies, E.; Kellett, С. M.: Bericht AFCRL-67-0123 AD 651313 (1967)
- [431] Lehovec, K.; Slobodskoy, A.: Solid-State Electronics 3 (1961) 45 - [432] Lepselter
352
М. Р.; MacRae, A. U.; MacDonald, R, W.: Proc. Illi 57 (1‘Wl) KI? |-l I'| 1 inuli I
Phys. Stat. Sol. 30 (1975) 625 - [434] Liebt, IL: J. Appl I’liv- W (l«>/| ' ' " | I "| I i<bl,
H.: J. Phys. E: Sci. Instr. 8 (1975) 797 - [436] Licbnuiiiii, (i Рин I’liy ’.«и I i>iul I Wit
(1949) 753 - [437] Lindley, W. T.; Phelan, jr, R. J.; Wolfe, С. M . I uyl, A <. Appl Ph
Lett. 14 (1969) 197 - [438] Lindhard, J.; Winter, A.: Kgl. Danske Vidciisk.ib S<-hknl> Mui I
Medd. 34 (1964) No. 4 — [439] .Lindhard, J.; Nielsen, V.; Scharff, M.: Kgl. I hinxkr VhIcii I. и I
Selskab, Mal.-Fys. Medd. 36 (1968) No. 10 - [440] Lindhard, J.; Kgl Danske Vuhn-.kiib
Selskab., Mat.-Fys. Medd. 34 (1965) No. 14 - [441] Lindhard, J.; Scharff, H.: Phy. Rev
124 (1961) 128 - [442] Lindhard, L; Scharff, M.; Schist'., H. E.: KgL Danske Vjdcnsk.ib
Selskab., Mat.-Fys. Medd. 33 (1963) No. 14 - [443] Lindhard, J.; Scharff, M.: Kgl. Danske
Videnskab. Selskab., Mat.-Fys. Medd. 27 (1953) No. 15 - [444] Littlejohn, M. .A.; Hauser,
J. R.; Montheith, L. K.: Radiation Effects 10 (1971) 185 - [445] Logan, M. A.: Bell Sysl.
Tech. J. 40 (1961) 885 - [446] MacDougal, J. D.; Manchester, К. E.; Roughan, P. E.: IEEE
57 (1969) 1538 - [447] Maciver, B. A.: Electronics Lett. 11 (1975) 484 - [448] MacNally,
P. J.; King, W. J.: 16th Nat. Infrared Information Symposium, Ft. Monmouth (1968) - [449]
MacNally, P. J.: Rad. Effects 6 (1970) 149 - [450] MacPherson, M. R.: Appl. Phys. Lett.
18 (1971) 502
[451] MacRae, A. U.: Radiation Effects 7 (1971) 59 [452] McCaldin, J. O.: Nucl. Instr.
& Meth. 38 (1965) 153 - [453] McCargo, M.; Davies, J. A.; Brown, F.: Can. J. Phys. 41
(1963) 1231 - [454] McGill, T. G; Kurtin, S. L.; Shifrin, G. A.: J. Appl. Phys. 41 (1970)
246 - [455] Madden, P. K.; Davidson, S. M.: Rad. Effects 14 (1972) 271 - [456] Mader,
S.; Michel, A.: J. Vac. Sci. Technol. 13 (1976) 391 - [456a] Mader, S.; Michel, A.: Phys.
Stat. Sol. (a) 33 (1976) 793 - [457] Maekawa, S.; Oshida, T.: J. Phys. Soc. Jap. 19 (1964)
253 - [458] Maekawa, S.: J. Phys. Soc. Jap. 17 (1962) 1592 - [459] Magee. T. J.; Lehmann,
M.: In: [30], 112 - [460] Makita, Y.; Gonda, S.; ljuin, M.; Tsurushima, T., Tanoue, H.;
Maekawa, S.: Appt Phys. Lett. 28 (1976) 103 - [461] Manara, A.; Ostidich, A.; Pedroli,
G.; Restelli, G.: Thin Solid Films 8 (1971) 359 - [462] Manchester, К. E.; Electronics 40
(1967) 116 - [463] Manchester, К. E.; Sflbey, С. B.; Alton, G..' Nucl. Inst. & Methods 38
(1965) 169 [464] Marcatili, E. A.: Bell Syst. Tech. J. 48 (1969) 2103 - [466] Marine, L;
Motte, G: Appt Phys. Lett. 23 (1973) 450 - [467] Marine, J.: In: [20], 153 - [468] Marsh,
O. J.; Baron, R.; Shifrin, G. A.; Mayer, J. W.. J. Appl Phys. 13 (1968) 199 - [469] Marsh,
O. J.; Dunlap, H. L.: Rad. Effects 6 (1970) 301 - [470] Marsh, O. J.; Mayer, J. W.; Shifrin,
G. A.: In: [19], 513 -- [471] Martin, F.: Ion Physics, Bericht 607 TR-255 (1966) - [472]
Martin, F. W.; King, W. J.; Harrison, S.: IEEE Trans. Nucl. Sci. NS-11 (1964) 280 - [473]
Martin, F. W.; King, W. J.; Harrison, S.: IEEE Trans. Nucl- Sci. NS-13 (1966) 22 — [474]
Maruska, H. P.; Stevenson, D. A.; Paukove, I. L: Appl. Phys. Lett 22 (1975) 303 - [475]
Masic, R.; Warnecke, R. J.; Sautter, J. M.: Proc. Int. Conf, on Ion Sources. I. N. S. T.
N.-Saclay, Frankreich (1969), 387 - [476] Masuda, K.; Gamo, K.; Imada, A.; Namba, J.:
In: [22], 455 [477] Masuhara, T.; Itoh, J.r IEEE Trans. Electron Devices ED-21 (1974)
799 - [478] Masters, B. J.; Fairfield, J. M.; Crowder, B. L.: In: [21], 81 - [478a] Masters,
B. J.; Fairfield, J. M.: J. Appl. Phys. 40 (1969) 2390 [479] Matsumura, H.; Furukawa,
S.: Jap. J. Appt Phys. 14 (1975) 1783 - [480] Matzke, £1. J.; Koniger, M.: Phys. Stat Sot
(a), 1 (1970) 469 [481] Maul, J. L.: Dissertation, TU Munchen (1974) - [482] Mayer,
J. W.; Csepregi, L.; Gyulai, J.; Nagy, T.'; Mezey, G.; Revesz, P.; Kotai, E.: Thin Solid Films
32 (1976) 303 - [483] Mayer, J. W.; Davies, J. A., Eriksson, E.: Appt Phys. Lett. 11 (1967)
365 - [484] Mayer, J. W.; Eriksson, L.; Picraux, S. T.; Davies, J. A.: Can. J. Phys. 46 (1968)
663 - [485] Mayer, J. W.; Marsh, O. J.: Appl. Solid State Science (Ed. Wolfe, R.) New
York 1969, 239 - [486] Mayer, J. W.; Marsh, O. J.; Mankarious, R.; Bower, R.: J. Appt
Phys. 38 (1967) 1975 - [487] Mayer, J. W.; Marsh, O. J.; Shifrin, G. A.; Baron, R.: Can.
J. Phys' 45 (1967) 4073 - [487a] Mazey. D. J.; Nelson, R. S.t Barnes, R. S.: PhiL Mag.
17 (1968) 1145 - [488] Mazur, R. G.; Dickey, D. H.r J. Electrochem. Soc. 113 (1966) 255
- [489] Meek, R. L.; Gibaon, W. M.; Sellschop, J. P. F.: Appt. Phys. Lett. 18 (1971) 535
- [490] Merz, J. L.; Sadowski, F. A.; Rodgers, J. W.: Solid State Comm. 9 (1971) 1037
- [491] Mets, E. J.: J. Electrochem. Soc. 112 (1965) 420 [492] Meyer, L.: Phys. Stat. Sot.
353
(b) 44 (1971) 253 - [493] Meyer, N. I.; Guldhrandsen, T.: IEEE 51 (1963) 1631 [494]
Meyer, O.: IEEE, Trans. Nucl. Sci. NS-15 (1968) 232- [495] Meyer, O.; Linker, G.: KFK-Nachr.
6 (1974) 1 - [496] Meyer, O.: In: [30], 168 - [496a] Mcze'y, G.; Szokefalvi-Nagy, Z.; Badinka,
Cs.: Thin Solid Films 19 (1973) 173 - [497] Michel, A. E.; Fang, F. F.; Pan, E. S.: J. Appl.
Phys. 45 (1974) 2991 - [498] Miller, G. L.t IEEE. Trans. Electron Devices ED-19 (1972)
1103 - [499] Miller, S. E.: Bell Syst. Tech. J. 48 (1969) 2059 - [500] Minear, R. L.; Nelson,
D. G.; Gibbons, J. F.: 1 Appl. Phys. 43 (1972) 3468
[501] Misawa, T. S.- Moline, R. A.; Tretoia, A. R.: Solid State Electronics 15 (1972) 189
- [502] Miyazaki, T.; Tamura, M.: In: [24], 41 - [503] Mizutani, T.; Kurumada, K.: Electr.
Lett. 11 (1975) 638 - [504] Moline, R. A.; Buckley, R. R.; Haszko, S. E.; MacRae, A. U.:
IEEE Trans. Electron Devices ED-20 (1973) 840- [505] Moline, R. A.; Cuilis, A. G.: AppL
Phys. Lett. 26 (1975) 551 - [506] Moline, R. A.: J. Appl. Phys. 42 (1971) 3553 - [507] Moline,
R. A: J. Appl Phys. 42 (1971) 2471 - [508] Moline, R. A.; Liebermann, R.; Simpson, J.;
MacRae, A. U.: J. Electrochem. Soc. 121 (1974) 1362 - [509] Moline, R. A.; Reutlinger,
G. W.: In: [22], 58 [510] Moline, R. A.; Reutlinger, G. W.; North, J. C.: In: Atomic
Collisions in Solids Bd. 1 (Eds. Datz, J.; Appleton, B. R.; Moak, C. D.) New York 1975
- [511] Monfret, A.; Bernard, J.: In: [22], 389 - [512] Monteith, L. K.; Littlejolm, M. A.;
Hauser, J. R.; Hendricks, H. D.: Rad. Effects 16 (1972) 133 - [513] Morehead, F. F.; Crowder,
B. L.; Title, R. J.: J. Appl. Phys. 43 (1972) 1112 - [514] Morehead, F. R; Crowder, B.
L.: In: pi], 25 - [515] Morris, B. L.; Langer, P. H.; White jr„ J. C.: In Ref. [216], 63
- [515a] MUller, K.; Henkelmann, R.; Boroflka, H.: Nucl. Instr. & Meth. 128 (1975) 417
- [516] Muller, H.; Chu, W. K.; Gyulai, J.; Mayer, J. W.; Sigmon, T. W.; Cass, T. R.:
Appl. Phys. Lett. 26 (1975) 292 - [517] Muller, H.: Dissertation TU Munchen (1973) - [518]
Muller, H.; Eisen, F. H.; Mayer, J. W.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 651 - [519] Muller,
H.; Gyulai, J.; Chu, W. K.; Mayer, J. W.; Sigmon, T. W.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975)
1234 - [520] Muller, H.; Gyulai, J.; Mayer, J. W.; Eisen, F. H.; Welch, B.: In: [24], 19
- [521] Muller, H.; Kranz, H.; Ryssel, H.; Schmid, K.: Appl. Phys. 4 (1974) 115 -Д522]
Muller, H.; Ryssel, H.; Schmid, K.: J. Appl. Phys. 43 (1972) 2006 - [523] Muller, H.; Ryssel,
H.; Ruge, I.: In: [22], 85 - [523a] Muhl, S.; Collins, R. A.; Deamaley, G.: In: [30], 147
- [524] Munro, P. C; Thompson jr, H. W.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 127 - [525]
Murarka, S. P.: Phys. Rev. B, 12 (1975) 2502 - [526] Murashima, S.; Kanamori, H.; Ishibashi,
F.: Jap. J. Appl. Phys. 9 (1970) 58 - [527] Mylroie, S.; Gibbons, J. F-: In: [23], 243 -
[528] Nakamura, M.; Kato, T.; Oi, N.: Jap. J. Appl. Phys. 7 (1968) 512 - [528a] Namba,
S.; Masuda, K.: Adv. Electronics and Electron Phys. 37 (1975) 263 - [529] Namba, S.; Masuda,
K.; Gamo, K.; Iwaki, M.: In: [26], 1 - [530] Nat. Bureau of Standards (NBS): Special
Publication 400-17 - [531] Nat. Bureau of Standards (NBS): Special Publication 400-25 -
[532] Nelson, D. G.; Gibbons, J. R; Johnson, W. S.: Appt Phys. Lett. 15 (1969) 246 -
[533] Nelson, R. S.: In: [20], 212 - [534] Nelson, R. S.; Cairns, J. A.; Blamires, N.: Rad.
Effects 6 (1970) 131 - [535] Nelson, R. S.: Radiation Damage and Defects in Semiconductors.
(Ed. Whitehouse, J. E.) Inst. Phys. Conf. Ser. 16 (1973) - [536] Nelson, R. S.; Thomson,.M.
W.: Phil. Mag. 8 (1963) 1677 - [536a] Nelson, R. S.; Mazey, D. J.: In: Radiation Damage
in Reactor .Materials, Vol. II. Wien IAEA (1969), 157 - [537] Neuberger, M.: 1II-V Semiconducting
Compounds. In: Handbook of Electronic Materials, Vol. 2. New York 1971 - [537a] Neuberger,
M.: Group IV Semiconducting Materials. In: Handbook of Electronic Materials, Vol. 5. New
York 1971 - [538] Nicholas, К. H.: ACTA Electronica 19 (1976) 95 - [539] Nicholas, K.
H.; Ford, R. A,: IEEE Internal. Election Devices Meeting, Technical Digest. Washington
(1973), 51 - [540] Nishimatsu, S.; Natsuaki, N.; Warabisako, T.; Tokujama, T.: Suppl. J.
Jap. Soc. Appl. Phys 40 (1971) 29 - [541] Nomura, K.; Hirose, Y.; Akasaka, Y,; Horie,
K.; Kawazu, S.: In: [24], 681— [542] North, J. C.; Gibson, W. M.: Appl. Phys. Lett. 16
(1970) 126 - [543] Novak. R. L.: Bull.. Am. Phys. Soc. 8 (1965) 235 - [544] Oetzmann,
H.; Feuerstein, A.; Grahmann, H.; Kalbitzer, S.: Ion Beam Surface Layer Analysis. (Eds
Meyer, O.; Linker, 6.; Koppeler, F.) New York 1976, 245 - [545] Ohdomari, I.; Itoh, T.:
Jap. J. Appt Phys. 11 (1972) 1709 - [545a] Ohkawa, S.; Nakajima, J.; Furukawa, Y.: Jap.
J. Appl. Phys. 14 (1975) 458 - [546]- Ohl, R.: Bell Syst. Techn. J. 31 (1952) 104 - [547]
354
Ohmura, Y.; Mimura, S.; Kanazawa, M.; Abe, T.; Ко по к a, M. R.id. JflidN И (197’) If,/
- [548] Ohmura, Y.; Zohta, Y.; Kanazawa, M.: Solid Slate Comm II (19/,'j ’M |*>I9|
Ohmura, Y.; Zohta, Y.; Kanazawa, M.: Phys. Stat. Sol. 15 (1973) 91 | *t a«i| (ilnmiin \
Koike, K.; Kobayashi, H.: In: [24], 183
[551] Ono, Y.; Saito, K.; Shiraki, Y.: Jap. J. AppL Rhys. 14 (1975) 1489 155? J < >чм1нп I-.
D. P.; den Boer, J. A.; Hofker, W. K.: In: [20], 88 - [553] Panish, M. I’.'. 1ГМ 1 in
Microwave Theory and Techniques MTT-23 (1975) 20 — [554] Pabst, W.: Nucl. Insli Л-
Methods 120 (1974) 593 - [555] Pabst, W.: Nucl. Instr. & Methods 124 (1975) 143 1556|
Pashley, R. D.: Rad. Effects 1] (1971) 1 - [557] Pavlov, A. V.; Pavlov, P. V.; Zarin, I'.
I.; Tetel’baum, D. L: Proc. All Soviet Meeting on Ion Beam Physics, Kiev (1974) {558)
Pavlov, P. V.; Tetel’baum, D. L; Zorin, E. I.; Alekseev, V. 1.: Sov. Phys.-Solid State 8 (1967)
2141 [559] Pavlov, P. V.; Vasil’yev, K.; Zorin, E. 1.; Tetel’baum, I.; Tulovchikov, V. S.;
Chigiririskaya, T. Yu.: Izvestiya vus S. S. S. R., Radioelektronika 13 (1966) 493 - [560]
Pavlov, P. V.; Shitova, E. V.: Sov. Phys.-Doklady 12 (1967) 11 - [561] Payne, R. S.; Scavuzzo,
R. J.: IEEE Int. Electron Devices Meeting, Washington (1971) - [562] Payne, R. S.; Scavuzzo,
R. I.; Olson, К. H.; Nacci, J. M.; Moline, R. A.: IEEE Trans. Electron Devices ED-21 (1974)
273 - [563] Pearson, A. D.; Hartcll, W. B.: Mat. Res. Bull. 7 (1972) 567 - [564] Perkins
J. G.: Thin Solid Filins 9 (1972) 257 - [565] Perkins, J. G.: J. Non-Chrjetalline Solids 3
(1972) 349 [566] Perloff, D. S.: J. Electrochem. Soc. 120 (1973) 1135 - [567] Pertritz, R-
L.: Phys. Rev. 110 (1958) 1254 — [568] Pickar, K. A.; Dalton, J. V.; Seidel, H. D.; Matheys,
J R.: Appl. Phys. Lett. 19 (1971) 43 - [569] Picraux. S. T.: Rad. Effects 17 (1973) 261 -
[570] Picraux, S. T.; Vook, F. L.; In: Ref: [22], 1 - [571] Picraux, S. T.; Vook, F. L:
Rad. Effects 11 (1971) 179 [572] Picraux, S. T.; Westmoreland, J. E.; Mayer, J. W.; Hart,
R. R.; Marsh, O. J.: AppL Phys. Lett. 14 (1969) 7 - [572a] Picraux, S. T.; EerNisse, E.
P.; Vook, F. L.; Application of Ion Beams to Metals. Proc. Int. Conf. Albuquerque, N. Mex.
(1973) New York 1974 - [572b] Picraux, P. S. T.: In: [30], 183 - [573] Pliskin, W. A.;
Quail, R. P.: J. Electrochem. Soc. ill (1964) 872 - [574] Ponpon, J. P.; Grob, J. J.; Stuck,
R.; Burger, P.; Siffert, P.: In: [29], 420 - [575] Powell, R. J.; Ligenza, J. R.; Schneider,
M. S.: IEEE Trans. Electron Devices ED-21 (1974) 636 — [576] Prince, J. L.; Schwettmann,
F. N.: J. Electrochem. Soc. 121 (1974) 705 - [576a] Proc, of ASTM Conf, on Irradiation
Effects on Structural Alloys for Nuclear Reactor Applications, Niagara Falls, N. Y. (1970)
ASTM-STP-484 (1971) - [576b] Proc, of ASTM Conf, on Effects of Radiation on Substructure
and Mechanical Properties of Metals and Alloys, Eos.Angeles, Calif. (1972) ASTM-STP-529
- [577] Pruniaux, B.; North, J. C.; Miller, G. L.: In: [22], 212 - [578] Pruniaux, B. R.;
North, J. С.; Payer, A. V.: IEEE Trans. Electron Devices ED-19 (1972) 672 - [579] Prussin,
S.; Fern, A. M..- J. Electrochem Soc. 122 (1975) 830 - [579a] Prussin, S.: In: [24], 449
- [580] Prussin, S.: J. Appt Phys. 45 (1974) 1635 - [581] Przyborski, W.; Roed, J.; Lippert,
J.: Rad. Effects 1 (1969) 33 - [582] Putley, E. H.: The Hall Effect and Related Phenomena.
London 1960 - [583] Rand, M. J.; Roberts, J. F.: J. Electrochem. Soc. 120 (1973) 446 -
[584] Reddi, V. G. K.; Sansbury, J. D.: Appl Phys. Lett 20 (1972) 30 - [585] Reddi, V.
G. K.; Yu, A. Y. C.: Solid State Technology 15 (1972) 35 - [587] Revez, A. G.; Eband,
R. J.: J. Phys. Chem. Solids 30 (1969) 551 -’[588] Revez, A. G.: Phys. Stat. Sot 19 (1967)
193 - [589] Reyer, O.; Scherber, W.: J. Phys. Chem. Sol. 32 (1971) 1909 - [590] Rickards,
J.; Deamaley, G.: In; [29], 101 - [591] Rideout, V. L.; Gansslen, F. H.; LeBlanc, A.: IBM
J. Res. Develop. 19 (1975) 50 [592] Ripper, J. E.; Dyment, J. C.; D’Asaro, L. A.; Paoli,
T. L.: Appl Phys. Lett 18 (1971) 155 — [593] Robertson, G. L: J. Electrochem. Soc. 122
(1975) 796 - [594] Robinson, M. T.; Oen, O, S.. Le Bombardment lonique (Conf. Proc.,
ed. Trillat, J. J.) Paris 1962 - [595] Roosild, S.; Dolan, R.; Brickmanan, B.: J. Electrochem.
Soc. 115 (1968) 307 - [596]-Rosendahl, K.: Rad. Effects 7 (1971) 95 - [596a] Roth, J.: In:
[30], 280 - [597] Rothemund, W.; Fritsche, C. R.: J. Electrochem. Soc. 121 (1974) 586 -
[598] Roughan. P. E; MacDougall, J. D.; Clark, A. H.; Manchester, К E; Anderson, F. W.:
Electrochem. Soc., Boston Meeting (1968) - [599] Rourke, F. M.; Sheffield, J. C.; White, F. A..
Rev. Sci. Instrum. 32 (1961) 455 — [600] Ruegg, H. W.: IEEE Trans. Electron Devices ED-14
(1967)239
355
[601] Runge, H.; Knmmel, E. F.: Solid-State Electronics 18 (1975) 149 - [602] Runge, H.:
In. [24], 703 [603] Runyan, W. R,: Silicon Semiconductor Technology. New York 1965
- [604] Rutherford, E.: Phil. Mag. 21 (1911) 669 - [605] Ryding, G.; Wittkower, A. B.:
IEEE Trans. Manufacturing Technology MFT-4 (1975) 21 - [606] Ryssel, H.: Dissertation,
TU Munchen (1973) - [607] Ryssd, H.; Kranz, H.: Appl. Phys. 7 (1975) It - [608] Ryssel,
H.; Kranz, H.; Eichinger, P.: In: [30], 1 -£609] Ryssel, H.; Muller, H.; Schmid, K.; Ruge,
I.. In: [23], 215 - [610] Ryssel, H.; Kranz, H.f Schmid, K.; Ruge, L: In: [24], 169 - [611]
Ryssel, H.; Schmid. K.; Muller, H.: J. Phys. E: Sci. Inst. 6 (1973) 492 [611a] Ryssel, H.,
Kranz, H.; Biersack, J.; Muller, K.; Heukelmann, R.: In: [25], 727 - [612] Ryssel, H_: nicht
veroffentlicht - [613] Sah, C. F.; Reddi, V. G. K.: IEEE Trans. Electron Devices ED-11
(1964) 345 - [614] Sah, С. T.; Noyce, R. N.; Shockley, W.: Proc. IRE 45 (1957) 1228 -
[615] Sanders, J. B.: Can. J. Phys. 46 (1968) 445 - [616] Sandhu, J. S.; Reuter, J. L.: IBM
J. Dev. 15 (1971) 464 - [617] Sansbury, J. D.; Gibbons, J. F.: Appt Phys. Lett. 14 (1969)
311 - [618] Sansbury, 3. D.; Gibbons, J. F.: Rad. Effects 6 (1970) 269 - [619] Sato, H.:
Jap. J. Appl. Phys. 12(1973)242-[620]Sattler, A. R.; Vook, F. L.: Rad. Effects in Semiconductors.
(Ed. Vook, F. L.) New York 1968, 243 - [621] Satya, A. V. S.; Palanki, H. R.; In: [24],
405 - [622] Schi0tt, H. E.: Kgl. Danske Videnskab. Selskab, Mat. Fys. Medd. 35 (1966)
No. 9 - [623] Schi0tt. H. E.: Rad. Effects 6 (1970) 107 - [623a] Schmid, K.: personliche
Mitteilung - [624] Schmid, K.; Fischer, G.; Muller, H., Ryssel, H.: Rad. Effects 23 (1974)
145 - [625] Schmid, K.; Kranz, H.; Ryssel, H.; Muller, W.; Dathe, J.: Phys. Stat. Sot (a)
23 (1974) 523 [626] Schmidt, P. F.; Owen, A. E.: J. Electrochem. Soc 111 (1964) 682
- [627] Schnable, G. L.; Kern, W.; Comizzeli, R. B.: J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 1093
[628] Schneider; J.: Diplomarbeit, TU Munchen (1974) - [629] Schneider. 1.; Marrone,
M.; Kabler, M. N.: Appt Opt. 9 (1970) 1163 - [630] Schottky, W.: Naturwissenschaften
26(1938)843- [631] Schottky, W.:Z. Phys. 113(1939) 367- [632] Schroeder, J. B.; Dieselmann,
H. D.t Proc. IEEE 55, (1967) 125 - [633] Schroen, W.: In: [216], 235 - [634] Schulz, M.:.
Appl. Phys. Lett. 23 (1973) 31 - [635] Schulz, M.; Goetzberger, A.; Franz, 1.; Langheinrich,
W.: Appl. Phys. 3(1974) 275- [636] Schumann, jr., P. A.; Gardner, E. E.: Solid-State Electronics
12 (1969) 371 - [637] Schumann, jr., P. A.: J. Electrodiem. Soc. 115 (1968) 1197 - [638]
Schwartz, B.: J. Electrochem. Soc. 123 (1976) 1089 - [639] Schwettmann, F. N.: Appl. Phys
Lett. 22(1973) 570-[640] Schwettmann, F. N.: J. Appl. Phys. 45(1974) 1919 - [641] Schwuttke,
G. H.; Brack, K.; Gorey, E. F.; Kahan, A.; Lowe, L. F.: Rad. Effects 6 (1970) 103 - [642]
Schwuttke, G. H.; Brack, K.; Gorey, E. F.; Kahan, A.; Lowe, L. F.; Euler, F.; Phys. Stat.
Sol. 14 (1972) 107 - [643] Schwuttke, G. EL; Brack, K.-. In: Silicon Carbide 1973. Proc.
3rd Int. Conf. SiC. (Eds. Marshall, R. C.: Faust, jr., J. W.; Ryan, С. E.) Columbia, S. C.
1974, 626 - [644] Schwuttke, G. H.; Brack, K.: Trans. Met. Soc. A. I. M. E. 245 (1969) 475
- [645] Sealy, B. J.; Hemment, P. L. F.: Tbin Solid Films 22 (1974) 539 - [646] Sealy,
B. J.; D’Cruz, A. D. E.: Electronics Letters 11 (1975) 323 - [647] Sealy, B. J.; Surridge,
R. K.: Thin Solid Films 26 (1975) L19 - [648] Seeger, A.; Chik. К. P.: Phys. Stat. Sol. 29
(1968) 455 - [649] Seidel, T. E.: In: [22], 47 - [650] Seidel, T. E; Gibson, W. C.: IEEE
Trans. Electron Devices ED-20 (1973) 744
[651] Seidel, T. E.; Iglesias, D; E-; Niehaus, W. C.: IEEE Trans. Electron Devices ED-21
(1974) 523 [652] Seidel, T. E.; MacRae, A. U.: In: [21], 149 [653] Seidel, T. F.; Meek,
R. L_; Cullis, A. G.: In: [365], 494 - [654] Seidel, T. F.; Meek, R. L.; Cullis, A. G.: J.
Appl. Phys. 46 (1975) 600 - [655] Seliger, R. L.; Fleming, W. P.: J. Appl. Phys. 45 (1974)
1416 - [656] Seliger, R. L.; J. Appl. Phys. 43 (1972) 2352 - [657] Senechai, R. R.; Basinsky,
J.: J. Appl. Phys. 39 (1968) 3723, 4581 - [658] Sequin, C. H.: Bell Syst. Techn. J. 51 (1972)
1923 - [659] Seshan, K., Washburn, J.: Rad. Eff. 26 (1975) 31 [660] Severin, P. J.: Phillips
Res. Repts. 26 (1971) 279 - [661] Severin, P. J.; Bulle, H_: J. Electrochem. Soc. 122 (1975)
134 - [662] Shannon, J. M.; Ford, R. A., Gard, G. A.: Rad. Effects 6 (1970J 217 - [663]
Shannon, J. M.; Stephen, J.; Freeman, J. H.: Electronics 42 (1969) 96 - [664] Shaw, D.:
Phys. Stat. Sol. (b) 72 (1975) 11 - [665] Shaw, D. (Ed.): Atomic Diff. in Semiconductors.
London 1973 - [666] Shifrin, G. A.; Jamba, D. M.; Jones, W. R.; Marsh. O. J.; Wauk,
M. T.; Wilson, R. G.: Tech. Bericht 2, NR 251-001, AD 702778 (1969) - [667] Shifrin, G.
356
A.jZanio.K. R.; Jamba, D, M.;Jones, W. R.;Marsh, O. J.; Wilson, R. G.: Bericht N00014-69-('
0171, AD 693154 (1969) — [668] Shiraki, Y.; Shimada, T.; Ikezu, T.; Komatsubara, К b
Suppt J. Jap. Soc. Appl. Phys. 42 (1973) 269 - [669] Shiraki, Y.; Shimada, T_; Ono, Y ;
Komatsubara, K. F.: Jap. J. Appl. Phys. 14 (1975) 1495 - [670] Shimada, T.; Shiraki, Y .
Kato, ¥.; Komatsubara, K. F_: In: [365], 446 - [671] Shimizu, S.; Iwamalsu, S.; Ono, M.:
Appl. Phys. Lett. 22 (1973) 286 — [672] Shimizu, T.; Hasegawa, S.; Karimoto, H.: In: [24J,
525 - [673] Shockley, W.: U. S. Patent No. 2787, 564 (1957) - [674] Shockley, W.; Bell
Sysl. Tech. J. 28 (1949) 435 - [675] Shockley, W.; Read, W. T_: Phys. Rev. 87 (1952) 835
- [676] Sidenius, G_: NucL Instr. & Methods 38 (1965) 19 - [677] Sigmon, T. W.; Chu,
W. K_; Muller, H.; Mayer, J. W.: Appl. Phys. 5 (1975) 347 [678] Sigmon, T. W.; Chu,
W. K.; Muller, H.; Mayer, J. W.: In: [24], 633 - [679] Sigmon, T. W.: Int. Electron Devices
Meeting, Techn. Digest Washington (1973), 387 - [680] Sigmon, T. W.: Proc. IEEE 63 (1975)
<619 - [681] Sigmund, P_; Mathies, M. T.; Phillips, D. L.: Rad. Effects 11 (1971) 39 - [682]
Sigmund, P-: Appl. Phys. Lett. 14 (1969) 114 - [683] Sigmund, P.: Phys. Rev. 184 (1969)
383 - [684] Sigmund, P.: Rev. Roum. Phys. 17 (1972) 823, 969, 1079 - [685] Sigmund, P.;
Sanders, J. B.: In: [19]. 215 - [686] Sigoumay, N.: IEE Colloqu. MOS In^egr. Circuits
(1971) - [687] Sigurd, D.; Fladda, G.; Eriksson, L.; Bjorkquist, K.: Rad. Effects 3 (1970)
145 - [688] Singer, В. M.; Kostelcc, Jx IEEE Trans. Electron Devices ED-21 (1974) 84 -
[689] Sirtl, E.; Adler, A.: Z. Metallkunde 52 (1961) 529 - [690] Skolnik, L. M.; Spitzer,
W, G.; Kahan, A.; Hunsperger, M. G.: J. Appl. Phys. 42 (1971) 5223 - [691] Smith, B.
J.; Stephen,-"J.; Hammersley, P. J.: Rad. Effects 26 (1975) 17 - [692] Smits, F. Н,- Bell
Syst. Tech. J. 37 (1958) 711 - [693] Somekh, S.; Garmire, E.; Yariv, A.; Garvin, EL L.;
Hunsperger, R. G.: Ajfpl. Phys. Lett. 22 (1973) 46 [694] Sosin; A.; Bauer,-W.: Studies
in Radiation Effects. Bd. 3. New York 1969 [695] Spenke, E.: Elektronische Halbleitcr.
Berlin-Heidelberg-New York 1965 — [696] Spitzer, W. G.: In: Festkorperprobleme XI (Ed.
Madelung, O.) Braunschweig 1971, 1 [697] Spitzer, S. M.; Schwartz, B.; Weigle, G. D.:
J. Electrochem. Soc. 122 (1975) 391 - [698] Spitzer, S. M.; North, J. C.. J. Appl. Phys. 44
(1973) 214 - [699] Spiwak, R. R.: IEEE Trans. Inst. & Measurements IM-18 (1969) 197
[700] Standley, R. D.; Gibson, W. M.; Rodgers, J. W.: Appl. Optics 11 (1972) 1313
[701] Starodubtsev, S. V.; Romanov, A. M.: The Passage of Charged Particles through Matter.
Israel Programm for Scientific Translation. Jerusalem 1965 - [702] Steffen, K, G.: High Energy
Beam Optics. New York 1965 — [703] Stein, H. J.; Vook, F. L.; Borders, J. A.: Appt Phys.
Lett.. 16 (1970) 106 - [704] Stephen, J.; Grimshaw, O. Ax Rad. Effects 7 (1971) 73 - [705]
Stephen, J.; Smith, B. J.; Ninder, G. W.: In: [24], 665 - [706] Stoll, H.; Yariv, A.: Hunsperger,
R. G.; Tangonam, G. L.: Appt Phys. Lett. 23 (1973) 664 - [707] Stolte, C. A.: IEEE Int.
Electron Devices-Meeting, Techn. Digest Washington (1975), 585 - [708] Strack, H.: J. Appl.
Phys. 34 (1963) 2405 [709] Streetman, B. G.; Anderson, R. E.; Wolford, D. J.: J Appl.
Phys. 45 (1974) 574 - [710] Stritzker, B.: In: |30], 160 - [711]’Stroud, P. T.: Thin Solid
Filins 9 (1972) 273 - [712] Swanson, R. S.; Memdl, J. D.: IEEE J. Solid-State Circuits SC-7
(1972) 146 - [712a] Sze, S. M.; Wei, L. V.: Phys. Rev. 124 (1961) 84 - [713] Sze, S. M.:
Physics of Semiconductor Devices. New York 1969 - [713a] Takagi, T.; Yamada, L; Kimura.
H..- In: [24], 335 - [714] Takai, M.; Gamo, K.; Masuda, K.; Namba, S.: Jap. J. Appl. Phys.
12 (1973) 1926 - [715] Takai. M.; Gamo, K,; Masuda, K.; Namba, S.: Jap. J. Appl. Phys.
14 (1975) 1935 - [716] Takusagawa, M_; Funayama, T.; Nishizawa, J.; Demizu, K.; Nakano,
T.: J. AppL Phys. 38 (1967) 4084 - [717] Tamura, M.: Appl. Phys. Lett. 23 (1975) 51
[718] Tamura, M.; Ikeda, T.; Yoshihiro, N.: Suppl. J. Jap. Soc. Appl. Phys. 40 (1971) 9
- [719] Tamura, M.; Yoshihiro, N.; Ikeda, T: Appl. Phys. Lett. 27 (1975) 427 - [720] Tanoue,
H.; Tsurushima, T.: In: [24], 285 — [721] Tarui, Y.; Komiya, Y.; Teshima, H.; Takahashi,
R.: In: [26], 99 - [722] Templeton, L. F.: Solid State Technology 18 (1975) 46 — [723]
Tenney, A. S.; Ghezzo, M.:. J. Electrochem. Soc. 120 (1973) 1091 - [724] Thomas, G. O.;
Kahng, D.; Manz, R. C.; J. Electrochem Soc. 109 (1962) 1055 - [725] Thomas, L. H_: Proc.
Cambr. PhiL Soc. 23 (1927) 524 - [726] Thompson, M. W.: Phil Mag. 18 (1968) 377
[726a] Thompson, W. M.: In: [20], 109 - [727] Thurmond, C. D.: In: Properties 'f Elemental
and Compound Semiconductors (Ed. Gatos, H. C.) New York 1960 - [728] Tinsley, A. W-;
357
Jones, К. C.: In: [20], 187 - [729]'Tinsley, A. W.; Grant, W. A.; Carter, G.; Nobles, M.
J.: In: [22], 199 - [730] Tinsley, A. W.; Stephens, G. A.; Nobles, M. J.; Grant, W. A.:
Rad. Effects 23 (1974) 165 - [730a] Towler, C.; Coffins, R. A.; Dearnaley, G.: J. Vac. Sci.
TechnoL 12(1975) 520-[730b] Trillat, J. L; Haymann nrTrillat, J. J.: Le bombardement ionique.
Theories et applications. Paris 1961 - [731] Trumbore, F. A.: Bell Syst. Techn. J. 39(1960) 205 -
[732]Tsai,J.C.C.;Marabito,J. M.: Surface Sci. 44(1974) 247- [733] Tsai, J. C.C.; Marabito, J. M.;
Lewis, R. K.: In: [23], 87 - [734] Tsuchimoto, T.; Tokuyama, T.: In: [21], 237 - [735]
Tsuchimoto, T.; Tokuyama, T.: Rad. Effects 6 (1970) 121 - [736] Tsukada, T.; Nakashima,
I-L; Umeda,-J.; Nakamura, S.; Chinone, N.; Ito, R.; Nakada, O.: Appl. Phys. Lett. 20 (1972)
344 _ [737] Tsurushima, T.; Tanoue, IL; Gibbons, J. F.: Electrochem. Soc Meeting, Los
Angeles (1970) - [738] Tsurushima, T.; Tanoue, H.: In: [24], 429 - [739] Tsurushima, T.;
Tanoue, H.: J. Phys. Soc. Jap. 31 (1971) 1965 - [740] Tokuyama, T.; Ikeda, T.; Tsuchimoto,
T.: 4th Int. Conf. Microelectronics, Munchen (1970) - [741] Tung-ho, C; Hsien-tsan, T._:
In: [30], 96 - [742] Upadhyayula, L. I.; Naraya, S. Y.; Douglas, E. C.: Electr. Lett. 11
(1975) 201 - [743] Valdes, L. B.: Proc. IRG 42 (1954) 420 - [744] Van dcr Pauw, L. J.:
Philips Tech. Rdsch. 20 (1958/59) 230 - [745] Van der Pauw, L. J.: Philips Res. Repts. 13
(1958) 1 - [745a] Verbeck, H.; Eckstein, W.: In: [29], 597 - [745b] Verheijke, M. Li: Philips
tech. Rev. 34 (1974) 330- [746] Vermilyea, D. A.; J. Electrochem. Soc. 112 (1965) 1232 - [748]
Vodicka, V. W.; Zuleeg, R.: IEEE Int. Electron Devices Meeting, Technical Digest Washington
(1975), 625 [748a] Vogg, IL: Halbleiter-Gammaspektren zur Neutronen-Aktivierungsanalyse.
MOnchen 1971 - [749] Vook, F. L.: R adiation Damage and Defects in Semiconductors (Ed.
Whithouse, J. E.) I Phys. Conf. Ser. 16 (1973) 60 - [750] Vook, F. L.; Stein. J. H.: Rad.
Effects 2 (1969) 23
[751] de Waand, H.; Feldman, L. C.: In: [24], 317 - [752] Wada, Y.; Asbikawa, M.-: Jap.
J. Appl. Phys. 15 (1976) 389 [753] Wagner, S.: J. Electrochem. Soc.. 119 (1972) 1570 -
[754] Walker, R. S.; Thomson, D. A.: Nucl. Instr. & Methods 135 (1976) 489 - [755] Wallace,
R.; Litton, G. M.; Steward, P. G.: 2nd Symp. on Accelerator Dosimetry and Experience.
Standford (1969) - [756] Wang, K. L.; Gray, P. V.: IEEE Trans. Electron Devices ED-22
(1975) 354 - [75-7] Wang, P. P.; Spencer, O. S.: IBM J. Res. Dev. 19 (1975) 530 - [758]
Wash, A. G.; Sarma, N.; Bhattacharya, P. K.: Phys. Stat. SoL (a) 32 (1975) 63 - [759] Watanabe,
M.; Tool, A.: Jap. J. Appl. Phys. 5 (1966) 737 - [760] Watkins, G. D.: J. Phys. Soc. Jap.
Suppt II. 18 (1963) 22 [761] Waycoat, Firmenunterlagen - [762] Weber, M.: Diploinarbeit,
TU Munchen (1973) - [762a] Webber, R. F.; Thorn, R. S.; Large, L. N.: Int. J. Electronics
26 (1969) 163 - [763] Wei, D. T. Y.; Lee, W. W.; Bloom, L. R.: Appl. Phys. Lett. 25 (1975)
329 - [764] Welch, В. M.; Eisen, F. H.; Higgins, J. A.: J. Appl- Phys. 45 (1974) 3685 -
[765] Werner, H. W.: ACTA Electronica 19 (1976) 53 - [766] Westmoreland, J. E.; Mayer,
G. W.; Eisen, F. H.; Welch, B.: Appl. Phys. Lett 15 (1969) 308 - [767] Westmoreland, J.
E.; Marsh, O. J.; Hunsperger, R. G.: Rad. Effects 5 (1970) 245 - [768] Whalin, W.: In:
Handbuch der Physik, Bd. 34. Berlin-Gottingen-Heidelberg 1958 - [769] Whitton, J. L.;
Beltavance, G. R.: Rad. Effects 9 (1971) 127 - [770] Whitton, J. L.; Carter, G.; Baruah,
J. N.; Grant, W. A.: Rad. Effects 16 (1972) 101 - [771] Whitton, J. L.; Carter, C.; Freeman,
J. M.; Gard, G. A-: J. Mat. Science 4 (1969) 208 - [772] Whitton, J. L.; Davies, J. A.:
J. Electrochem. Soc. Ill (1964) 1347 - [773] Whitton, J. L.: J. Appt Phys. 36 (1965) 3917
- [774] Wiemer, K. G; Dexter, R. J.; Morgan, I. H.: Int. Electron Devices Meeting, Washington
(1972) - [775] Wien, W.: Verhandlungen Physik. Gesellsch. 16 (1897) 165 - [776] Williams,
E. J.; Rev. Mod. Phys. .17 (1945) 217 - [777] Wflmsen, C. W.; Vasbinder, G. C.; Chau,
Y. K.: J. Vac. Sci. & TechnoL 12 (1975) 56 - [778] Wilson, R. G.; Jamba, D. M.: J. Appl
Phys. 38 (1967) 1967 - [779] Winterbon, К. B.: Rad. Effects 13 (1972) 215 - [780] Wittkower,
A. B.; Rose, P. H.; Ryding, G.: Solid State Technology 18 (1975) 41 - [781] Wittmaack,
K.; Schulz, F.; Hietei, B.: In: [24], 193 - [782] Wittmaack, K.; Maul, J.; Schulz, F.: Int.
J. Mass. Spectrou. & Ion Phys. 11 (1973) 23- [783] Wohileben, K.; Beck, W.: Z. Naturforschung
21a (1966) 1057- [784] Wolfe, R.; North, J. C.; Barns, R. L.; Robinson, M.; Levenstein, IL J.:
Appt Phys. Lett. 19 (1971) 298 - [785] Wolfe, R.; North, J. C: Bell Syst Tech. J. 51 (1972)
1436 - [785a] Wolfstirn, К. B.: J. Phys. Chem. SoL 31 (1970) 601 - [786] Woilnick, H.:
358
NucL Instr. & Meth. 53 (1967) 197 - [787] Woodcock, 3. M.; Shannon. J. M . Clink I)
J.: Solid-State Electronics 18 (1975) 267 - [788] Wu, С. P.; Doughs, !. < . Mwlki. (
W.: IEEE Trans. Electron Devices ED-22 (1975) 319 - [788a] Yumagudu, M , I In пунши.
T.: Jap. J. Appl. Phys. 15 (1976) 365 - [788b] Yarbrough, D. W.: Solid Stale ledmul 11
(1968) 23- [788c] Yarbrough, D. W.: Research and Development Technical Report, 14 ’< >M /ft1-»'
(1968) — [789] Yariv, A.: Laser Focus Magazine, Dez. (1972) 40 - [790] Yen, F. I , Muslin,
B. J.; Kastl, R.: In: [24], 501 - [791] Yoshihiro, N.; Ikeda, T.; Tamura, M.; Гокпуашп,
T.; Tsuchimoto, T.: Proc. 3rd Conf, on Solid State Devices, Tokyo (1971). Suppl. Oyo llulnri
41 (1972) 225 - [791a] Young, D. B. Y.; Pearson, G. L.: Phys. Chem. Sol 21 (1970) 517
- [792] Yuba, Y.; Gamo, K.; Masuda, K.; Namba, S.: Jap. J. Appl. Phys. 13 (1974) 641
- [793] Zelevinskaya, V. M.; Kachurin, G. A.; Pridachin, N. B.: Sov. Phys. Sem. 8 (1974)
252 - [793a] Ziegler, J. F. (Ed.)-. New Uses of Ion Accelerators. New York 1975 - [794]
Ziegler, J. F.; Cole, G. W.; Baglin, J. E. E.: Appl. Phys. Lett. 21 (1972) 177 - [795] Ziegler,
J. F.; Crowder, В L.; Kleinfelder, W. J'.: IBM J. Res. Dev. 15 (1971) 452 - [796] Zolch,
R.: Dissertation, TU Munchen (1976) - [797] Zorin. E. I.; Pavlov, P. V.; Tetel’baum, D.
L: Sov. Phys. Sem. 2 (1968) 111