2
СОДЕРЖАНИЕ
ВВЕДЕНИЕ 5
ГЛАВА 1. ВЛИЯНИЕ ОБРАБОТКИ ИОНАМИ РАЗЛИЧНЫХ ЭНЕРГИЙ НА ЭЛЕМЕНТНЫЙ СОСТАВ, СТРУКТУРУ И ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА
ПОЛУПРОВОДНИКОВ
1.1 Основные процессы, происходящие в твердом теле под действием ионов
1.1.1 Взаимодействие ионов с твердым телом, радиационные
дефекты 10
1.1.2 Пробеги ионов в твердых телах 12
1.1.3 Распыление 15
1.1.4 Ионная имплантация и перемешивание под действием
ионной бомбардировки 20
1.2 Топология поверхности и структура облученного СаАэ 22
1.2.1 Перераспределение дислокаций в СаАэ при облучении
ионами 26
1.3 Влияние облучения на оптические и электрофизические свойства облученного ваАБ
1.3.1 Энергетический спектр облученного СаА$ 28
1.3.2 Электрические свойства 30
1.3.3 Оптические свойства 33
1.3.4 Фотоэлектрические свойства 35
1.4 Эффекты дальнодействия
1.4.1 Экспериментальные результаты обнаружения эффекта
дальнодействия 36
1.4.2 Диффузионная модель эффекта дальнодействия 39
1.4.3 Модель упругих волн 43
1.4.4 Модель волны переключения 47
1.4.5 Модель переноса энергии 51
1.4.6 Другие механизмы 53
Выводы к первой главе и постановка задачи 55
ГЛАВА 2. МЕТОДЫ ПРОВЕДЕНИЯ ОБРАБОТКИ И ИССЛЕДОВАНИЙ
2.1 Подготовка и обработка образцов 57
2.2 Методы исследований
2.2.1 Оже - электронная спектроскопия 58
2.2.2 Метод определения коэффициента отражения в ближней
ИК и видимой области 59
2.2.3 Эллипсометрия 59
2.2.4 Бесконтактный ВЧ-емкостной метод измерения спектральной зависимости фотопроводимости 60
2.2.5 Структурно-аналитическая теория прочности 63
ГЛАВА 3. ЭЛЕМЕНТНЫЙ СОСТАВ, СТРУКТУРА,
ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ И ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ, ОБЛУЧЕННОГО ИОНАМИ АРГОНА НИЗКИХ ЭНЕРГИЙ
3.1 Перераспределение основных компонент СаАБ после облучения. Распределение дефектов по глубине 66
3.2 Эллипсометрические, оптические и фотоэлектрические свойства облученного арсенида галлия 81
Выводы к третьей главе 96
ГЛАВА 4. ДИФФУЗИОННАЯ КИНЕТИКА ТОЧЕЧНЫХ ДЕФЕКТОВ 98
4.1 Кинетические коэффициенты упругого взаимодействия
точечных дефектов 99
4.1.1 Упругое взаимодействие точечных дефектов 101
4.1.2 Упругое взаимодействие точечных дефектов с дислокацией 105
4.1.3 Эффективные сечения и скорость образования дивакансий и тривакансий. Сечения и скорость захвата вакансий и дивакансий дислокациями
4.2 Нелинейные уравнения диффузионной кинетики точечных дефектов. Устойчивость
4.3 Волновые решения диффузионной кинетики Выводы к четвертой главе
ГЛАВА 5. КИНЕТИКА ДИСЛОКАЦИЙ В ДЕФОРМИРУЕМЫХ ОБЛУЧЕННЫХ МАТЕРИАЛАХ
5.1 Расчет термоупругих и внутренних напряжений
5.2 Уравнения структурно-аналитической теории прочности расчета пластической деформации в облученных материалах. Плотность дислокаций. Численные расчеты
Выводы к пятой главе ЗАКЛЮЧЕНИЕ ЛИТЕРАТУРА ПРИЛОЖЕНИЕ
Введение
В развитии новых технологий микро- и наноэлектроники необходимость анализа процессов дефектообразования и возможность управления этими процессами при ионной бомбардировке полупроводниковых материалов, и GaAs в частности, играет все более значимую роль. Ионное облучение, приводящее к перераспределению дефектов, может стать причиной, как деградации параметров полупроводников, так и использоваться для управления их свойствами. Возможность такого управления является основой развития нового научного направления физики полупроводников - defect engineering, базирующегося на управлении процессами дефектообразования.
Для понимания физических процессов, лежащих в основе такой модификации необходим комплексный подход к изучению всей дефектной структуры кристалла. Это приводит к необходимости учета нелинейной взаимосвязи диффузии радиационных дефектов и дислокационного течения кристалла.
Еще одной важной проблемой, связанной с изучением дефектной структуры ионно-имплантированных образцов, являются трудности в создании удовлетворительных ультра-мелких р-n переходов [1, 2]. Один из путей ее решения - применение ионных пучков малых энергий.
Все это особенно актуально в свете проблемы эффекта дальнодействия, когда изменение свойств материала наблюдается на расстояниях, в несколько порядков превышающих глубину проникновения ионов, в том числе и низкоэнергетичных.
С этих позиций важность анализа проблемы эффекта дальнодействия в GaAs и обуславливает выбор темы диссертационной работы.
Целью данной работы является исследование дальнодействующего влияния ионного облучения низких энергий на структурные, оптические и фотоэлектрические свойства арсенида галлия и построение физико-математической модели “эффекта дальнодействия”.
Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:
1. Исследование структуры, состава, оптических и фотоэлектрических свойств сторон образцов СаАэ при облучении ионами аргона с энергией до 5 кэВ.
2. Разработка физико-математической модели “эффекта дальнодействия” -формирование дефектной структуры ионно-облученного кристалла.
Научная новизна работы заключается в том, что в ней впервые:
1. Установлена пороговая зависимость характера отклонения от стехиометрии в приповерхностной области арсенида галлия от плотности потока низкоэнергетичных ионов.
2. Установлена корреляция между изменениями в структуре и составе приповерхностной области с перераспределением глубоко лежащих дислокаций и оптическими, и фотоэлектрическими свойствами обратной стороны образцов арсенида галлия, облученных ионами аргона низких энергий.
3. Проведен расчет кинетических коэффициентов образования дивакансий и тривакансий, сечений и скоростей захвата точечных дефектов дислокациями в диффузионном приближении с учетом упругого взаимодействия дефектов.
4. Найдено автомодельное решение кинетических уравнений переноса точечных дефектов с учетом кластеризации и захвата на дислокации в области генерации и за ней. Скорость автоволны в области генерации определяется скоростью генерации вакансий, за областью генерации скорость автоволны зависит от скорости неупругой деформации кристалла.
7
5. Применена структурно-аналитическая теория прочности для расчета дефектно-дислокационного течения кристалла ваАз при обработке ионами аргона низких энергий. Получено качественное согласие расчета плотности дислокаций в образце после ионного облучения с экспериментом.
Практическая значимость результатов работы
1. Проведенные в работе экспериментальные исследования процессов низкоэнергетичного ионного облучения существенны для оптимизации технологических режимов создания ультра-мелких р-п переходов.
2. Обнаруженный пороговый характер модификации структуры и свойств арсснида галлия в зависимости от величины ионного тока позволяет выбрать неразрушающий режим травления (]=1 мкА/см2, Е=500 эВ) при послойном анализе элементного состава методами ОЭС, ВИМС и др.
3. Полученное согласие расчета дефектно-дислокационного изменения кристалла ваАз при обработке ионами аргона низких энергий с экспериментом может быть использовано для целенаправленной модификации арсенида галлия на больших глубинах.
4. Выполненные в работе теоретические расчеты скорости образования ди-и тривакансий с учетом упругого взаимодействия точечных дефектов могут быть применены для дальнейшего развития общей теории комплексообразования.
Защищаемые положения
1. Модификация структуры и состава поверхности монокристалла арсенида галлия при облучении ионами аргона низких энергий в зависимости от плотности ионного тока носит пороговый характер.
2. Превышение порога сопровождается отклонением от стехиометрии в приповерхностной области, перераспределением дислокаций на глубинах, значительно превышающих проекционный пробег ионов,
изменением оптических и фотоэлектрических свойств тыльной стороны облученного арсенида галлия.
3. Решение кинетических уравнений распространения точечных дефектов с учетом кластеризации имеет вид автоволны. Скорость автоволны в области генерации определяется скоростью генерации вакансий, за областью генерации зависит от скорости неупругой деформации кристалла.
4. Дефектно-дислокационное течение кристалла ваАз при обработке ионами аргона низких энергий определяется автоволновым характером распространения точечных дефектов.
Публикации. По результатам выполненных исследований опубликовано 10 печатных работ.
Личный вклад автора
Диссертация является самостоятельной работой, обобщившей результаты, полученные лично автором и в соавторстве. Автором совместно с соавторами получены результаты по Оже-спектроскопии облучаемых сторон образцов арсенида галлия до и после облучения, эллипсометрии, определению спектральной зависимости коэффициента отражения в ближней инфракрасной и видимой области обоих сторон образцов до и после облучения.
Лично автором собрана установка по бесконтактному ВЧ-емкостному измерению спектральной зависимости фотопроводимости, получены результаты по измерениям спектральной зависимости фотопроводимости, перераспределению дислокаций облучаемых сторон образцов ваАв.
Диссертантом разработана физико-математическая модель эффекта дальнодействия, проведено теоретическое обоснование дальнодействующей миграции точечных дефектов в условиях комплексообразования, перераспределению дислокаций и взаимного влияния точечных дефектов и дислокаций. Найдены выражения для кинетических коэффициентов образования дивакансий и тривакансий, сечений и скоростей захвата точечных
дефектов дислокациями в диффузионном приближении с учетом упругого взаимодействия дефектов. Цель работы и конкретные задачи экспериментальных исследований сформулированы научным руководителем Крыловым П.Н. Обсуждение и интерпретация экспериментальных результатов проводилась совместно с научным руководителем и соавторами публикаций. Основные положения и выводы диссертационной работы сформулированы автором.
Структура и объем диссертации
Диссертация состоит из введения, пяти глав, списка цитируемой литерату ры и приложения. Работа изложена на 182 страницах машинописного текста, включая 38 рисунков и 5 таблиц. Список литературы содержит 171 наименование.
Апробация работы
Основные результаты докладывались и обсуждались на IV Российской университетско - академической научно - практической конференции (Ижевск, 1999), Международной конференции "Взаимодействие ионов с поверхностью" (Москва, 1999), IX Межнациональном совещании "Радиационная физика твердого тела" (Севастополь, 1999), V Межгосударственном семинаре "Структурные основы модификации материалов методами нетрадиционной технологии" (Обнинск, 1999), XIV Международной конференции по физике радиационных явлений и радиационному материаловедению" (Харьков, 2000), X межнациональном совещании «Радиационная физика твердого тела» (Москва, 2000), II Международной конференции “Аморфные и микрокристаллические полупроводники” (Санкт-Петербург, 2000), IV Международной конференции “Взаимодействие излучений с твердым телом” (Минск, 2001), Всероссийской конференции «Дефекты структуры и прочность кристаллов» (Черноголовка, 2002).
ГЛАВА I ВЛИЯНИЕ ОБРАБОТКИ ИОНАМИ РАЗЛИЧНЫХ ЭНЕРГИЙ НА ЭЛЕМЕНТНЫЙ СОСТАВ, СТРУКТУРУ И ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ПОЛУПРОВОДНИКОВ
1.1. Основные процессы, происходящие в твердом теле под действием ионов.
1.1.1. Взаимодействие ионов с твердым телом, радиационные дефекты
Взаимодействие ионов с твердым телом представляет собой сложный каскадный процесс, сопровождающийся, как правило, структурными изменениями в кристаллической решетке твердого тела. Прежде всего, различают первичные процессы, происходящие в результате непосредственного воздействия излучения на поверхность твердого тела и вторичные, возникающие в результате любого изменения структуры твердого тела под действием первичных процессов [3].
При первичном процессе поверхность, подвергаемая бомбардировке частицами, разрушается вследствие удаления ее атомов. Данное явление называется “распылением”. При бомбардировке поверхности частицами в зависимости от энергии падающих частиц и дозы облучения наблюдается и ряд других процессов: рассеяние, захват и повторное испускание падающих частиц, десорбция поверхностных слоев, эмиссия электронов, эмиссия фотонов, изменение структуры и рельефа поверхности, ионная имплантация и перемешивание [4].
Согласно теории радиационных нарушений, прежде всего, исходят из того, что простейшим типом дефекта, возникающего в кристалле под действием облучения ионов, является пара - пустой узел кристаллической решетки (вакансия) и атом, занимающий более или менее устойчивое положение в междоузлии [3]. Такие нарушения называют дефектами Френкеля. Они образуются главным образом в результате упругих взаимодействий падающих частиц и (или) смещенных атомов (ионов) с регулярными атомами (ионами) кристаллической решетки.
К простейшим типам радиационных дефектов можно отнести и отдельные междоузельные атомы и вакансии [5]. Образование одиночного
междоузельного атома происходит в том случае, если атом покидает поверхность кристалла и располагается в одном из междоузлий
кристаллической решетки. Удаление атома из внутреннего узла
кристаллической решетки и расположение на поверхности кристалла приводит к возникновению вакансии (К). В каждом из двух случаев атомы, окружающие междоузельный атом или вакансию, имеют возможность рслаксировать к состоянию равновесия. При облучении возможны и более сложные типы дефектов, скопления точечных дефектов, например, пара связанных междоузельных атомов или двойное междоузлие, пара связанных вакансий или дивакансия, комплекс из трех вакансий (тривакансия) и т.д. [5].
В кристалле, состоящем из атомов двух типов: А и В, число возможных собственных дефектов расширяется. Это вакансии в двух подрешетках УА и УВ , междоузельные атомы 1А , 1В. В бинарных материалах также появляется совершенно новый тип точечного дефекта - антиструктурный, представляющий собой атом А в подрешетке атомов В (АВ), или атом В в подрешетке атомов А (ВА). Именно такой вид дефектов является одним из основных в полупроводниках АШВУ (ваАз, ваР и др.) [6], имеющих структуру сфалерита или цинковой обманки (а^пБ) [7, 8].
Таким образом, в арсениде галлия первичные собственные радиационные нарушения могут образовываться из восьми типов: два нарушения типа вакансий, четыре типа междоузлий (междоузельный ва (Аэ) в подрешетке ва или Аз) и два замещения.
При введении инородных атомов в кристалл, например при имплантации, возникают также несобственные, так называемые примесные дефекты. Если инородный атом оказывается в узле, то это дефект замещения, если в междоузлии, то это дефект внедрения.
Обзор основных радиационных дефектов в ОаАэ приведен в работах, наиболее полно отражающих тенденции их поведения в ваАв [9, 10].
По экспериментальным данным в ваАБ [11] энергия образования дефекта Френкеля равна 8,8 эВ (ва) и 10,1 эВ (Аэ), в [12,13] эта энергия несколько отлична: 9,0 эВ (ва) и 9,4 эВ (Аб). Расчет энергии образования собственных
дефектов [14] дает 2,26 эВ (У0а), 2,12 эВ (УА$), 2,07 эВ (СаА8), 2,23 эВ (А50а).
К настоящему времени в арсениде галлия надежно не идентифицирован ни один из радиационных дефектов. Все это осложняет описание их влияния на свойства кристаллов.
1.1.2. Пробеги ионов в твердых телах
Взаимодействие ионов с твердым телом в первом приближении может быть разделено на взаимодействие с электронами и столкновения с ядрами атомов в твердом теле. В то время как взаимодействие с электронами дает наибольший вклад в потерю энергии, отклонения, вызываемые столкновениями с ядрами атомов, определяют траекторию частицы. Полный пробег Я иона в твердом теле с начальной энергией Е0 дастся выражением [4,15]:
Сечение торможения Б(Е) состоит из двух частей, одна из которых (с индексом п) учитывает вклад столкновений с ядрами в мишени, а другая (с индексом ё) -вклад столкновений с электронами [15]:
На первой стадии торможения легкие ионы испытывают главным образом неупругие столкновения, и лишь в конце пробега становится существенным упругое рассеяние, которое доминирует с самого начала в случае наиболее тяжелых ионов [16]. Как правило, при этом электронное торможение составляет лишь 10% полных потерь энергии. Таким образом, при описании процесса имплантации ионов приходится принимать во внимание оба типа потерь.
Понятие о глубине проникновения частиц играет особенно важную роль при облучении твердого тела и изучении пространственного распределения
(1.1)
(1.2)
имплантированных ионов. Из-за наличия разброса передаваемой энергии и угла рассеяния при каждом акте столкновения для определения глубины проникновения нужно вводить вероятностное распределение по глубине проникновения. Представляют интерес следующие характеристики траектории движения иона в твердом теле [17]: 1) продольная глубина проникновения /?р, т.е. проекция пути иона на направление исходного движения (для характеристики приборов полезно также вводить понятие о поперечной глубине проникновения); 2) разброс по глубине проникновения А/?р, т.е. среднеквадратичная флуктация глубины проникновения, которая характеризует разброс пространственного распределения имплантированных ионов в направлении имплантации; 3) разброс по глубине проникновения в направлении, перпендикулярном направлению имплантации.
При вычислении проекционного пробега возможны несколько разных подходов: один основан на приближенном решении транспортного уравнения в бесконечной однородной аморфной среде, другой на моделировании методом Монте-Карло для монокристаллических и поликристаллических материалов, а также для аморфных материалов. Возможность “быстрого” вычисления распределения пробегов заряженных частиц высоких энергий в твердых телах можно най ги в [18]. При использовании борновского приближения для сечения рассеяния глубина пробега Я предполагается имеющей квадратичную зависимость от энергии Е, т.е. Я-аЕ + ЬЕг. Рассеяние на большие углы при этом предполагается малым.
Численные расчеты выполненные, например, Линдхардом, Шарффом и Шроттом (ЛШШ) для СаАэ показывают, что распределение проекций пробегов относительно среднего значения характеризуется кривой Гаусса. Некоторые результаты их расчета приведены в таблице 1.1 [19].
Из таблицы видно, что с увеличением энергии иона возрастает глубина проникновения, а относительный разброс по длине проникновения уменьшается. Максимальная глубина проникновения ионов Аг+ с энергией 5 кэВ в ваАв составляет ~100А.
Таблица 1.1
Распределение пробега ионов аргона, галлия и мышьяка в арсениде галлия
ЕУ кэВ ЯР, А (Ат) ЛЯР, А (Ат) яр, А «За) АЯрД «За) Яр, А (Аз) АЯрД (Аз)
1 25 20 24 14 24 14
3 45 36 43 25 43 24
5 60 47 56 33 56 32
10 93 70 82 48 82 46
20 153 108 124 71 123 68
30 213 142 162 91 159 87
40 273 175 197 108 192 104
50 335 207 231 125 225 120
60 397 238 266 141 257 135
70 461 268 300 157 290 150
80 525 298 334 173 322 164
100 657 358 403 203 386 193
При облучении твердых тел нейтронами, электронами или легкими ионами высоких энергий (£ > 100 кэВ) основную роль играют эффекты радиационных повреждений. В этом случае сечения передачи энергии атомам мишени малы, а пробеги частиц в твердом теле велики. Преобладающим эффектом является процесс имплантации. Каскады столкновений в поверхностной области возникают редко, и коэффициент распыления мал [4]. При бомбардировке же частицами большей массы и меньших энергий (Е < 100 кэВ) (при дозах, на порядок, превышающих дозу аморфизации) существенно распыление. В этом случае пробеги малы, и большая часть энергии передается атомам решетки в тонком поверхностном слое толщиной несколько сотен ангстрем.
15
1.1.3. Распыление
Распыление является результатом каскада атомных столкновений в граничных, поверхностных слоях твердого тела. Процессы, происходящие при этом, в принципе аналогичны процессам образования радиационных повреждений в объеме твердого тела. Бомбардировка любыми частицами может приводить к разрушению поверхности любого материала, хотя и с весьма разной эффективностью. Скорость разрушения в этом случае характеризуется коэффициентом распыления У [4], который определяется как среднее число удаленных с поверхности атомов одной падающей частицей.
Падающая частица, сталкиваясь с атомами твердого тела, передает им свою энергию. Но энергию может передавать и атом, выбитый при столкновении из равновесного положения. Первичные выбитые (из равновесных положений) атомы сталкиваются с другими атомами мишени, теряя свою энергию в процессе целого каскада столкновений. Атом поверхности оказывается “распыленным”, если переданный ему импульс имеет составляющую вдоль нормали к поверхности, достаточную для преодоления поверхностной энергии связи. Такой механизм распыления считается наиболее универсальным и при соответствующих энергиях применимым к рассмотрению бомбардировки всех твердых тел ионами, а также некоторыми другими частицами. Однако распыление за счет прямого выбивания - не всегда доминирующий механизм распыления. Вероятность выбивания атомов из равновесных положений при атомных столкновениях, а также развитие каскада столкновений зависит от структуры кристалла. Дополнительное влияние на столкновения, приводящие к распылению, оказывают различия структуры в поверхностном слое и в объеме твердого тела, а также различия в энергиях связи.
В модели у пругих столкновений [4] при распылении твердого тела возможны три разных случая, когда первичный выбитый атом вызывает целый каскад столкновений:
1. Режим первичного прямого выбивания происходит при бомбардировке ионами низких энергий, когда атомам мишени чаще всего передаются
малые энергии. В этом режиме каскад столкновений быстро заканчивается, происходит преимущественное распыление мишени, и значительный вклад в распыление дают сами первичные выбитые агомы.
2. Режим линейных каскадов соответствует случаю бомбардировки мишени ионами средних и больших атомных номеров с энергией порядка нескольких кэВ. Здесь могут развиваться довольно “длинные” каскады столкновений, но движущиеся атомы мишени сталкиваются только с неподвижными атомами мишени.
3. Режим тепловых пиков реализуется при бомбардировке мишеней с большой атомной массой тяжелыми атомными или многоатомными (молекулярными) ионами с энергиями порядка 20-80 кэВ. В этом случае плотность каскадов, приводящих к распылению, велика, большая часть атомов в объеме каскада выбита из своих равновесных положений в твердом теле и находится в движении.
Если принять, что атомы вылетают из более или менее четко определенного слоя толщиной Лго, то коэффициент распыления должен быть пропорционален числу выбитых атомов в этом слое. В режиме первичного выбивания атомов это число определяется в основном соответствующим эффективным сечением; в режиме линейных каскадов оно пропорционально имеющейся энергии, т.е. энергии, выделяющейся на единице глубины; в режиме тепловых пиков можно говорить о некой температуре, соответствующей энергии, поглощенной в единице объема, и определять коэффициент распыления по давлению паров при этой температуре [4].
В традиционной интерпретации процесса распыления глубина выхода распыленных атомов определяется торможением низкоэнергетичных атомов отдачи, что не всегда оправдано. В работе [20] показано, что согласие между результатами компьютерного моделирования, экспериментами и аналитическими теориями переноса может быть достигнуто, если глубина
- Київ+380960830922