Behatolás kristályos anyagba

2.2.4. Behatolás kristályos anyagba Az eddigiekben a besugárzott anyagot amorfnak tekintettük, azaz olyannak, ahol az atomok között nincs hosszútávú rend. E feltevéssel lehetett a kéttest kölcsönhatásokat kvantitatív módon kezelni. Már említettük, hogy az ionimplantáció legelterjedtebb alkalmazásait a félvezető eszközök, ill. áramkörök előállításában találta meg, így a kristályos anyagok ionos besugárzásának kérdései megkerülhetetlen gyakorlati problémát jelentenek. Ezeknek a megoldása sok szilárdtesfizikai kérdés fókuszba állítását, tanulmányozását követelte meg. Az alapvetően új, tehát a kristályos állapotból eredő jelenség a csatornahatás (channeling) fellépte. Ennek a szigorúan klasszikus fizikai jelenségnek az a lényege, hogy a kis szögben érkező inok számára, a sorokba (vagy síkokba) rendezett atomok egyedi potenciálja egy "potenciálfal"-lá változik, amely gyenge, elektronos ütközésekkel kormányozza, fókuszálja a ionokat, azaz igyekszik azokat benntartani a csatornában. Ennek értelmében különböztetünk meg axiális és planáris csatornahatást atomsorok, ill. síkok esetén. Az axiális esetben a kölcsönhatások jóval erősebbek, tehát az axiális csatorna sokkal kifejezettebben jelentkezik, mint a planáris. Az ionok zöme nem tökéletesen párhuzamos trajektóriákon érkezik, továbbá - még hibamentes rácsban is T 0 hőmérsékleten - az eredendően is "hullámos" potenciálfal, még tovább érdesedik, mert a hőrezgések következtében atomok rendszertelenül "kiállnak" abból, az ion egyre inkább helikális pályán fut. Amikor azután egy kritikus E y merőleges energiakomponenst akkumulál, bekövetkezik egy nukleáris ütközés, amely nagyszögű irányváltást okoz, fellép a kiszóródás (dechanneling) jelensége. Természetesen előfordulhat, hogy az így eltérült atom éppen egy új csatornába lép be. Ez is mutatja, hogy a jelenségnek egzakt, pláne a gyakorlat igényeit is kielégítő pontosságú tárgyalása nem egyszerű feladat. A könnyű ionok esetében fellépő csatornahatást az ionsugaras analitika széles körben alkalmazza pl. arra, hogy - akár csak az egyszerű láthatóság/takarás alapján - a kristály forgatásával eldöntse egy atomról (legyen az adalék vagy kristályatom, de akár a felületen adszorbeált ún. adatom), hogy az rácspontban vagy a rácsközi térben - netán szimmetriával rendelkező pontban - vagy relaxált felületi atomként foglal-e helyet. 336

Tárgyunk szempontjából a csatornahatás amiatt jelentős, mert befolyásolja a kaszkádban mozgó atomok trajektóriáit és ezáltal megváltozik az implant ion behatolása, sőt kismértékben még a kialakuló kaszkádok atomjai is másként mozognak. A behatolási folyamat kezdeti szakaszán két jelentős eltérést tapasztalunk: egyrészt az irányító elektronos ütközések megnövelik az elektronfékeződés által dominált szakasz geometriai hosszát, így az ion mélyebbre tud behatolni, másrészt, ezen szakaszon kevesebb kristályhiba keletkezik. Sok kísérleti munka foglalkozott a csatornahatás kihasználása lehetőségével, hiszen az, hogy ugyanazon gyorsító energiával mélyebb implantot lehetne létrehozni, technikai előnyként kínálkozott. A kísérletek konklúziója inkább negatív volt: 1) a csatonahatás olyan mértékben érzékeny mind a kristály orientációjára, mind a felületén lévő szennyezések, natív oxidréteg, ill. a szándékosan előállított vékonyrétegek szóró hatására (pl. a néhány nmes, ún. natív oxidréteg, vagy a felület tisztaságának védelmére felvitt védőoxid okozta szórásra), hogy reprodukálható használata technikailag szinte lehetetlen, 2) emellett az áramkörök méretcsökkentési tendenciája le is értékelte a "mély" implantációt és az igények szerinti egyre kisebb behatolási mélység miatt annak reprodukálhatósága vált a legfontosabb követelménnyé (ennek konzekvenciájára a 2.4.4. fejezetben térünk ki), ill. egyes nagyenergiás alkalmazások esetén az sem okoz gondot, ha mintegy kétszer nagyobb gyorsítófeszültséget kell az implanterekben előállítani (pl. az ún. tandem-elv 1 erre egyszerű lehetőséget nyújt). A csatornahatás további negatív hatása, hogy a mélyebbre hatoló ionok az eloszlás lecsengő ágát elnyújtják. A félvezető eszközökben az ún. metallurgiai pn-átmenet abban a mélységben keletkezik, ahol az implantált (és elektromosan aktív, lásd 2.4. fejezet) eloszlás koncentrációja lecseng a szilícium alapkristály - mondjuk foszforral adalékolt n-tipusú - adalékolási szintjére. Világos, hogy egy lankásabb farokrész nagyobb relatív hibát eredményez az átmenet mélységi 1 A "tandem" gyorsítókban először a keltett pozitív ionokat (alkáli gőzön átfuttatva) negatív ionokká konvertálják. Ezeket vezetik a gyorsítócsőbe, ahol annak közepéig haladva elérik a gyorsítófeszültséghez tartozó energiát. Ott egy csőbe lépnek be, amelyben alacsony nyomású "stripper" gáz, pl. N 2, van, amely lefosztja az ionokról a gyengén kötött elektronokat. Az így újra pozitív töltésű ionok ugyanazt a feszültséget gyorsító térnek látják, tehát a földpotenciál irányában tovább gyorsulnak. Aszerint sokszorozódik a végül kilépő ion energiája a nominális gyorsítófeszültséghez képest, hogy az ion hány egységnyi töltésváltást szenvedett el a gyorsítócső közepén. 337

2.27. ábra.ionimplantáció során fellépő csatornahatás sematikus ábrázolása. A) direkt trajektóriák tipusai, B) a beesési szög befolyása a profil alakjára (Simonton és Tasch nyomán,az Ed. Ziegler [1996]-ből) koordinátájában, mint pl. amorf anyagban a Gauss-eloszlás meredek lecsengése. A csatornahatás révén kialakuló pályák tipusait mutatjuk be a 2.27. ábrán. Az A ion direkt szórást szenved, az iránya véletlenszerűvé válik, 338

az ilyen ionoktól származó eloszlás Gauss-görbe alakú (lásd B. ábra, A és A' profilok). A további trajektóriáknál fontos az a kristálytengelyekhez viszonyított szög, amelyen az ion érkezik. Definiálható egy kritikus szög, ψ c, amelynél nagyobb szög esetén az ion azonnal véletlenszerű pályára kerül. Ennél kisebb szögeltérés esetén az ion mélyre hatol (B ábra, C görbe). A határhelyzetben valósul meg a B ábrán látható AC' profil. A kritikus szöget többféle közelítésben is ki lehet számolni. Figyelembe lehet venni az atomsorok többé-kevésbé valódi periodikus potenciálját, de jó közelítést kapunk a potenciál kontinuum közelítésével is. Az ion addig marad a csatornában, amig arra merőleges energiája, E y, kisebb, mint a legkisebb megközelítés, P min, az ion helyénél. Tehát, a kiszóródás akkor következik be, amikor ( ) 2 E = E sin ψ = V P. 2.2.78 y 0 c min Idézzük vissza a 2.27A. ábrát is, de folytassuk képzeletben egy M 2 x b d -b y E y E x E 1 P min 2.28. ábra. A csatornahatás számításánál használt geometria atomsorként, amely egy x-tengelyt definiál (2.28. ábra). Jelöljük most Θ- val az ion eltérülésének szögét és legyen az M 1 tömegű ion sebessége v 1. Hasson a V(r) potenciál dt = dx/v 1 ideig. Ekkor a teljes impulzusváltozás az x-tengelyre merőleges, a csatorna közepétől mért y-irányban (pl. Townsend et al. [1976]) 339

+ () p = + dv r e dx P = 2 dr ( ) dr r v v ( r P ) v IP 2, 2 2 12 / 1 1 1 2.2.79a ahol alkalmaztuk az impakt paramétert, P-t. A ψ szögváltozás kapcsolja össze az eredeti és új impulzust: ψ = + p 1 dv r = P E1 r () P ( r P ) 2 2 12 dr. 2.2.79b / Mint mondottuk, a csatornahatásnál egy sor gyenge ütközés következik be. Axiális esetben ez szukcesszív ütközésekként írható le: 2 ψ& = ( ) I ( b y), 2.2.80 d M v 1 1 ahol b a sorok távolsága az x-tengelytől. Mivel P = b - y és P & = & y& és a haladás szögének időbeli változása ψ = y& / v 1, azaz ψ & = & y / v1. Innen az ion y-irányú mozgásegyenlete, mindaddig, amíg az impulzus definiálható: M & y I ( b y). 2.2.81 1 & = 2 d Mindezzel kiküszöböltük az egyes ütközéseket és egy kontinuum potenciállal közelíthetjük az atomsort. Ezzel 2.2.81-ből kapjuk: U y 2 ) ) dy d ( y) = I ( b y) 0. 2.2.82 Árnyékolt Coulomb-potenciál közelítéssel az U(y) (Nelson és Thompson [1963]): ( ) Uy = [ b y a] ( ) ZZaER ( ) d ( b y) a exp / 22π 12 1 2 0 12 / 12 /, 2.2.83 ahol a Rydberg állandó E R = 13,6 ev (l. 2.2.2. formula). Mindennek ismeretében felírhatjuk a csatornában mozgó ion Hamilton-függvényét, amelyben az az egyszerűsítés lehetséges, hogy az impulzus-közelítéssel leírható csatornázott részecskék axiális kinetikus energiája konstans és 340

energiaátadás csak a potenciális energia és transzverzális irányú kinetikus energia között jöhet létre: 2 2 ( ) ( ) 2 ( ) 2 E = U y + p + p / M, ill. E = U y + Eψ, 2.2.84 y x y 1 y ha ψ az a szög, amellyel az ion a tengelyhez képest halad. Ebből az egyenletből következik egy kritikus szög, ψ c, amelyre, ha ψ < ψ c, az ionok továbbra is a csatornában maradnak, és következik egy P min, amelynél az atomsorhoz közelebb kerülve kiszóródnak. A hőrezgés szerepére is ki kell térnünk ezen a ponton. Az ionsebességekhez mérten a hőrezgések igen lassúak, tehát az ion egy "fagyott" rácsot lát. A csatornába kinyúló atomok hatását legegyszerűbb a P min -re gyakorolt hatásukkal figyelembe venni, amikoris csak egy nagyobb, P c távolságra közelíthető meg veszélytelenül az atomsor: 2 2 Pc = Pmin + kχ rms, 2.2.85 ahol a konstans k 1,5 és χ rms a hőrezgés során a rácsatomok kimozdulásának átlagos négyzetes középértéke. A kiszóródás feltétele tehát Lindhard [1965] szerint, hogy a transzverzális energia egyenlővé váljék a P min -hez tartozó potenciális energiával. A számításaiból két karakterisztikus szöget definiál - a kis-, ill. nagyenergiájú tartományra: 2 12 2 1 2 ψ 1 = / ZZe Ed, (kis energia) 2.2.86 a 3 ZZe = d Ed ψ 2 1 2 2 12 / 12 /, (nagy energia). 2.2.87 Ezekből a karakterisztikus szögekből származtathatók a kritikus szögek mind az axiális, mind a planáris esetre. Ehhez két korrekciós függvényt kellett definiálni (Barrett [1971]). Az F R (1,2u 1 /a)-t, amely az axiális esetre vonatkozik, bemutatjuk a 2.29. ábrán. 341

2.29. ábra. Az axiális csatornázás kritikus szögére vonatkozó Barrett- féle (Barrett [1971]) korrekciós függvény, F a (1,2u 1 /a), a redukált ionenergia (2.2.17) függvényében. Ennek segítségével a kritikus szöget a következő formulával definiálja: ψ c = 08, Fa 12, 1 1 u a ψ. 2.2.88 Itt az u 1 függvény - a rácsatomok átlagos kimozdulása - tartalmazza a hőrezgési korrekciót is (M 2 atomi tömegegységben, a.m.u. - atomic mass unit): ( ) Φχ 1 1 1 u 1 ( nm) = 121, + M 2 D D, 2.2.89 χ 4 ahol Φ(χ) a Debye-függvény és D D a Debye hőmérséklet (χ = D D /T). 12 / 342

A planáris csatornázás korrekciói bonyolultabbak, mert nemcsak a hőrezgésekre, de az ion méreteire és a síkok távolságára is korrigálni kell. A részleteket illetően az olvasónak Barrett [1971] cikkét javasoljuk. Az előző, szemléletes tárgyalásban az árnyékolt Coulombpotenciált használva szemléletes képet adtunk arról, hogyan lehet a csatornahatást az implantáció során fontos paraméterek esetén kvantitatíven leírni. A csatornahatás pontos szimulációja azonban az ULSI (Ultra Large Scale Integration) áramkörök előállításánál kiemelkedően fontos kérdéssé vált. Park et al. [1991] további korreciókat alkalmazott az atomsorok átlagos potenciáljának leírására. Ezzel az F- függvénynek egy finomított alakjához, azaz pontosabb leíráshoz jutott. Az egyszerű potenciálfal közelítés elveszti érvényességét többek között alacsony ionenergiáknál. Ekkor ui. az ion sebessége olyan alacsony, hogy az egyedi atomoktól periódikus potenciál már nem tekinthatő simának. A realisztikus modellezéshez, az egyébként nyilvánvaló hatásokon - mint pl. az ion és a kristály relatív mérete - túlmenően, az elektronok csatornabeli eloszlásának pontos leírása, a fokozatosan akkumulálódó rácshibák hatása és az ion töltésállapotának figyelembe vétele is elsőrendűen fontos. 343

2.30. ábra. Bór ionokra vonatkozó kritikus szögek szilíciumban axiális és két planáris csatornázásra az 1keV-1 MeV energiatartományban (Park et al. [1991] nyomán) A 2.30. ábrán példaképp bemutatunk egy szilícium kristályra végzett számítást (Park et al. [1991]) különböző energiájú bór ionok becsapódása esetén. A szilícium csatornái. A behatolás kontrollja - elsősorban a könnyű implant ionok, ezen belül is a bór esetében - megköveteli a csatornahatás lehető legteljesebb kiküszöbölését. Ez egyfelől technikai, azaz az implanterek konstrukciós problémája, másfelől azonban - az anyagszerkezet adottsága miatt - elkerülhetetlen, tudomásul veendő gond. Amint arról a a 2.3. fejezetben szólunk, a kezdetek óta úgy építették a tárgykamrákat (end station), hogy a szilíciumszeletek felületére érkező ionok pályája a normálissal 7 -os szöget zárjon be. A jelen fejezetben ezt az értéket kivánjuk érthetővé tenni. A szilícium a = 0,543 nm méretű elemi cellájában (2.31. ábra) az atomok tetraéderek csúcsain helyezkednek el úgy, hogy a lapcentrált köbös rács kibővül egy további, ( a / 4, a / 4, a / 4 ) értékkel eltolt, ugyancsak lapcentrált köbös ráccsal. Ez a gyémántrács. 344

A gyémántrács síkjainak, tengelyeinek legföbb geometriai tulajdonságait a következőkben foglalhatjuk össze (Cho et al. [1985]). A síkok egymástól való távolsága valamely síkcsaládra, amelyet a lehetséges legkisebb Miller indexekkel: h, k, l jellemzünk 2.31. ábra. A szilícium kristályrácsa; a = 0,543 nm. Szaggatott vonallal jelölt kocka egy alap-tetraédert mutat. d pl = K pl ( h + k + l ) 345 a 2 2 2 12 1/ 2, ha h + k + l pá ros K pl = 3/ 4, ha mind páratlan 1/ 4, egyé bké nt, ahol 2.2.90 / Az axiális csatornákban viszont az atomok távolsága számitható hasonlóan: ( ) 2 2 2 d = K h + k + l 12 / a, ahol 2.2.91 ax ax.

1, ha h + k + l pá ratlan K = ax 1/ 2, ha mindegyik pá ratlan 1/ 2, ha h + k + l pá ros A planáris csatornákra - amint az 2.2.90-ből is látszik - általában igaz, hogy minél nagyobbak a Miller index számai, annál ritkább az atomok sűrűsége a síkokban és annál közelebb vannak a síkok. Az ionimplantáció során felhasznált krisztallográfiai ismeretek egyik jó forrása Gemmel [1974] összefoglaló cikke.. 346

2.32. ábra. Szilícium csatornái az <100> iránytól 0-20 -os döntési és 90 -os forgatási tartományban, 1 MeV energiájú He + és N + ionok visszaszórásával mérve (Ziegler és Lever [1985] nyomán) A 2.32. ábra Ziegler és Lever [1985] egyik mérését mutatja be, amellyel egy (100)-orientációjú szilíciumkristály egy jelentős iránytartományának csatornáit térképezték fel. Ez az a kristályorientáció, amelyet a mai ipari gyakorlat túlnyomóan használ. A mérések 1 MeV energiájú He + és N + ionoknak a Si atomokról történő nagyszögű Rutherford visszaszórásának a hozamát (beeső/visszaszórt ionok száma) ábrázolják egy, az <100> iránytól 0-20 -os döntési és 90 -os forgatási tartományban úgy, hogy minden csatorna szerepel, amelyre ψ c > 0,1. Ez 347

az energiatartomány, de főleg ezek az ionok ugyan nem számítanak "tipikus"-nak az ionimplantáció alkalmazásainál, tehát a kritikus szögek értékei nem jellemzőek, a csatornák elhelyezkedése, relatív méreteik azonban igen. A csatornahatás tudatos elkerülésére az ábra útmutatást nyújt. Technikai okok miatt természetes, hogy az origóhoz közel célszerű az alkalmas tartományt megkeresni. Az ábrán látható, hogy az 5-9 döntés és kb. 10 forgatás jelöl ki egy, a tengelyektől viszonylag távoli tartományt. Ma az ipari implanterek konstrukciójánál ezt a tartományt használják. 348

2.33. ábra. A csatornázás hatása különböző mértékben félreorientált (111)-szilíciumban, (300 kev, 1,5x10 12 cm -2 arzén esetében). A következő példákon bemutatjuk, hogy a csatornázás hatása jelentős a kialakuló profilokra. A 2.33. ábra 300 kev energiájú arzénprofilokat mutat különböző mértékben félreorientált (111)-szilíciumban. A referencia-pontosságú mérés mutatja, hogy a (szubamorfizáló dózissal) belőtt kristályban a dózis jelentős hányada jut két-háromszor mélyebbre a csatornahatás folytán. Amint említettük, a dózis növekedtével, azaz 349

azáltal, hogy a később érkező ionok már erősen roncsolt, netán amorfizált anyagba csapódnak be, a kép változik. 2.34. ábra. A szeletek döntésének hatása, a) 0 forgatás mellett, valamint b) 7 -os döntés mellett a forgatás hatása a csatornázott profilokra, 5x10 14 cm -2 dózisú bórionok esetén (100)-szilíciumban, c) 15 és d) 80 kev ionenergián (SIMS mérés). A csatornázás kritikus szögei az ábrázolt esetekben: ψ ax (15 kev,<100>) = 2,85, a ψ ax (80 kev, <100>) = 1,87 ; a ψ pl (15 kev, (200)) = 1,9, a ψ pl (80 kev, (200)) = 1,0. A hatás még jelentősebb a könnyű ionok - és mint ilyen, a gyakorlatban legfontosabb bór - esetében. A 2.34a-d. ábra hasonlítja össze (Klein et al. [1991] nyomán) a döntés és forgatás hatását 15 és 80 350

kev-es, 5x10 14 cm -2 bór-implantok SIMS-profiljaira. Látható, hogy a kritikus szög révén a szeletdöntés jelentős különbséget okoz. Ha azonban a döntés túllépi a 3ψ c -t, további hatása alig van. A forgatásra lényegesen kevésbé érzékeny a profil, különösképpen igaz ez a kisebb energiákra, esetünkben a 15 kev-es profilokra. A 80 kev-es implantoknál azonban már ez a hatás is jelentős. A görbék vizsgálatából az látszik praktikus szabálynak, hogy leglényegesebb az, hogy a 0 döntéshez tartozó {022}- síktól kell távol maradni. Az egyébként közel kerülő {004}-sík hatása szinte észrevehetetlen - még 45 -os kidöntés esetén is, amikor pedig az ionok pályája teljesen egybeesik a {004}-síkkal. Az implanterek konstrukciós kérdéseiről a 2.3. fejezetben mondandók előrevetítésével kijelenthető, hogy - különösképpen a ma használt (6-10", azaz 15-25 cm) szeletátmérők esetén - az elterjedt implantereknél nem teljesülnek a szelet minden pontján a félreorientálás feltételei. A legelterjedtebb védekezés ez ellen a már említett védőoxid használata. Ennek - látszólag mindent megoldó - hatását mutatjuk be 2.35. ábra. Védőoxid hatása a csatornázásra, 100 kev-es, 1x10 15 cm -2 dózisú, szándékosan <100> irányú bórimplant esetén, egy szelet három pontján, SIMS-szel mérve (Myers et al.[1981] nyomán). a) Védőoxid nélkül, b) 150 nm-es védőoxiddal Myers et al. [1981] nyomán a 2.35. ábrán. Itt 100 kev-es bórt implantáltak 1x10 15 cm -2 dózissal szándékosan az <100> axiális 351

csatornába. Megvizsgálták (SIMS-méréssel) a kialakult profilokat a szelet három különböző helyén. Az ábra mutatja a 150 nm-es védőoxidnak a csatornahatást szinte teljesen közömbösítő hatását. A védőoxid egyúttal segített - főleg a korábbi, még olajdiffúziós szivattyúkkal működő implanterek esetén - abban, hogy a szeletre került esetleges szennyezések egy ún. "frissítő marás" segítségével eltávolíthatók legyenek. Amiért ez a megoldás nem az "igazi", az nem a fellépő, kismértékű energiaszórás, hanem az ütközéses implantáció, amely különösképpen nehéz (foszfor, arzén) ionok esetében jelentős, de bórionokra sem elhanyagolható. A belökött oxigénatomok a termikus kezelések során töltéshordozó csapdákká változnak, ezáltal jelentősen rontják a félvezető eszköz karakterisztikáit. A legelterjedtebb védekezésről, az ún. előamorfizációról (pre-amorphization, másként dual implantation, Csepregi et al. [1977]) a 2.4. fejezetben lesz szó. 352