FACULTY OF MECHANICAL ENGINEERING INSTITUTE OF MATERIALS SCIENCE AND ENGINEERING

VYSOKÉ UČENÍ TECHNICKÉ V BRNĚ BRNO UNIVERSITY OF TECHNOLOGY

FAKULTA STROJNÍHO INŽENÝRSTVÍ ÚSTAV MATERIÁLOVÝCH VĚD A INŽENÝRSTVÍ FACULTY OF MECHANICAL ENGINEERING INSTITUTE OF MATERIALS SCIENCE AND ENGINEERING

KVANTITATIVNÍ MAPOVÁNÍ DOPANTU V POLOVODIČI POMOCÍ KONTRASTU INJEKTOVANÉHO NÁBOJE V RASTROVACÍM MIKROSKOPU S VELMI POMALÝMI ELEKTRONY QUANTITATIVE MAPPING OF DOPANT IN SEMICONDUCTOR USING INJECTED CHARGE CONTRAST IN VERY-SLOW-ELECTRON SCANNING ELECTRON MICROSCOPE

DIPLOMOVÁ PRÁCE Master’s thesis

AUTOR PRÁCE

Bc. ŠÁRKA MIKMEKOVÁ

AUTHOR

VEDOUCÍ PRÁCE SUPERVISOR

BRNO 2009

Ing. ZINA PAVLOUŠKOVÁ

Vysoké učení technické v Brně, Fakulta strojního inženýrství Ústav materiálových věd a inženýrství Akademický rok: 2008/2009

ZADÁNÍ DIPLOMOVÉ PRÁCE student(ka): Bc. Šárka Mikmeková který/která studuje v magisterském navazujícím studijním programu obor: Materiálové inženýrství (3911T011) Ředitel ústavu Vám v souladu se zákonem č.111/1998 o vysokých školách a se Studijním a zkušebním řádem VUT v Brně určuje následující téma diplomové práce: Kvantitativní mapování dopantu v polovodiči pomocí kontrastu injektovanéhonáboje v rastrovacím mikroskopu s velmi pomalými elektrony v anglickém jazyce: Quantitative mapping of dopant in semiconductor using injected chargecontrast in very-slow-electron scanning electron microscope Stručná charakteristika problematiky úkolu: Zjistit kvantifikovatelnost dynamického jevu spočívajícího ve vytvoření vázaného záporného náboje dopované oblasti p-typu polovodiče pomocí dopadu velmi pomalých elektronů o energii do cca 3 eV a ověřit použitelnost obrazového kontrastu souvisejícího se zrcadlením primárního svazku na nabité oblasti k mapování plošného rozložení dopantu. Cíle diplomové práce: Převážně experimentální práce, která bude vykonána na elektronových mikroskopech instalovaných v Laboratoři elektronové mikroskopie Ústavu přístrojové techniky AV ČR, v.v.i. Zejména půjde o ultravysokovakuový rastrovací elektronový mikroskop s katodovou čočkou, umožňující pořizovat rastrované mikrosnímky při libovolně nízké energii elektronů. Přístroj byl postaven jako funkční vzor pracovníky ústavu a zvládnutí jeho obsluhy představuje netriviální součást diplomového projektu. Potřebné polovodičové struktury jsou z části připravovány ve spolupráci s PřF MU. V úvahu přichází možnost včlenit do diplomového projektu stáž ve firmě OnSemi, Rožnov p/R, zaměřenou na přípravu dalších vhodných polovodičových struktur. Součástí úkolu bude rovněž sestavení kvantitativního modelu fyzikálního jevu zodpovědného za dynamické vytváření náboje dopovaných oblastí p-typu.

Seznam odborné literatury: [1] L. Reimer: Scanning electron microscopy, physics of image formation and microanalysis, Springer 1998 (základy rastrovací elektronové mikroskopie) [2] E. Bauer: Low energy electron microscopy, Rep. Progr. Phys. 57 (1994) 895-938 (mikroskopie pomalými elektrony) [3] I. Müllerová, L. Frank: Scanning low energy electron microscopy, Adv. Imaging and Electron Physics 128 (2003) 309-443 (rastrovací mikroskopie pomalými elektrony) [4] L. Frank, I. Müllerová: The injected-charge contrast mechanism in scanned imaging of doped semiconductors by very slow electrons, Ultramicroscopy 106 (2005) 28-36 (kontrast injektovaného náboje)

Vedoucí diplomové práce: Ing. Zina Pavloušková Termín odevzdání diplomové práce je stanoven časovým plánem akademického roku 2008/2009. V Brně, dne 19.1.2009 L.S.

_______________________________ prof. RNDr. Jaroslav Cihlář, CSc. Ředitel ústavu

_______________________________ doc. RNDr. Miroslav Doupovec, CSc. Děkan fakulty

ANOTACE Tato diplomová práce se zabývá studiem mechanismu kontrastu injektovaného náboje v dopovaném polovodiči pomocí ultravysokovakuového nízkoenergiového rastrovacího elektronového mikroskopu. Cílem této práce bylo vysvětlit mechanismus kontrastu injektovaného náboje, jeho schopnost mapovat plošnou hustotu dopantu a identifikovat faktory, které ho ovlivňují.

ANNOTATION This diploma’s thesis deals with study of the injected charge contrast mechanism of doped semiconductors by using the ultra – high vacuum scanning low electron energy microscope (UHV SLEEM). The aims of this work were to explain the injected charge contrast mechanism, to ability of this contrast mechanism to map the dopant density quantitatively and to identify the influencing factors.

KLÍČOVÁ SLOVA nízkoenergiová rastrovací elektronová mikroskopie, polovodiče, kontrast dopantu, kontrast injektovaného náboje

KEYWORDS low energy scanning electron microscopy, semiconductors, dopant contrast, injected-charge contrast

BIBLIOGRAFICKÁ CITACE MIKMEKOVÁ, Š. Kvantitativní mapování dopantu v polovodiči pomocí kontrastu injektovanéhonáboje v rastrovacím mikroskopu s velmi pomalými elektrony. Brno: Vysoké učení technické v Brně, Fakulta strojního inženýrství, 2009. 49 s. Vedoucí diplomové práce Ing. Zina Pavloušková.

PROHLÁŠENÍ Prohlašuji, že diplomovou práci na téma “Kvantitativní mapování dopantu v polovodiči pomocí kontrastu injektovaného náboje v rastrovacím elektronovém mikroskopu s velmi pomalými elektrony” jsem vypracovala samostatně pod odborným vedením RNDr. Luďka Franka, DrSc. a s použitím odborné literatury, kterou jsem všechnu citovala v seznamu literatury.

V Brně dne 3.6.2009 Podpis………………………………………..

PODĚKOVÁNÍ Za odborné vedení diplomové práce děkuji především RNDr. Luďku Frankovi, DrSc. a dále všem zaměstnancům Ústavu přístrojové techniky AV ČR, v.v.i., kteří mi v průběhu studia pomáhali: Ing. Iloně Müllerové, DrSc., Mgr. Miloši Hovorkovi, Pavlu Kleinovi a Ing. Zině Pavlouškové z FSI VUT v Brně. V neposlední řadě bych chtěla poděkovat rodině a přátelům za podporu během studia.

1 Úvod ........................................................................................................................................ 2 2 Nízkonenergiová elektronová rastrovací mikroskopie............................................................ 3 2.1 Princip rastrovacího elektronového mikroskopu.............................................................. 3 2.1.1 Historie elektronové mikroskopie ............................................................................. 3 2.1.2 Rastrovací elektronový mikroskop............................................................................ 3 2.1.3 Interakce primárních elektronů se vzorkem .............................................................. 4 2.1.4 Kontrast v SEM......................................................................................................... 6 2.2 Nízkonapěťová rastrovací elektronová mikroskopie (LVSEM) ...................................... 7 2.2.1 Definice LVSEM a možná uspořádání pro dosažení nízkých energií dopadu.......... 7 2.2.2 Výhody LVSEM a ukázky vybraných druhů aplikací .............................................. 8 3 Ultravysokovakuový nízkoenergiový rastrovací elektronový mikroskop ............................ 11 3.1 Popis UHV SLEEM ....................................................................................................... 11 3.2 Katodová čočka .............................................................................................................. 12 4 Kontrast mezi P/N ................................................................................................................. 14 4.1 Přehled metod používaných pro stanovení množství a rozložení dopantu v polovodiči 14 4.2 Mechanismus kontrastu dopovaných oblastí v polovodiči v LVSEM ........................... 14 4.2.1 Teorie zabývající se kontrastem v sekundárních elektronech................................. 15 4.2.2 Teorie zahrnující dynamický efekt nabíjení............................................................ 20 5 Experimentální část ............................................................................................................... 23 5.1 Vzorky použité k experimentu ....................................................................................... 23 5.2 Kontrast P/N struktur ..................................................................................................... 24 5.3 Měření kontrastu mezi oblastmi N- a P-typu s různou koncentrací dopantu ................. 25 5.3.1 Závislost kontrastu P/N struktury na energii primárního svazku a množství dopantu .......................................................................................................................................... 30 5.3.2 Faktory ovlivňující kontrast P/N struktur................................................................ 31 5.4 Kontrast lokální hustoty stavů........................................................................................ 32 5.4.1 Závislost kontrastu P/N struktury na energii dopadajícího svazku množství dopantu – kontrast lokální hustoty stavů........................................................................................ 36 5.4 Kontrast injektovaného náboje....................................................................................... 37 5.4.1 Faktory ovlivňující kontrast injektovaného náboje................................................. 38 5.4.2 Intenzita nabíjení P+ oblastí v závislosti na energii primárního svazku.................. 39 5.4.3 Intenzita nabíjení P+ oblastí v závislosti na dávce elektronů .................................. 44 5.4.3 Intenzita nabíjení oblastí P+ v závislosti na jejich velikosti .................................... 46 5 Závěr................................................................................................................................. 47 6 Literatura .......................................................................................................................... 48

1

1 Úvod Mikroelektronika (polovodičová technika) tvoří již po pět desetiletí vedoucí oblast elektroniky. Mikroelektronika je spojena s tvorbou elektronických zařízení malých rozměrů (integrovaných obvodů) s velkou funkční schopností, vysokou spolehlivostí, malou spotřebou energie a nízkou cenou. V současnosti integrované obvody dosahují rozměrů v řádu několika málo desítek nanometrů a polovodičové technologie se dostávají do oblasti nanotechnologií. Jako měřítko pro hodnocení rozvoje a pokroku je používán tzv. Mooreův zákon, který říká, že složitost součástek se každý rok zdvojnásobí při zachování stejné ceny (původní znění Mooreova zákona). Index růstu pro složitost čipů je čtyřikrát za tři roky, pro minimální rozměr struktury 0,5-krát za tři roky a pro plochu čipů dvakrát za šest roků. Z toho plyne, že návrh a výroba integrovaných obvodů bude stále složitější. Velmi důležitou úlohu v polovodičové technologii má samozřejmě kontrola a diagnostika vad. Kontroluje se především rozložení a množství dopantu. K takovéto kontrole je možné použít celou řadu technik, ale v poslední době se ukazuje jako nejpříznivější metoda nízkonapěťové rastrovací elektronové mikroskopie, která je rychlá, nedestruktivní a má vysokou rozlišovací schopnost.

2

2 Nízkonenergiová elektronová rastrovací mikroskopie

2.1 Princip rastrovacího elektronového mikroskopu

2.1.1 Historie elektronové mikroskopie Na začátku historie elektronové mikroskopie stojí objev elektronu J. J. Thompsonem v roce 1897. V roce 1924 přišel francouzský fyzik Luis de Broglie s teorií, že pohybující se částice mají nejen korpuskulární, ale i vlnový charakter. Tuto hypotézu o existenci vlnových vlastností hmoty ověřili roce 1927 C. J. Davisson a L. H. Germer z Bellových laboratoří a G.P. Thompson z Aberdeenské univerzity ve Skotsku. Dalším zásadním objevem bylo nalezení analogie mezi fokusací elektronů pomocí magnetických polí solenoidů a fokusací světla skleněnou čočkou. První prozařovací elektronový mikroskop byl zkonstruován na začátku 30. let v týmu vedeném M. Knollem a E. Ruskou. V roce 1986 dostal Ruska Nobelovu cenu za fyziku za konstrukci elektronového mikroskopu. Komerční výroba prozařovacích elektronových mikroskopů byla zahájena v r. 1939 firmou Siemens a Halske, kteří u svých přístrojů zaručovali rozlišení 10 nm. Princip rastrování u prozařovacího elektronového mikroskopu popsal v roce 1938 německý fyzik M. von Ardenne a vlastní rastrovací elektronový mikroskop byl sestrojen V. Zworkynem , který k detekci sekundárních elektronů vynalezl a použil fotonásobič. První komerční rastrovací mikroskop byl vyroben firmou Cambridge Instr. Co. v roce 1965. V Československu se začíná s výrobou rastrovacích elektronových mikroskopů v roce 1976 – Tesla BS 300.

2.1.2 Rastrovací elektronový mikroskop Elektronová mikroskopie slouží ke studiu mikrostruktury objektů. Na základě fyzikální tvorby obrazu dělíme elektronovou mikroskopii na dva základní druhy, a to na transmisní elektronovou mikroskopii (TEM) a rastrovací elektronovou mikroskopii (SEM). Mikrostruktura je v rastrovacím elektronovém mikroskopu studována ve vakuu pomocí elektronového svazku. Optická soustava u SEM se skládá z osvětlovacího systému, kam patří elektronová tryska a kondenzor. Zobrazovací systém tvoří vychylovací cívky a objektiv. Dalšími komponentami SEM jsou detektor, modulační systém, obrazovka a výpočetní technika. Elektrony jsou emitovány z katody. Emise je založena na dvou procesech, a to autoemisi a termoemisi. Na emisi se podílejí oba procesy určitou měrou. Zdroje elektronů mohou být autoemisní, termoemisní a Schottkyho. Emitované elektrony z katody jsou urychlovány elektrostatickým polem v elektronové trysce. Termoemisní elektronovou trysku tvoří katoda, Wehneltův válec a anoda. Elektronový svazek vycházející z katody je upravován a zaostřován elektromagnetickými čočkami a následně rozmítán po povrchu vzorku. Elektrony interakcí s hmotou vyráží ze vzorku elektrony, nebo se samy odrážejí. Signální elektrony jsou vhodným

3

potenciálem přitahovány na detektor, který vytváří signál upravený pro zpracování v zobrazovacím systému.

Obr. 1 Schéma rastrovacího elektronového mikroskopu [1].

2.1.3 Interakce primárních elektronů se vzorkem Po dopadu primárních elektronů na vzorek dochází ke srážkovým procesům. Ty je možné z hlediska energetické bilance rozdělit na pružné a nepružné. O pružném rozptylu mluvíme v případě, kdy primární elektrony změní pouze směr a zachovají si svou původní energii. U nepružného rozptylu dochází k předání části energie atomům látky, které mohou proces opakovat a tvoří další elektrony. Možné fyzikální signály vyvolané dopadem primárního elektronového svazku jsou zobrazeny na obr. 2. Všechny druhy signálů, s výjimkou rentgenového záření a Augerových elektronů (AE), nesou informaci o morfologii vzorku. Pro chemickou analýzu se využívají AE, zpětně odražené elektrony (BSE), katodoluminiscence a rentgenové záření. Pokud je požadována informace o krystalografii vzorku, využívají se BSE, 4

procházející elektrony a rentgenové záření. Nositeli informace o chemické vazbě jsou AE a rentgenové záření. Sekundární elektrony mohou nést navíc informaci o elektromagnetických vlastnostech vzorku. V závislosti na druhu zpracovávaného signálu můžeme dostat informace o povrchové topografii, lokálních změnách v materiálovém složení a celé řadě fyzikálních vlastností vzorku.

Obr. 2 Možné druhy signálů vyvolané dopadem primárního elektronového svazku [1]. Elektrony vystupující ze vzorku zpět do vakua tvoří soubor se širokým spektrem energií, jak ukazuje obr. 3. Z energetického hlediska dělíme elektrony, které se emitovaly ze vzorku, na zpětně odražené elektrony (BSE) a sekundární elektrony (SE). Smluvní hranice mezi SE a BSE je 50eV. Pro elektrony s energií 0 až 50 eV existuje velká četnost energetických stavů – elektrony z tohoto pásma se nazývají sekundární elektrony. V oblasti asi od 50 eV až do 2 keV se vedle zpětně odražených elektronů vyskytují ještě Augerovy elektrony. Úzké maximum na konci spektra téměř odpovídající energii primárních elektronů náleží zpětně odraženým elektronům, které se po malém počtu pružných srážek s povrchovými atomy vrátily do vakua bez výrazné ztráty energie. V oblasti těsně před tímto maximem je možno zaznamenat jemnější maxima, která jsou způsobena interakcí s elektronovým plynem.

Obr. 3 Energiové rozložení signálních elektronů [1]. 5

Interakce primárního svazku s terčem probíhá v tzv. interakčním objemu. Rozměr a tvar interakčního objemu je funkcí lokálního chemického složení, energie primárních elektronů a úhlu dopadu primárního svazku na povrch vzorku. Vertikální rozměr interakčního objemu určuje dolet elektronů – ten udává, do jaké hloubky pod povrchem dochází k interakci elektronů primárního svazku se vzorkem. Na obr. 4 je vyznačeno prostorové rozdělení interakcí. Obecně se dá říci, že čím je větší energie primárních elektronů a menší průměrné atomové číslo, tím hlouběji budou primární elektrony pronikat do preparátu a naopak.

Obr. 4 Interakční objem [1].

2.1.4 Kontrast v SEM Obecně je kontrast K definován jako relativní změna signálu ze dvou libovolných bodů vzorku : S − S2 K= 1 , (2.1) S1 + S 2 kde S1 a S2 jsou signály ze dvou různých bodů. K signálu přispívá navíc šum, který je způsoben fluktuací emise elektronů z katody a statistickým rozptylem účinnosti procesů generace. Velikost poměru signál-šum S/N závisí na rychlosti tvorby obrazu a velikosti primárního proudu. Lidské oko rozliší dva body ležící vedle sebe s jasem B a B+∆B, jestliže platí podmínka [2]: S B . ≥ 5⋅ N ΔB

(2.2)

6

Nejpoužívanější typy kontrastu v SEM jsou topografický a materiálový kontrast. Nositeli topografického kontrastu jsou především sekundární elektrony, materiálového kontrastu zpětně odražené elektrony. Reimer [1] uvádí následující druhy kontrastů: • • • • • •

Topografický kontrast - závislost detekovaného signálu na lokálně se měnícím úhlu mezi povrchem vzorku a elektronovým svazkem a na umístění a sběrném úhlu detektoru. Materiálový kontrast - důsledek změny počtu odražených elektronů v závislosti na atomovém čísle. Kontrast krystalografické orientace. Magnetický kontrast . Napěťový a potenciálový kontrast. Nabíjecí kontrast.

2.2 Nízkonapěťová rastrovací elektronová mikroskopie (LVSEM) 2.2.1 Definice LVSEM a možná uspořádání pro dosažení nízkých energií dopadu V této oblasti SEM jsou používány pomalé a velmi pomalé elektrony. Za pomalé elektrony jsou považovány elektrony s energií menší než 1 keV a velmi pomalé elektrony mají energii pod 100 eV. Mezi nevýhody použití pomalých a velmi pomalých elektronů patří zvýšení vlivu chromatické vady, difrakční vady, nízký jas elektronových zdrojů. Zvyšuje se vliv rozptylových polí a zvyšuje se vliv sběrného pole detektoru na elektronový svazek (nutný nový návrh detekčních systémů). Pro dosažení nízkých energií dopadu se používá různých uspořádání a některá z nich jsou zobrazena na obr. 5. Lze použít klasický SEM, v němž se energie primárního svazku nebude měnit v celé optické soustavě. S ohledem na uvedené nevýhody není toto uspořádání příliš vhodné. Na energii pracovního svazku 1 keV je možné docílit rozlišení 2-3 nm. V LVSEM (low voltage SEM) je vzorek v silném magnetickém poli objektivové čočky a energie primárního svazku je v celé elektronově optické soustavě konstantní. V tomto uspořádání se dosahuje při primární energii 100eV rozlišení 10 nm. U LESEM (low energy SEM) se energie primárního svazku snižuje elektrostatickým polem uvnitř objektivové čočky a vzorek není v žádném poli. Při primární energii 100 eV je možné dosáhnout rozlišení 4 nm. Nejlepší parametry ze všech uspořádání vykazuje SLEEM (Scanning LEEM), kdy je energie primárního svazku snižována až těsně u povrchu vzorku a sám vzorek je v silném elektrostatickém, nebo navíc i v magnetickém poli. Zde je možné dosáhnout rozlišení 10 nm při dopadové energii primárního svazku 1 eV. Tato metoda je podrobně popsána v odstavci 3.2.

7

Obr. 5 Konstrukční uspořádání pro dosažení nízkých energií dopadu primárního svazku elektronů – LVSEM, LESEM a SLEEM [3].

2.2.2 Výhody LVSEM a ukázky vybraných druhů aplikací Nízkoenergiová rastrovací elektronová mikroskopie má řadu výhod. Především se jedná o zvýšení kontrastu na nízkých energiích primárního svazku. S poklesem energie primárního svazku roste výtěžek SE a BSE (zvyšuje se poměr signál/šum), zmenšuje se interakční objem (dostáváme informaci o povrchu vzorku), zlepšuje se potenciálový kontrast, dochází k redukci nabíjení nevodivých vzorků (viz. kapitola 2.2.2.1) a pod energií 100 eV se snižuje radiační poškození. Navíc při práci na nízkých energiích vidíme krystalografický kontrast a při práci na velmi nízkých energiích (vlnová délka elektronů je srovnatelná s meziatomovými vzdálenostmi) dochází k difrakci na mřížkách atomů, interferenci na atomových schodcích a tenkých vrstvách, rozptylu na povrchové potenciálové bariéře, odezvě na lokální hustotu stavů a zobrazení magnetických domén. 2.2.2.1 Redukce nabíjení nevodivých vzorků Nejčastějším způsobem, jak potlačit nabíjení nevodivých vzorků, je jejich pokrytí tenkou vodivou vrstvou. Mezi další způsoby patří například vybíjení povrchu iontovým nebo elektronovým svazkem, překrytí vzorku kovovou fólií s malým otvorem pro zorné pole, ozařování rentgenovým zářením a jiné. Velmi slibné jsou metody zobrazení na tzv. kritických energiích a enviromentální rastrovací elektronová mikroskopie. Míru nabíjení vzorku popisuje závislost celkového výtěžku elektronů σ emitovaných ze vzorku na energii primárního svazku. Tato závislost je znázorněna na obr. 6. Pro energie s označením ECI a ECII (tzv. kritické energie) je počet elektronů emitovaných ze vzorku roven počtu elektronů dopadajících na vzorek. Kritické energie lze nalézt pro většinu materiálů. Při energiích primárních elektronů větších než ECII vodivým vzorkem prochází do země záporný proud elektronů. V oblasti mezi ECI a ECII je tento proud kladný. Pokud je vzorkem izolant, nabíjí se buď kladně, nebo záporně [13]. Na obr. 6 je zobrazena hliníková slitina s vrstvou nativního oxidu na povrchu vzorku. V oblasti mezi ECI a ECII je počet elektronů emitovaných ze vzorku vyšší než počet elektronů dopadajících na vzorek, povrch preparátu se

8

nabíjí v této oblasti kladně (na mikrosnímku vidíme tmavé oblasti). Naopak při energii nižší než ECII, počet elektronů dopadajících na vzorek je vyšší než počet elektronů emitovaných, vzorek se nabíjí záporně (na mikrosnímku jsou patrná světle zářící místa). Snímky byly pořízeny na mikroskopu Tescan VEGA MM 5130, který je vybaven katodovou čočkou, která umožňuje pozorování vzorků na libovolně nízké energii primárního svazku. Zobrazování nevodivých vzorků na kritických energiích je velice výhodné. Vodivá vrstva nanesená na povrch vzorku zakrývá detaily povrchu, vzorek může být poškozen a podobně.

Obr. 6 Závislost celkového výtěžku elektronů σ emitovaných ze vzorku na energii primárního svazku.

9

2.2.2.2 Krystalografický kontrast Hloubka vniku primárních elektronů je závislá na uspořádání atomů v krystalu a energii elektronů. Při dopadu primárního svazku na krystalografickou rovinu s nízkým počtem atomů se snižuje pravděpodobnost, že primární elektrony se vrátí na povrch vzorku jako zpětně odražené elektrony. Zpětně odražené elektrony (a částečně i sekundární elektrony druhého typu, což jsou sekundární elektrony excitované vysokoenergetickými zpětně odraženými elektrony) jsou nositeli krystalografického a materiálového kontrastu. Při dostatečně nízkých energiích primárního svazku (pod cca 20 eV) se mění mechanismus kontrastu. Zrna s různou krystalografickou orientací mají zároveň odlišný průběh lokální hustoty stavů v závislosti na energii [12]. Odraz primárních elektronů je nepřímo úměrný lokální hustotě stavů. Na obr. 7 vidíme kontrast mezi různě orientovanými zrny v ultrajemnozrnné polykrystalické mědi. Snímky byly pořízeny v ultravysokovakuovém rastrovacím nízkoenergiovém elektronovém mikroskopu (UHV SLEEM) vybaveném katodovou čočkou, která umožňuje pozorování při libovolně nízkých energiích primárního svazku

25 μm

25 μm

Obr. 7 Mikrosnímky zobrazující kontrast mezi různě orientovanými zrny v ultrajemnozrnné polykrystalické mědi pořízené při energii dopadajících elektronů 10 000 eV (vlevo) a 15 eV .

10

3 Ultravysokovakuový nízkoenergiový rastrovací elektronový mikroskop 3.1 Popis UHV SLEEM Experimenty byly prováděny v ultravysokovakuovém rastrovacím elektronovém mikroskopu s katodovou čočkou, umožňující pořizovat rastrované snímky při libovolně nízké energii elektronů (obr. 8). Tento přístroj byl postaven jako funkční vzor pracovníky Ústavu přístrojové techniky AV ČR. Základní osvětlovací systém tvoří komerční tubus se dvěma elektrostatickými čočkami a Schottkyho katodou (2LE Column, FEI Copany). Rozlišení mikroskopu při energii dopadajících elektronů 25 keV je 12 nm a při energii 10 eV dosahuje rozlišení 28 nm. Zařízení pracuje v ultravysokovakuových podmínkách a tlak v komoře vzorku je řádově 10-8 Pa. Mikroskop se skládá ze tří částí, a to propusti, přípravné komory (vybavené iontovým dělem pro čistění vzorků) a hlavní komory.

Obr.8 UHV SLEEM. Tento mikroskop je vybaven detektorem BSE&CL, který byl navržen a zkonstruován v Ústavu přístrojové techniky AV ČR. Detektor je zobrazen na obr. 9. Základním prvkem je destička scintilátoru s centrálním otvorem, vyrobená z YAG ( Yttrium – Aluminium - Garnet, Y3Al5O12). Tento scintilátor má vysokou účinnost přeměny elektron-foton a prakticky neomezenou životnost.

11

Obr. 9 Detektor BSE&CL.

3.2 Katodová čočka Jak již bylo uvedeno v odstavci 2.2.1, existuje řada metod, jak dosáhnout nízkých energií dopadu primárního svazku. Jedna z možností je doplnit klasický SEM o elektronově optický prvek nazývaný katodová čočka. Tento prvek slouží ke zpomalení zformovaného a zaostřeného primárního svazku na konečnou energii dopadu. Energie dopadu se dá měnit velice snadno a zásahy do tubusu mikroskopu jsou minimální [3]. Schéma uspořádání katodové čočky je na obr. 10. Katodou katodové čočky je povrch vzorku a energie dopadajících elektronů je dána rozdílem mezi potenciálem trysky a vzorku. Anodu katodové čočky tvoří v našem případě krystal YAG (Yttrium – Aluminium - Garnet, Y3Al5O12) s malým otvorem o průměru 300 μm na optické ose. Anoda je současně detektorem signálních elektronů.

Obr. 10 Schéma uspořádání katodové čočky [3]. Na obrázku vpravo je pohled do hlavní komory mikroskopu UHV SLEEM.

12

Primární elektrony jsou po průletu tubusem mikroskopu brzděny elektrostatickým polem katodové čočky na takovou energii, s níž dopadnou na povrch vzorku. Signální elektrony ze vzorku jsou urychlovány směrem k anodě a zároveň stahovány k optické ose a jejich energie je vyšší o hodnotu předpětí na vzorku. Na detektor (tedy anodu) dopadají elektrony z celého spektra emise – sekundární i zpětně odražené elektrony. Mikroskop vybavený katodovou čočkou umožňuje pracovat s velmi slušným rozlišením i na nízkých energiích primárních elektronů.

13

4 Kontrast mezi P/N 4.1 Přehled metod používaných pro stanovení množství a rozložení dopantu v polovodiči Pro správnou funkci polovodičových součástek je nezbytně nutné znát přesný obsah a prostorové rozložení dopantu. Z tohoto důvodu jsou pro stále se rozvíjející polovodičový průmysl potřebné rychlé a nedestruktivní dvourozměrné metody pro kontrolu dopantu s rozlišením v řádech nanometrů a citlivostí na koncentraci dopantu od 1016 až po 1020 cm-3. V dnešní době existuje celá řada metod zjišťujících rozložení a obsahu dopantu, ale jen málo z nich splňuje uvedené požadavky. Typickými představiteli jednorozměrných (1D) metod (charakterizují dopant pouze v jednom směru – obvykle do hloubky) měřících množství a rozložení dopantu jsou: spektroskopie sekundárních iontů (SIMS – Secondary Ion Mass Spectroscopy), měření kapacity v závislosti na napětí (C-V Profillig) a odporové metody (SRP – Spreading Resistence Profilig). Přestože v současnosti byly i tyto metody dovedeny do stavu, kdy nám mohou poskytnout 2D profil, příprava vzorků je časově i technicky velice náročná a zpracování naměřených dat je obtížné. Navíc prostorové rozlišení je nedostatečné. Mezi dvourozměrné (2D) metody je možné zařadit mikroskopii skenovací sondou (SPMScanning Probe Microscopy), rastrovací tunelovaní mikroskopii (STM – Scanning Tuneling Microscopy), rastrovací kapacitní mikroskopii (SCM – Scanning Capacitance Microscopy) a mikroskopii atomárních sil (AFM – Atomic Force Microscopy). Stejné problémy jako 1D metody má metoda SPM, která je velmi náročná na přípravu vzorku, není dostatečně rychlá a nehodí se k diagnostice dopantu u velkých desek. Elektronová holografie v prozařovacím elektronovém mikroskopu je také jednou z možností 2D diagnostiky rozložení a množství dopantu a má velmi dobré rozlišení. Tato technika se hodí spíše pro výzkum, nikoliv pro běžnou kontrolu desek. Jedná se o destruktivní metodu. Velmi perspektivní a stále se rozvíjející technikou, která je schopná přímého zobrazení dopovaných struktur, je LVSEM. Pomocí této metody je možné pozorovat struktury s vysokým rozlišením a odpadá zde náročná příprava vzorku. Množství dopantu se určuje na základě kontrastu mezi různě dopovanými oblastmi v polovodiči. Testery typu LVSEM jsou v průmyslu aplikovatelné a běžně se užívají.

4.2 Mechanismus kontrastu dopovaných oblastí v polovodiči v LVSEM Mechanismem tvorby kontrastu mezi různě dopovanými oblastmi v polovodiči se zabývala celá řada autorů. S ohledem na skutečnost, že procentuální obsah dopantu v polovodiči je velice malý, materiálový kontrast, jehož nositeli jsou zpětně odražené elektrony, zde není dobře použitelný. Drtivá většina prací se věnuje kontrastu v sekundárních elektronech.

14

4.2.1 Teorie zabývající se kontrastem v sekundárních elektronech Mechanismus kontrastu v sekundárních elektronech je ovlivňován celou řadou faktorů. Jedná se o typ a umístění detektoru, pracovní vzdálenost, energii dopadajících elektronů, vakuové podmínky, proud ve svazku, rychlost rastrovacího svazku a přípravu vzorků. V této kapitole jsou popsány tři teorie popisující princip kontrastu mezi různě dopovanými oblastmi v polovodiči. 4.2.1.1 Teorie založená na rozdílném zahnutí energiových pásů Skupina D. D. Perovice [4] přišla jako první s vysvětlením mechanismu vzniku kontrastu na základě rozdílného zahnutí energiových pásů. Na povrchu vzorku dochází k porušení periodicity krystalové mřížky a generují se povrchové stavy. Povrchové stavy mohou být dvojího druhu, a to Shockleyho a Tammovy. Rozdíl mezi nimi je v jejich původu. Shockleyho stavy se formují přidáním slabého potenciálu volným elektronům (elektronovému plynu) pevné látky a přidružují se k s- a p- pásům v kovech. Tammovy stavy jsou také na povrchu, ale odštěpují se z d- a f- valenčních pásů slabým potenciálem na povrchu vzorku. Hustota povrchových stavů na čistém vzorku umístěném do ultravysokého vakua (UHV) se pohybuje okolo 1015 cm-2. Pokud je křemíková deska umístěna na vzduchu, rychle dochází k pokrytí povrchu pasivační vrstvou nativního oxidu. Hustota povrchových stavů je v takovém případě 1011 - 1012 cm-2. Tyto povrchové stavy jsou příčinou zahnutí energiových pásů těstě u povrchu vzorku. U N-typu se energiové pásy těsně u povrchu ohýbají v energiové škále směrem nahoru a u P-typu směrem dolů. V případě N-typu polovodiče je nutná vyšší dodávka energie pro emisi elektronů z valenčního pásu pod povrchem do vakua ve srovnání s polovodičem P-typu. Proto se dopované oblasti P-typu jeví v obrazu SE světlejší než N-typ.

Obr.11 Schéma energiových pásů u P- a N- typu dopovaného Si. Zahnutí pásů u povrchu je způsobeno povrchovými stavy. EV je vrchol valenčního pásu, EF Fermiho hladina a EC dno vodivostního pásu [4].

15

Tato teorie připadá v úvahu pro vysvětlení mechanismu kontrastu mezi různě dopovanými oblastmi v polovodiči v případě, že povrch vzorku je čistý (absence nativního oxidu a kontaminační vrstvy) a pozorování probíhá v ultravysokovakuových podmínkách 4.2.1.2 Teorie založená na přítomnosti tzv. „patch fields“ C. P. Sealy vysvětluje vznik kontrastu na základě přítomnosti lokálních elektrických polí nad povrchem (tzv. „patch fields“) [5]. Dle této teorie dochází rovněž k ohýbání energiových pásů, ale vliv povrchových stavů na ohyb pásů je minoritní ve srovnání s vlivem lokálního napětí. Tento model předpokládá, že vakuová energiová hladina je v makroskopické vzdálenosti od povrchu na stejné úrovni. Vodivostní a valenční pás je u P-typu posunut výše než u N-typu vzhledem k Fermiho hladině. Vzdálenost Fermoho hladiny od vakuové (tj. výstupní práce), není malou příměsí dopantu ovlivněna, takže zůstává rozdíl mezi vakuovými hladinami těsně u povrchu P- a N-typu, který se směrem ke vzdálené společné vakuové hladině srovná prostřednictvím „patch fields“. Oblast P-typu se v obraze SE jeví jako světlejší než oblast Ntypu, protože k emisi nízkoenergiových SE z N-typu je nutná vyšší dávka energie (o ∆En), aby se dostaly na potenciálovou hladinu detektoru. Na obr. 12 je zobrazen pásový diagram P/N přechodu, v němž 1/2EBI je energie nutná pro emisi SE z n-typu , En ionizační energie pro N-typ, Ep ionizační energie pro P-typ, ∆En energiový rozdíl mezi elektrony, které jsou blízko a daleko od povrchu vzorku N-typu, ∆Ep energiový rozdíl mezi elektrony, které jsou blízko a daleko od povrchu vzorku P-typu, EBI lokální potenciál P/N přechodu, Esem energiová hladina detektoru, Evac energiová hladina vakua v SEM. Lokální potenciál je závislý na koncentraci dopantu a je tedy možné pozorovat vztah mezi kontrastem v SE a koncentrací dopantu.

Obr.12 Pásový diagram P/N přechodu [5].

16

Tento model obsahuje přechod vakuum - polovodič, proto se nehodí pro standardní vakuové podmínky, v nichž dochází ke kontaminaci povrchu vzorku uhlíkovou vrstvou. 4.2.1.2 Teorie založená na existenci přechodu kov-polovodič V tomto modelu se předpokládá kontaminace povrchu vzorku grafitickým uhlíkem během rastrování (dochází k rozkladu uhlovodíků), což je běžné ve standardních vakuových podmínkách. Vliv uhlíkové vrstvy na výsledný kontrast byl zkoumán skupinou kolem ElGomatiho [7]. Uhlíková vrstva je vodivá a má kvazikovové vlastnosti. Dochází ke vzniku kontaktu kov - polovodič. Po spojení kovu a polovodiče mohou vzniknout dva typy kontaktů v závislosti na použitých materiálech a jejich výstupní práci. Výstupní práce reprezentuje energii potřebnou pro excitaci jednoho elektronu z materiálu do vakua. V energetickém pásovém diagramu je výstupní práce rovna rozdílu chemického potenciálu a energetické hladiny vakua. V případě, že výstupní práce z kovu je větší než výstupní práce elektronu z polovodiče, jejich spojením získáme usměrňující kontakt, který se rovněž označuje jako Schottkyho kontakt (obr. 13). V obr. 13 Фm označuje výstupní práci kovu, Фs výstupní práci polovodiče. Chemický potenciál μ je vyznačen čárkovanou čarou. Nalevo je pásový diagram izolovaného kovu a polovodiče s vyznačením výstupní práce a elektronové afinity, napravo pásový diagram kov - polovodič v rovnovážném stavu s označenými výškami bariér pro elektrony z kovu a vodivostního pásu polovodiče. EF je označení Fermiho hladiny. E (eV)

Obr. 13 Pásový diagram kovu a polovodiče N-typu. Elektronová afinita χ je rozdíl mezi spodním okrajem vodivostního pásu polovodiče a energetickou hladinou vakua. Chemický potenciál μ lze interpretovat jako hodnotu volné energie na atom. Elektrony můžou snížit svou energii tím, že přejdou z N-typu polovodiče do kovu (protože Фm > Фs). V kovu se tímto zvýší záporný náboj a ten působí proti toku dalších elektronů z polovodiče. Nárůst náboje na straně kovu navíc vede k vytvoření elektrického potenciálu a důsledkem toho je zakřivení energiových pásů v polovodiči v blízkosti jejich rozhraní a to směrem k vyšší energii.

17

Bezprostředně po vytvoření kontaktu kov - polovodič dochází v oblasti polovodiče u rozhraní k úbytku majoritních nosičů náboje - elektronů z vodivostního pásu. Tato oblast se nazývá ochuzenou, neboli oblastí prostorového náboje, protože v ní zůstávají nepohyblivé ionizované atomy příměsi. Pro N-typ to budou kladné ionizované donory, pro P-typ záporně nabité akceptory. Ochuzená oblast působí pro nosiče náboje jako potenciálová bariéra, jejíž výška je dána rozdílem Фm – χ pro elektrony pohybující se směrem z kovu do polovodiče a Фm – Фs pro elektrony pohybující se opačným směrem. V případě, že výstupní práce z kovu je menší než výstupní práce elektronu z polovodiče, jejich spojením získáme ohmický kontakt (obr. 14). V obr. 14 Фm označuje výstupní práci kovu, Фs výstupní práci polovodiče. Chemický potenciál μ je vyznačen čárkovanou čarou. Nalevo je pásový diagram izolovaného kovu a polovodiče s vyznačením výstupní práce a elektronové afinity, napravo pásový diagram kov - polovodič v rovnovážném stavu s označenými výškami bariér pro elektrony z kovu a vodivostního pásu polovodiče. EF je označení Fermiho hladiny. Platí Фm < Фs .

Obr. 14 Pásový diagram kovu a polovodiče P-typu. Pro případ existence kontaminační vrstvy uhlíku na povrchu vzorku, kdy výstupní práce elektronu z uhlíku je větší než jeho výstupní práce z křemíku, dochází k vytvoření Schottkyho kontaktu na straně N-typu Si a ohmického kontaktu na straně P-typu Si, jak je schématicky znázorněno na obr. 15. Na straně P-typu se vytvořil ohmický kontakt, na straně N-typu Schottkyho kontakt.

Obr. 15 Schéma kontaktu P-typu a N-typu polovodiče s grafitovou vrstvou na povrchu vzorku [6]. 18

Schottkyho kontakt mezi N-typem Si a uhlíkovou vrstvou zvyšuje potenciálovou barieru pro SE. Výtěžek SE z N-typu Si je nižší v porovnání s P-typem, což vede k tomu, že se oblast Ptypu jeví jako světlejší. Výška Schottkyho bariery je funkcí koncentrace dopantu (obr. 16). EV je vrchol valenčního pásu, EFM je Fermiho hladina pro kov (C), EFS je Fermiho hladina pro polovodič (Si) a EC je dno vodivostního pásu.

Obr. 16 Pásové schéma pro N-typ (vlevo) a P-typ polovodiče [6]. Si na vzduchu rychle oxiduje a vzniká velmi tenká vrstvička oxidu křemičitého SiO2 tloušťky okolo 1 nm. Tento oxid se nazývá přirozený nebo nativní. Tloušťka této vrstvy se při pokojové teplotě prakticky nemění ani po dobu desítek roků. Pokud vzorek speciálně od této vrstvy neočistíme a povrch se během pozorování kontaminuje grafitickým uhlíkem, dostáváme tzv. MOSovou strukturu (Metal Oxide Semiconductor), která je zobrazena na obr. 17.

C

Obr. 17 Schéma MOSové struktury : Grafitický uhlík – tenká vrstva nativního oxidu SiO2 – křemík [6].

19

Křemík a ostatní polovodiče s kovalentní vazbou mají nízké reakční teplo a rychle reagují s kovy. Přes oxidovou vrstvu nemůže docházet k difúzi atomů z kovu do polovodiče a tak je v místě rozhraní menší množství defektů chemické povahy. Velká hustota těchto defektů by způsobila vytvoření potenciálové bariéry (ФB) v polovodiči, která by vedla k podstatnému snížení rozdílu výstupní práce elektronu v kovu a polovodiči. Navíc oxid je tak tenký, že přes něj mohou elektrony snadno tunelovat. V obr. 18 je vyznačeno pásové schéma MOSové struktury, kde ФM označuje výstupní práci elektronu z kovu, ФS je výstupní práce elektronu z polovodiče, ФB potenciálová bariéra způsobená defekty chemické povahy, EC vodivostní hladina, EF Fermiho hladina a EV valenční pás.

VRSTVA NATIVNÍHO OXIDU

HLADINA VAKUA

KOV

POLOVODIČ N-typu

Obr. 18 Pásové schéma MOSové struktury [6].

4.2.2 Teorie zahrnující dynamický efekt nabíjení 4.2.2.1 Nabíjení povrchu vzorku během rastrování elektronovým svazkem Touto problematikou se zabývali Y. Chakk a D. Horvitz v práci [9]. Při interakci primárního svazku s polovodičem ztrácejí primární elektrony část ze své původní energie. Tento neelastický proces je převážně způsoben tím, že PE předají část své energie na excitaci elektronů z valenčního do vodivostního pásu. Dochází ke generaci párů elektron - díra v celém interakčním objemu. Nosiče generované uvnitř interakčního objemu mohou překonat povrchovou bariéru a emitovat ze vzorku, difundovat ven z interakčního objemu, prodělat rekombinaci, nebo mohou být zadrženy uvnitř. Hloubka úniku SE z objemu vzorku nezávisí na energii primárního svazku a nepřesahuje 5λ (λ je střední volná dráha elektronů). Při hloubce průniku (R) primárního svazku větší než 5λ se uvnitř vzorku vytvoří dvě oblasti – blízko povrchu kladně nabitá vrstva o tloušťce 5λ a pod ní záporně nabitá oblast o průměru R (obr. 19).

20

Obr. 19 Distribuce náboje po interakci primárních elektronů s Si uvnitř vzorku [9]. Implantovaný náboj ∆Q je dán součtem ∆Q = Q+ + Q -. Elektrické pole blízko povrchu vzorku Ebi je vytvářeno nábojem ∆Q. Hustota generování páru elektron - díra Geh uvnitř interakčního objemu je dána vztahem: Geh =

I E0 4 ⋅ ⋅ ⋅ πr 3 [m-3s-1], e E eh 3

(4.1)

kde E0 je energie primárního svazku, I je proud, e náboj elektronu, Eeh je energie potřebná k vytvoření jednoho páru elektron-díra a r poloměr interakčního objemu. Protože hloubka interakčního R objemu závisí na E0 a to R~E01,75, hustota náboje se s klesající energií primárního svazku rapidně zvyšuje a roste i hustota generovaných párů.

21

4.2.2.2 Mechanismus kontrastu injektovaného náboje ve SLEEM Tento mechanismus kontrastu byl popsán L. Frankem a I. Müllerovou v článku [10]. Model popisuje mechanismus zobrazení dopovaných oblastí v polovodiči pomocí velmi pomalých elektronů v rastrovacím elektronovém mikroskopu vybaveném katodovou čočkou. Kontrastní mechanismus je založen na injekci elektronů do vodivostního pásu polovodiče a jejich následné rekombinaci přes pasti, což v P-typu polovodiče vede ke kompenzaci majoritních děr. Zbylý náboj ionizovaných akceptorů způsobuje nabití oblasti P-typu polovodiče na povrchový potenciál do - 1 V, který při dostatečně nízké energii dopadajících elektronů způsobí jejich totální odraz v úrovni povrchu. Zrcadlově odražený svazek je možné například malým náklonem vzorku směrovat na detektor, nebo mimo něj. Jev je možné využít k zobrazování dopovaných oblastí v polovodiči s maximálním kontrastem . Model [10] se rovněž zabývá kontrastem lokální hustoty stavů. Při dopadu elektronů s energií pod 20 – 30 eV na povrch pevné látky je intenzita nepružných srážek zanedbatelná. Dominantním jevem je elastický zpětný rozptyl elektronů. Interakcí velmi pomalých elektronů s pevnou látkou se zabývá metoda LEED (difrakce pomalých elektronů). Intenzita difraktovaných svazků závisí především na krystalografické struktuře povrchové oblasti. K nestrukturním parametrům patří zejména tvar rozptylového potenciálu, potenciálová povrchová bariéra (průběh potenciální energie na rozhraní vakuum - krystal), difúzní rozptyl (elastické procesy na strukturních defektech) a vliv teplotních kmitů atomů. K nejužívanějším bázím pro popis difrakce pomalých elektronů patří Blochovy vlny popisující vlnové funkce uvnitř krystalu. Pro periodickou krystalovou strukturu Blochovy funkce jsou řešením Schrödingerovy rovnice. Při dopadu elektronového svazku na povrch vzorku se mohou excitovat Blochovy vlny, které vedou proud elektronů do krystalu. Pro energie, na nichž je vysoká hustota Blochových stavů, je odraz elektronů od povrchu slabý. Naopak v oblasti zakázaných pásů je reflexe vysoká poněvadž zde nejsou stavy umožňující pronikání elektronů. Odraz elektronů mohou zeslabit neelastické procesy – především plazmové excitace a mezipásmové přechody. V oblasti nízkých energií je odraz silně závislý na tvaru potenciálové bariéry. Při dopadu primárního svazku dopadajících elektronů dochází k difrakci do souboru zpětně rozptýlených svazků. Pokud difraktovaný svazek nemá dostatečnou energii na průnik povrchovou bariérou do vakua, odrazí se zpět do krystalu. Mnohonásobný rozptyl v oblasti povrchové bariéry je důsledkem povrchových rezonancí. Mnohonásobné reflexe na potenciálové povrchové bariéře vedou ke vzniku stojaté vlny - elektron je zachycen v oblasti mezi bariérou a vrchní atomovou vrstvou. Pokud energie elektronu leží v pásu zakázaných energií, dochází k silné reflexi a elektron může být zachycen ve stavech ležících pod Fermiho hladinou. [3], [10], [11], [14] Při energii menší než ~20 eV je tedy míra odrazu elektronů nepřímo úměrná lokální hustotě stavů, které jsou navázány na dopadající vlnu. Při energii primárního svazku odpovídající příměsové hladině je odraz elektronů úměrný hustotě příměsových atomů dopantu. [10]

22

5 Experimentální část 5.1 Vzorky použité k experimentu Vzorky, které byly použity k experimentu, poskytla firma ONSemiconductor, Rožnov p/R. Jednalo se o tři druhy vzorků, na nichž byly vytvořeny dopované oblasti metodou iontové implantace. Přehledový mikrosnímek vzorku je na obr. 21. Všechny vzorky měli shodný substrát s orientací <100> dopovaný fosforem (N-typ). Hustota dopantu v N-typu Si byla 1015 cm-3. Na substrátu byly pomocí iontové implantace vytvořeny oblasti P-typu dopované borem. Dopované oblasti P-typu byly ~ 2,5 μm hluboké. Povrchová koncentrace boru na deskách byla od 1017 až 1019 cm-3. Značení jednotlivých vzorků: 1. P17/N15 - substrát N-typ (hustota fosforu 1015 cm-3) a dopované oblasti P-typu (hustota boru 1017 cm-3). 2. P18/N15 - substrát N-typ (hustota fosforu 1015 cm-3) a dopované oblasti P-typu (hustota boru 1018 cm-3). 3. P19/N15 - substrát N-typ (hustota fosforu 1015 cm-3) a dopované oblasti P-typu (hustota boru 1019 cm-3).

Obr. 21 Přehledový mikrosnímek vzorku ze série 1. Substrát N-typu a na něm malé dopované struktury P-typu. Snímek byl pořízen v mikroskopu Tescan VEGA MM 5130 s termoemisní katodou. 23

Obr. 22 Schéma řezu P/N strukturou.

5.2 Kontrast P/N struktur Obrazový kontrast mezi různě dopovanými oblastmi byl určován pomocí programu ATLAS (Tescan, s.r.o.). Tento program umožňuje určovat průměrnou intenzitu signálu ve vymezené oblasti. Jednotlivé snímky jsou načteny do programu ATLAS, a jsou na nich vymezeny tři dvojice oblastí v blízkosti rozhraní P- a N-typu. Výsledný kontrast je dán průměrnou hodnotou kontrastu z těchto tří dvojic oblastí.

Obr. 23 Vzorek P/N struktury. Na něm jsou vyznačeny tři oblasti, ze kterých byl určován kontrast pomocí programu ATLAS.

24

Kontrast byl počítán ze vztahu: SP − SN , (5.1) S N − AF kde SP a SN jsou střední hodnoty signálu v oblasti P- a N-typu a AF je korekční faktor. Funkce korekčního faktoru spočívá v tom, že nám převede naměřená data digitálního signálu z jednotlivých oblastí do absolutní stupnice signálu v závislosti na velikosti stejnosměrné úrovně BL(m), při níž byl snímek získán. Pro získání koeficientu AF je nutné proměřit závislost hodnot „black level“ pro digitální nulu BL(0) a pro horní mez digitálního rozsahu BL(255) na zisku fotonásobiče G. Měření se provádí při nulovém proudu primárního svazku. Výsledky měření jsou zaznamenány do tabulky 1. CP / N =

G (%) 10 BL(0) (%) 50,2 BL(255) (%) 61,6

20

30

40

50

60

70

80

90

100

50,2

50,1

50,1

50,1

49,8

48,6

45,1

37,3

20,7

61,6

61,6

61,6

61,6

61,5

61,3

60,7

58,8

58,3

Tab. 1 Závislost BL(0) a BL (255) na zisku fotonásobiče G. Korekční faktor AF je určen ze vztahu:

AF = K ⋅ (BL( 0) − BL( m ) ) ,

(5.2)

kde koeficient úměrnosti pro dané zesílení je určen z: K=

255 (BL(0) − BL(255) ) .

(5.3)

Pomocí AF faktoru je možno počítat kontrast při libovolném nastavení zesílení a jasu. Hodnota zesílení a jasu byla nastavována tak, aby byly P/N struktury dobře viditelné.

5.3 Měření kontrastu koncentrací dopantu

mezi

oblastmi

N-

a

P-typu

s různou

Vzorky byly pozorovány v mikroskopu UHV SLEEM. Před pozorováním nebyl jejich povrch očištěn iontový bombardováním – na povrchu zůstala vrstva nativního oxidu. V době, kdy byly experimenty prováděny, nebyla ještě aparatura UHV SLEEM vybavena iontovým dělem. Během pozorování navíc docházelo ke kontaminaci povrchu uhlíkovou vrstvou, takže vznikl přechod polovodič – oxid - kov, neboli MOSová struktura. Oblasti, na kterých bylo měření prováděno, se nenacházely celé v zorném poli a proto nedocházelo k dynamickému jevu nabíjení. Náboj mohl z těchto oblastí snadno oddifundovat mimo zorné pole. Kontrast byl počítán dle vztahu 5.1. Intenzity signálů z jednotlivých oblastí byly získány s pomocí softwaru ATLAS. Jak již bylo uvedeno v kapitole 4.2.1.3, vrstva nativního oxidu je natolik tenká, že skrz ni můžou elektrony snadno difundovat. Proto je při interpretaci uvažován pouze přechod polovodič – kov. Protože výstupní práce elektronu z uhlíku je větší než výstupní práce 25

elektronu z křemíku, na straně N-typu dochází k vytvoření Schottkyho kontaktu a na straně P-typu vznikne ohmický kontakt. Schottkyho kontakt mezi N-typem křemíku a uhlíkovou vrstvou zvyšuje potenciálovou bariéru pro signální elektrony, a proto je výtěžek signálních elektronů z N-typu nižší než z P-typu. Dalším důležitým jevem je skutečnost, že výška Schottkyho bariéry je funkcí koncentrace dopantu. Měření bylo provedeno na třech typech vzorků. Všechny vzorky měly shodný substrát – N-typ se stejným obsahem dopantu – 1015 cm-3. Vzorky se lišily v úrovni dopování oblastí P-typu. Byly proměřeny vzorky s úrovní dopování 1017, 1018 a 1019 cm-3. Byla sledována závislost kontrastu mezi P- a N-typem polovodiče na energii dopadajících elektronů a na koncentraci dopantu v P-typu polovodiče. Z experimentálních výsledků vyplívá, že kontrast mezi P/N strukturami dosahuje maxima při energii primárního svazku v intervalu od 1 keV po 2 keV. Obr. 24 demonstruje vývoj kontrastu v závislosti na energii dopadajících elektronů na vzorku P17/N15, obr. 25 na vzorku P18/N15 a obr. 26 na vzorku P19/N15. U všech vzorků nabývá kontrast kladných hodnot, což znamená, že výtěžek elektronů z P-typu je vyšší, než výtěžek elektronů z N-typu polovodiče. Tyto výsledky se shodují s teorií uvedenou v kapitole 4.2.1.3. Pod každým grafem jsou navíc zobrazeny vybrané mikrosnímky P/N struktur, které se k danému grafu vztahují. Tyto mikrosnímky mají za úkol názorně ilustrovat vývoj kontrastu v závislosti na energii dopadajících elektronů.

26

P17/N15 14 12

CP/N (%)

10 8 6 4 2 0 10

100

1000

10000

E (eV)

Obr. 24 Závislost kontrastu P/N struktury na energii elektronů dopadajících na vzorek. Vzorek P17/N15, proud ve svazku 200 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel. 27

P 1 8 /N 1 5 16 14 12

CP/N (%)

10 8 6 4 2 0 10

100

1000

10000

E (e V )

Obr. 25 Závislost kontrastu P/N struktury na energii elektronů dopadajících na vzorek. Vzorek P18/N15, proud ve svazku 325 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel. 28

P 1 9 /N 1 5 25

CP/N (%)

20

15

10

5

0 10

100

1000

10000

E (e V )

Obr. 26 Závislost kontrastu P/N struktury na energii elektronů dopadajících na vzorek. Vzorek P19/N15, proud ve svazku 500 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel. 29

5.3.1 Závislost kontrastu P/N struktury na energii primárního svazku a množství dopantu K posouzení vhodnosti této metody k diagnostice množství dopantu v dopované struktuře bylo provedeno porovnání intenzity kontrastu u různě dopovaných vzorků. Graf na obr. 27 porovnává závislost kontrastu na energii dopadajících elektronů u vzorků P17/N15, P18/N15 a P19/N15. Dle teoretického předpokladu by kontrast měl být největší u vzorku P19/N15 a nejslabší u vzorku P17/N15. Kontrasty se u těchto dvou vzorků liší (v průměru o 5%), avšak porovnání u vzorků P17/N15 a P18/N15 nepřináší uspokojivé výsledky. Intenzita kontrastu je u vzorku se silněji dopovanými strukturami na některých hodnotách energií shodná, nebo dokonce nižší. 30 P17/N15

25

P18/N15 P19/N15

CP/N (%)

20

15

10

5

0 0

1000

2000

3000

4000

5000

6000

7000

8000

E (eV)

Obr. 27 Závislost kontrastu P/N struktury na energii primárních elektronů a na obsahu dopantu pro vzorky P17/N15, P18/N15 a P19/N19.

30

5.3.2 Faktory ovlivňující kontrast P/N struktur Závislost kontrastu mezi P- a N-typem polovodiče na koncentraci příměsí je velice komplikovanou problematikou. Kontrast je ovlivňován mnoha faktory, a to značně ztěžuje snahy o kvantitativní informaci o hustotě příměsí. Tato problematika je podrobně rozenrána v práci [16]. Mezi velmi významné faktory patří tloušťka kontaminační vrstvy. Tento jev dokumentuje obr. 24, na němž je zobrazen vzorek P17/N15 po prvním přerastrování a po pěti minutách rastrování. Delší doba rastrování vedla ke zvětšení tloušťky kontaminační vrstvy. Silnější kontaminační vrstva má za následek silnější kontrast. Snímek byl pořízen při energii primárního svazku 1530 eV v mikroskopu UHV SLEEM.

180 μm Obr. 28 Vliv kontaminace na intenzitu kontrastu mezi P- a N-typem Si. Snímek vlevo byl pořízen po prvním přerastrování a snímek vpravo po pěti minutách rastrování. Dalšími faktory majícími vliv na intenzitu kontrastu jsou: • stav povrchu • dávka primárních elektronů • úhlová a energiová citlivost sběru signálu. Tyto faktory v našem případě nehrají významnou roli, protože příprava všech vzorků byla stejná, dávka primárních elektronů také přibližně shodné (snímky snímány při stejné rychlosti a proud svazku se nijak zásadně neměnil) a byl použit stejný detektor. Při porovnávání kontrastů mezi vzorky s rozdílnou úrovní dopování struktur P-typu je největší překážkou právě různá úroveň kontaminace na povrchu.

31

5.4 Kontrast lokální hustoty stavů K jiným mechanismům kontrastu dochází na velmi nízkých energiích dopadajících elektronů. Jak již bylo uvedeno v kapitole 4.2.2.2, při energii menší než 20 eV je míra odrazu elektronů nepřímo úměrná lokální hustotě stavů, které jsou navázány na dopadající vlnu. Při energii primárního svazku odpovídající příměsové hladině je odraz elektronů úměrný počtu příměsových atomů dopantu. Pokud se energie dopadajících elektronů bude přibližovat nule (tedy totálnímu odrazu), začne docházet k dynamickému vývoji kontrastu. Tento jev byl v literatuře interpretován jako důsledek nabíjení oblastí P-typu při dopadu intenzivního toku elektronů. Experimenty byly provedeny na vzorcích s různým obsahem dopantu v P- typu polovodiče. Jednalo se opět o vzorky P17/N15, P18/N15 a P19/N15. Z jednotlivých mikrosnímků naměřených v UHV SLEEM byly pomocí softwaru ATLAS určeny intenzity signálů v P- a N- oblastech. Kontrast mezi nimi byl vypočten dle vztahu 5.1. Pro každý vzorek byl sestrojen graf závislosti kontrastu mezi P/N strukturami na energii elektronů dopadajících na povrch vzorku. Pod jednotlivými grafy jsou uvedeny mikrosnímky, které se k danému grafu vztahují. Tyto mikrosnímky ilustrují vývoj kontrastu mezi P/N strukturami. Z grafů na obr. 29, 30 a 31 je vidět, že došlo k inverzi kontrastu a výtěžek signálních elektronů z P-typu je nižší než N-typu. K další inverzi kontrastu došlo na energiích pod ~ 2 eV z důvodu nabíjení oblastí P-typu.

32

40

P17/N15

30

CP/N (%)

20

10

0

-10 0

2

4

6

8

10

12

14

E (eV)

Obr. 29 Kontrast mezi P- a N-typem křemíku v závislosti na energii dopadajícího svazku. Vzorek P17/N15, proud ve svazku 235pA a rychlost skenování svazku 235,3 μs/pixel.

33

P18/N15 30 25 20 15

CP/N (%)

10 5 0 -5 -10 -15 0

2

4

6

8

10

12

E (eV)

Obr. 30 Kontrast mezi P- a N-typem křemíku v závislosti na energii dopadajícího svazku. Vzorek P18/N15, proud ve svazku 325pA a rychlost skenování svazku 235,3 μs/pixel.

34

P 1 9 /N 1 5 20 10 0 -1 0

CP/N (%)

-2 0 -3 0 -4 0 -5 0 -6 0 -7 0 0

2

4

6

8

10

12

14

16

E (e V )

Obr. 31 Kontrast mezi P- a N-typem křemíku v závislosti na energii dopadajícího svazku. Vzorek P19/N15, proud ve svazku 500pA a rychlost skenování svazku 235,3 μs/pixel.

35

5.4.1 Závislost kontrastu P/N struktury na energii dopadajícího svazku množství dopantu – kontrast lokální hustoty stavů Po proměření závislosti intenzity kontrastu na energii primárního svazku pro jednotlivé vzorky bylo provedeno jejich srovnání. V kapitole 4.2.2.2 je uvedeno, že při velmi nízkých energiích dopadajících elektronů dochází k tomu, že odraz elektronů je nepřímo úměrný počtu příměsových atomů dopantu. Tento závěr potvrzuje graf na obr. 32. Z tohoto grafu jasně plyne, že na základě velikosti kontrastu lze mezi sebou rozlišit vzorky s různou koncentrací dopantu a že odraz elektronů je nepřímo úměrný počtu příměsových atomů. Byly porovnány vzorky s rozdílnou hustotou dopantu v P-typu Si. Jednalo se o vzorky s označením P17/N15, P18/N15 a P19/N15. Na nízkých energiích primárního svazku (pod cca 5 eV) je dosaženo velmi výrazné závislosti kontrastu na obsahu dopantu. 60

P17/N15 P18/N15

40

P19/N15

CP/N (%)

20

0 0

2

4

6

8

10

12

14 E (eV) 16

-20

-40

-60

-80

Obr. 32 Porovnání intenzity kontrastu mezi P/N strukturami pro vzorky s různým obsahem dopantu.

36

5.4 Kontrast injektovaného náboje Jedná se o vysoce kontrastní zobrazení dopovaných oblastí v Si. Při velmi nízkých energiích primárního svazku dochází k injekci elektronů do vodivostního pásu polovodiče. Elektrony následně prodělávají rekombinaci v P-typu polovodiče s majoritními nosiči náboje - dírami. [10] Nabití P- oblasti na potenciál přibližně -1V je způsobeno zbylým nábojem ionizovaných akceptorů. Tento náboj při dostatečně nízké energii primárních elektronů může způsobit totální odraz elektronů od povrchu vzorku. Odražený svazek lze směřovat přímo do detektoru, nebo mimo něj (obr. 33). Nabité struktury totálně odrážejí primární svazek elektronů. V obr. 33 a) je zobrazen totální odraz primárního svazku od nabitých dopovaných struktur, kdy se svazek otvorem ve scintilátoru vrací opět do tubusu. Signál z dopovaných struktur je tedy téměř nulový. V obr. 33 b) je zobrazen stejný vzorek při stejné energii primárního svazku, kdy se nakloněním vzorku docílilo toho, aby svazek neunikl otvorem ve scintilátoru, ale dopadl na detektor. Jedná se o vzorek P18/N15 a energie primárních elektronů při zobrazení byla 3,6 eV. Proud v primárním svazku byl 325 pA.

a)

b)

40 μm

Obr. 33 Demonstrace principu zobrazení dopovaných oblastí P+ typu polovodiče

37

Při dopadu primárních elektronů na povrch vzorku s energií pod ~20 eV je dominantním mechanismem rozptylu elastický zpětný rozptyl elektronů (viz. kapitola 4.2.2.). Pokud elektrony dopadající na P+ typ polovodiče mají energii vyšší než 3,6 eV, což je střední energie nutná pro vytvoření páru elektron - díra, budou tyto páry generovat. Elektrony převyšující vakuovou hladinu o méně než 3,6 eV již po vytvoření páru nemohou být emitovány a stejně nemůže být emitován elektron z vytvořeného páru. Tímto způsobem je ve vzorku zachycen negativní náboj a v P-typu dominují ionizované akceptory. Za normálních podmínek by byl jejich náboj kompenzován dírami, ale protože je injekce silná, dochází ke vzniku nábojové nerovnováhy. Pár elektron-díra (proces generace) vzniká přechodem elektronů z valenčního do vodivostního pásu, a to buď přímo, nebo prostřednictvím hladin v zakázaném pásu. Proces rekombinace nadbytečných nositelů proudu v polovodičích charakterizujeme parametrem doba života. Pojem doba života lze chápat jako střední dobu existence páru elektron - díra. Rekombinační procesy vedou k zániku páru elektron - díra přechodem elektronu z vodivostního do valenčního pásu buď přímo nebo prostřednictvím hladin v zakázaném pásu. Podle typu přechodů rozlišujeme rekombinace: zářivá rekombinace a rekombinace prostřednictvím rekombinačních center. Rekombinace nositelů pomocí rekombinačních center je nejčastějším mechanismem rekombinace u polovodičů. Rekombinačními centry jsou nejčastěji strukturní defekty a příměsi.

5.4.1 Faktory ovlivňující kontrast injektovaného náboje Intenzita nabíjení oblastí P-typu primárním svazkem závisí na: •

dávce elektronů

•

velikosti dopované oblasti

•

energii elektronů primárního svazku

•

tloušťce kontaminační vrstvy

Obr. 34 názorně ilustruje, jak úroveň kontaminace může ovlivnit intenzitu nabíjení P+ struktur v Si. Experiment byl proveden na vzorku P18/N15 a proud ve svazku byl 298 μA. V mikrosnímku vyznačen obdélník ve kterém se nechal svazek rastrovat po dobu 5 minut a tak bylo docíleno silnější kontaminační vrstvy. Silněji kontaminovaná oblast se nenabíjí vůbec.

38

Obr. 34 Závislost intenzity nabíjení P+ oblastí v Si na tloušťce kontaminační vrstvy.

5.4.2 Intenzita nabíjení P+ oblastí v závislosti na energii primárního svazku Při interakci primárního svazku se vzorkem ztrácejí primární elektrony (PE) část ze své původní energie. Tento neelastický proces je mimojiné způsoben tím, že PE vyvolávají excitaci elektronů z valenčního do vodivostního pásu. Dochází ke generaci párů elektron - díra v celém interakčním objemu. Nosiče generované uvnitř interakčního objemu mohou překonat povrchovou bariéru a emitovat ze vzorku, difundovat pryč z interakčního objemu, prodělat rekombinaci, nebo mohou být zadrženy přes pasti. Jak již bylo uvedeno v kapitole 4.2.2.1, rychlost generování páru elektron - díra závisí na energii primárního svazku, proudu ve svazku, energii potřebné ke generování páru elektron - díra a poloměru interakčního objemu. Protože hloubka interakčního objemu R pro Si závisí na energii primárního svazku E0 vztahem R~E01,75, hustota náboje se s klesající energií primárního svazku rapidně zvyšuje. Tento jev ilustrují série snímků na obr. 35, 36, 37 a 38. S klesající energií primárního svazku dochází k silnějšímu nabíjení dopovaných oblastí. Na obrázcích je navíc vidět, že se nejsnadněji nabíjejí oblasti menších rozměrů. Tento jev je rozebrán v kapitole 5.4.3.

39

11,4 eV

9,6 eV

7,5 eV

5,7eV

3eV

1,5 eV

8,1 eV

5,1eV

60 μm

Obr. 35 Závislost intenzity nabíjení P+ dopovaných oblastí v Si na energii dopadajících elektronů. Vzorek P18/N15, proud v primárním svazku 400 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel.

40

Obr. 36 Závislost intenzity nabíjení P+ dopovaných oblastí v Si na energii dopadajícího svazku elektronů. Vzorek P18/N15, proud v primárním svazku 375 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel.

41

10,5 eV

10,2 eV

9,9 eV

9,6 eV

9,3 eV

9 eV

8,7 eV

8,4 eV

8,1 eV

7,8 eV

7,5 eV

7,2 eV

6,9 eV

6,6 eV

6,3 eV

6 eV

5,7 eV

5,4 eV

5,1 eV

4,8 eV

4,5 eV

4,2 eV

3,9 eV

3,6 eV

3,3 eV

3 eV 2,7 eV 2,4 eV 2,1 eV 1,8 eV Obr. 37 Závislost intenzity nabíjení P+ dopovaných oblastí v Si na energii dopadajícího svazku elektronů. Vzorek P17/N15, proud v primárním svazku 200 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel.

42

10,6 eV

10,3 eV

10 eV

9,7 eV

9,4 eV

9,1 eV

8,8 eV

8,5 eV

8,2 eV

7,9 eV

7,6 eV

7,3 eV

7 eV

6,7 eV

6,4 eV

6,1 eV

5,8 eV

5,5 eV

5,2 eV

4,9 eV

4,6 eV

4,3 eV

4 eV

3,7 eV

3,3 eV

3 eV 2,7 eV 2,4 eV 2,1 eV 1,8 eV Obr. 38 Závislost intenzity nabíjení P+ dopovaných oblastí v Si na energii dopadajícího svazku elektronů. Vzorek P18/N15, proud v primárním svazku 425 pA a rychlost skenování 235,3 μs/pixel.

43

5.4.3 Intenzita nabíjení P+ oblastí v závislosti na dávce elektronů Dávku elektronů D dopadajících na vzorek lze určit ze vztahu: t (5.4) D = I ⋅ [C cm-2], S kde I je proud elektronového svazku, t doba rastrování a S plocha kterou rastrujeme. Ke snížení dávky elektronů na snímek, bylo využito snižování rastrovací rychlosti. Na obr. 39 jsou tři mikrosnímky P+/N dopované oblasti na vzorku s označením P18/N15. Postupně (směrem od a) po c) ) byla zvyšována dávka injektovaného náboje. Ke změně dávky elektronů na snímek docházelo v důsledku snižování rastrovací rychlosti. Tato série mikrosnímků ilustruje závislost intenzity nabíjení oblastí P+ na dávce elektronů dopadajících na vzorek. Se zvyšující se dávkou elektronů dopadajících na vzorek dochází ke zvyšování intenzity nabíjení P+ struktur a od nich se primární svazek odráží.

44

a)

b)

c) Obr. 39 Demonstrace vývoje kontrastu mezi oblastmi N a P+ v závislosti na dávce elektronů. Vzorek P19/N15, energie dopadajících elektronů na vzorek 3,6 eV a proud primárního svazku 425 pA. Velikost mikrosnímků je 512 x 512 pixelů a byly pořízeny při různé rychlosti rastrování, obr. a) 5,27μs/pxl, b) 61 μs/pxl a c) 325,3 μs/pxl.

45

5.4.3 Intenzita nabíjení oblastí P+ v závislosti na jejich velikosti O intenzitě nabíjení P+ struktur rozhoduje i velikost dopovaných oblastí. Jak ilustruje obr. 43, snadněji se nabíjejí P+ struktury menších rozměrů, než struktury větších.Tuto skutečnost názorně ilustruje obr. 40. Snímek 40 a) byl pořízen při energii dopadajících elektronů 3,6 eV, proud ve svazku 500 pA a rychlost rastrování 325,3 μs/pxl. Snímek 40 b) byl pořízen při energii dopadajích elektronů 2,1 eV při proudu elektronového svazku 325 pA a rychlosti rastrování svazku 325,3 μs/pxl.

Obr. 40 Mikrosnímky P+/N struktur na vzorku s označením P19/N15.

46

5

Závěr

V současnosti existuje řada metod jak diagnostikovat rozložení a obsah dopantu v polovodičových strukturách. Jednou z nejperspektivnějších metod v této oblasti je nízkonapěťová rastrovací elektronové mikroskopie. Jedná se o metodu rychlou, nedestruktivní poskytující velmi dobré rozlišení, což je v dnešní době, s ohledem na stále se zmenšující rozměry struktur, nepostradatelné. Tato práce se zabývá studiem dopovaných P/N struktur v křemíku pomocí ultravysokovakuového rastrovacího elektronového mikroskopu. Byla proměřena závislost intenzity kontrastu P/N struktur v křemíku na energii dopadajícího svazku elektronů a zároveň na obsahu dopantu v P-typu Si. Experimentální výsledky ukazují, že jednotlivé úrovně dopování a typy vodivosti lze od sebe spolehlivě rozlišit. Na závislost kontrastu na úrovni dopování má vliv řada faktorů a situaci velmi komplikuje vliv intenzity kontrastu na úrovni kontaminace. Závislost kontrastu na energii dopadu primárních elektronů byla proměřena pro vzorky P17/N15, P18/N15 a P19/N15 pro energie od 10 keV až po 0 eV. Mechanismus kontrastu na energiích primárního svazku vyšších než cca 20 eV založen na existenci kontaktu kov – polovodič. Byly provedeny experimenty na srovnání závislosti kontrastu na energii svazku pro vzorky P17/N15, P18/N15 a P19/N15. Optimální energie pro dosažení nejvyššího kontrastu na vzorcích s různou koncentrací dopantu leží v intervalu od 1 keV do 2 keV. Pro energie pod 20 eV je dominantním mechanismem odrazu elastický zpětný rozptyl elektronů a při takto nízkých energiích je počet odražených elektronů nepřímo úměrný počtu příměsových atomů dopantu prostřednictvím lokální hustoty stavů. Tato teorie byla ověřena porovnáním závislosti kontrastu na obsahu dopantu u vzorků P17/N15, P18/N15 a P19/N15. Zkoumán byl i další kontrastní mechanismus, a to kontrast injektovaného náboje. Jedná se o vysoce kontrastní zobrazení dopovaných oblastí v Si. Při vyšších proudech primárního svazku dochází k injekci velkého počtu elektronů do vodivostního pásu polovodiče. Tyto elektrony následně prodělávají rekombinaci v P-typu polovodiče s majoritními nosiči náboje – dírami a ponechávají fixní náboj ionizovaných akceptorů. Kontrast injektovaného náboje ovlivňuje celá řada faktorů. Nepříznivým jevem, který zároveň ztěžuje kvantifikovatelnost obsahu dopantu, je opět závislost kontrastu na úrovni kontaminace. V rámci této práce byly studovány závislosti intenzity nabíjení P+ oblastí na energii dopadu primárních elektronů, na množství injektovaného náboje a na velikosti dopované oblasti. Kontrast injektovaného náboje se osvěčil ke sledování plošného rozložení dopantu. Kvantifikovatelnost dynamického jevu spočívajícího ve vytvoření vázaného záporného náboje dopované oblasti P-typu Si je značně ztížena silnou závislostí na úrovni kontaminace.

47

6

Literatura

[1] Reimer, L. Scanning Electron Microscopy. Berlin: Springer Verlag, 1998. 527 s. ISBN 3540-63976-4. [2] Oatley, C.W. The Scanning Electron Microscope, part1. The Instrument. Cambridge University Press, 1972. [3] Müllerová, I., Frank, L., Scanning Low-Energy Electron Microscopy. Advances in Imaging and Electron Physics 128. ed. P.W. Hawkes. Elsevier, 2003. s. 309-443. [4] Perovic, D.D., Castell, M.R., Howie, A., Lavoie, C., Tiedje, T., Cole, J. S. Field – Emission SEM Imaging of Compositional and Doping Layer Semiconductor Superlattices. Ultramicroscopy. 1995, sv. 58, s. 104-113. [5] Sealy, C.P., Castel, M.R., Wilshaw, P.R. Mechanism for Secondary Electron Dopant Contrast in the SEM. Electron Microscopy. 2000, sv. 49, s. 311-321. [6] El-Gomati, M., Zaggout, F., Jayakody, H., Tear, S., Wilson, K. Why Is It Possible to Detect Doped Regions of Semiconductors in Low Voltage SEM: a Rewiew and Update. Surface and Interface Analysis. 2005, sv. 37, s. 901-911. [7] El-Gomati, M., Wells, T. C. R., Müllerová, I., Frank, L., Jayakody, H. Why is it That Differently Doped Regions in Semiconductors are Visible in Low Voltage SEM?. IEEE Transations: Electron Devices. 2004, sv. 51, s. 288-292. [8] Müllerová, I., El-Gomati, M., Frank, L. Imaging of the Boron Doping in Silicon Using Low Energy SEM. Ultramicroscopy. 2002, sv. 93, s. 223-243. [9] Chakk, Y., Horvitz, D. Condristibution of Dynamic Charging Effects into Dopant Contrast mechanisms in Silicon. Journal of Materials Science. 2006, sv. 41, s. 4554-4560. [10] Frank, L., Müllerová, I. The Injected-Charge Contrast Mechanism in Scanned Imaging of Doped Semiconductors by Very Slow Electrons. Ultramicroscopy. 2005, sv. 106, s. 28-36. [11] Bauer, E., Low Energy Electron Microscopy. Rep. Prog. Phys. 1994, sv. 57, s. 895-938 [12] Jaklevic, R. C., Davis, C. Band Signatures in the Low-Energy-Electron Reflectance Spectra of FCC Metals. Phys. Rew. B. 1982, sv. 26, s. 5391-5397. [13] Frank, L., Zadražil, M., Müllerová, I. Low Energy Imaging of Nonconductive Surfaces in SEM. Microchimica Acta. 1996, sv. 13, s. 289-298. [14] Eckertová, L., Frank, L. Metody analýzy povrchů: Elektronová mikroskopie a difrakce. Academia Praha, 1996, s.288, ISBN 80-200-0329-0. [15] Dekker, A. Fyzika pevných látek. Academia Praha, 1966.

48

[16] Mika, F. Kvantitativní studium hustoty rozložení dopantu v polovodiči pomocí emise sekundárních elektronů. Brno: Vysoké učení technické v Brně, Fakulta elektrotechniky a komunikačních technologií, 2007, 90s

49