ПОВЕРХНОСТЬ. РЕНТГЕНОВСКИЕ, СИНХРОТРОННЫЕ И НЕЙТРОННЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ, 2015, № 9, с. 81-85
УДК 621.382
ИССЛЕДОВАНИЯ ПЛЕНОК НИТРИДОВ МЕТОДОМ НАВЕДЕННОГО ТОКА © 2015 г. Е. Б. Якимов
Институт проблем технологии микроэлектроники и особочистых материалов РАН, 142432 Черноголовка, Московская область, Россия Национальный исследовательский технологический университет "МИСиС",
119049 Москва, Россия E-mail: yakimov@iptm.ru Поступила в редакцию 15.01.2015 г.
Проведен анализ особенностей применения метода наведенного тока для характеризации полупроводниковых структур на основе нитридных материалов с субмикронными значениями диффузионной длины неравновесных носителей заряда. Показано, что наиболее надежные значениями диффузионной длины получаются при измерении зависимости наведенного тока от энергии пучка. Обсуждаются причины субмикронного разрешения при выявлении протяженных дефектов в таких материалах методом наведенного тока.
Ключевые слова: метод наведенного тока, пленки нитридов, диффузионная длина неравновесных носителей заряда.
DOI: 10.7868/S0207352815090188
ВВЕДЕНИЕ
Растровая электронная микроскопия (РЭМ) в режиме наведенного тока (НТ) широко используется для измерения локальных электрических параметров полупроводниковых материалов и структур на их основе, а также для выявления и характеризации рекомбинационно-активных протяженных дефектов [1—3]. Одним из основных параметров, измеряемых этим методом, является диффузионная длина неосновных носителей заряда Ь, величина которой определяет эффективность опто- и фотоэлектронных приборов, а также ряда других электронных структур. В современной микроэлектронике измерения Ь широко применяются также и для характеризации качества полупроводниковых материалов. Метод НТ используется для измерения диффузионной длины достаточно давно, и для таких измерений разработан ряд методик [1—4]. Однако эти методики разрабатывались и применялись для кристаллов с достаточно большой диффузионной длиной, таких как 81 и ОаАз. И хотя при выводе выражений, используемых для обработки результатов измерений, как правило, указывались области их применимости, обычно при измерениях на кремнии проблем не возникало. В настоящее время большой интерес привлекают нитрид галлия и структуры на его основе, что обусловлено огромным потенциалом их использования в опто- и фотоэлектронике, а также в силовой электронике [5—8]. В пленках ОаМ
современного качества диффузионная длина не превышает 1 мкм, т.е. в большинстве случаев она меньше или сравнима с размерами области генерации неравновесных носителей заряда. При этом многие из условий применимости развитых для измерения Ь методов перестают выполняться. Именно это и вызывает необходимость более тщательного анализа измерений Ь в структурах на основе ОаМ. Не совсем обычная ситуация, также связанная с малой диффузионной длиной, наблюдается и при выявлении протяженных дефектов. Если в кремнии ширина изображения, например, дислокации в режиме наведенного тока в основном определяется размерами области генерации неравновесных носителей заряда (порядка глубины проникновения электронов К) и растет с повышением энергии пучка [9], то в ОаМ наблюдается обратная ситуация: ширина изображения уменьшается при повышении энергии пучка, а также при уменьшении диффузионной длины [10—14]. Эти результаты заставляют более тщательно проанализировать особенности применения метода НТ для измерений на пленках ОаМ и структурах на его основе.
В настоящей работе проведен анализ возможностей некоторых известных способов измерения диффузионной длины методом НТ и показано, что наиболее оптимальным для измерения диффузионной длины в субмикронном диапазоне является метод, основанный на измерении зависи-
6
81
82
ЯКИМОВ
Рис. 1. Схема, иллюстрирующая метод измерения диффузионной длины при изменении энергии первичных электронов.
мости эффективности собирания неравновесных носителей заряда от энергии пучка. Обсуждаются причины необычного поведения контраста дислокаций в методе НТ в материалах с субмикронной диффузионной длиной.
ИЗМЕРЕНИЯ ДИФФУЗИОННОЙ ДЛИНЫ В РЭМ
Прежде всего рассмотрим возможности и ограничения основных методов измерения диффузионной длины в РЭМ. В большинстве случаев для этого используется метод НТ, сигнал в котором формируется путем разделения рожденных электронным пучком носителей заряда в электрическом поле области пространственного заряда (ОПЗ) р—«-перехода или барьера Шоттки. Неравновесные носители заряда диффундируют от места генерации до ОПЗ, играющей роль коллектора. Все предложенные к настоящему времени методы основаны на измерении зависимости НТ от расстояния точки генерации неравновесных носителей заряда до коллекторного перехода [15—20]. Наиболее простым способом является измерение зависимости НТ, генерируемого точечным источником, от расстояния х до коллектора, расположенного параллельно пучку [15, 16]. При этом, если скоростью поверхностной рекомбинации можно пренебречь, спад тока с расстоянием описывается зависимостью 1(х) ~ ехр(—х/Ь). Учет поверхностной рекомбинации приводит к более сложному выражению, которое приведено в [15, 16]. Однако этот метод требует специального приготовления образцов, поскольку измерения проводятся на поперечном сечении, перпендикулярном плоскости р—«-перехода или барьера Шоттки. Поэтому при характеризации сравнительно новых материалов и, особенно, эпитакси-альных слоев на изолирующей или полуизолирующей подложке наибольшей популярностью в настоящее время пользуется планарная геометрия измерений, в которой в качестве коллектора используется барьер Шоттки или р—«-переход,
расположенный на поверхности исследуемого образца перпендикулярно электронному пучку. Диффузионная длина в этом методе также определяется из зависимости НТ от расстояния х точки падения пучка до границы ОПЗ [17, 18, 21—23]. Одним из основных достоинств этой геометрии является возможность проводить исследования планарных структур без препарирования образцов и, в ряде случаев, без информации о пространственном распределеним скорости генерации неравновесных носителей заряда электронным пучком (функции генерации). Хотя в [24] и получено выражение для описания зависимости 1с(х) с учетом поверхностной рекомбинации, в подавляющем большинстве работ зависимость НТ от х описывается более простыми соотношениями 1с(х) ~ ехр(-х/Ь)/х«, где « = 3/2 при скорости поверхностной рекомбинации 8 ^ да [17] и « = 1/2 при 8 = 0 [23], которые являются аппроксимацией более точного выражения [24].
Следует подчеркнуть, что приведенные соотношения для обеих методик получены в предположении точечного источника, поэтому они справедливы при х > Я, а при исследовании полупроводников с субмикронными диффузионными длинами это условие выполняется далеко не всегда, поскольку при значениях х, значительно превышающих Ь, сигнал НТ быстро падает. Хотя более точные выражения [15, 16, 24] и позволяют провести расчеты с учетом конечных размеров области генерации, для таких расчетов необходимо знать трехмерное распределение скорости генерации (функцию генерации). Кроме того, в планарной геометрии для применимости как приведенных выше асимптотических выражений, так и более общей формулы [24] необходимо, чтобы ширина ОПЗ Ж была много меньше Ь, что также при измерениях на нитридных пленках часто не выполняется. В противном случае полученные ранее выражения неприменимы и необходимо численное решение уравнения диффузии с соответствующими граничными условиями (обычно это Ар = 0 на границе ОПЗ, где Ар — концентрация неравновесных носителей заряда).
Поэтому, как указывалось в [4], для характери-зации образцов с достаточно малым значением Ь (Ь < Я) более надежным является метод измерения диффузионной длины в геометрии, когда пучок направлен перпендикулярно плоскости коллектора (мелкого р—«-перехода или барьера Шоттки), а изменение расстояния между границей ОПЗ Ж и областью генерации в-к-пар достигается варьированием энергии первичных электронов Еь, что приводит к изменению глубины их проникновения в образец (рис. 1) [19, 20]. В слу-
чае барьера Шоттки и не зависящей от глубины Ь НТ можно вычислить как в [25]:
Ic = e
J g(r) y(r) dr,
(1)
где g(r) — трехмерная функция генерации и у (г) — вероятность собирания, которая может быть получена, как показано в [26], из решения однородного уравнения диффузии с соответствующими граничными условиями. В одномерном случае, который соответствует рассматриваемой геометрии, у(г) = ехр[—(г — W)/L] при г > Ми у(г) = 1 при г < М, и (1) преобразуется в
W
Ic =
e Jh(z)dz + e Jh(z)exp [-(z - W)/L] dz, (2)
W
где 1т — толщина металла и к(г) = ^g(r)dxdy — зависимость скорости генерации в-к-пар от глубины г. Для ОаМ функция к(г) была рассчитана в [27]:
и \ 3.207 h(z) =-exp
R
Beth
-A
R
- 0.11
Beth
(3)
где ЯВеШ(мкм) = 0.0132Еь(кэВ)175 — длина пробега [42.8, г < О.Шве«.
по Бете и А = \ ' ' " ' ве№. Если Я > М и
\l6.5, г > 0.11^веШ функция к (г) известна, сравнение измеренной зависимости 1С(ЕЬ) с рассчитанной по формуле (2) позволяет определить величину Ь. Расчеты, проведенные в [4], показали, что в ОаМ для Ь > 20 мкм НТ в такой геометрии практически не зависит от энергии пучка и, соответственно, такие значения Ь не могут быть определены этим способом. Однако этот метод хорошо подходит для измерения субмикронных значений Ь.
Измерения диффузионной длины в эпитакси-альных пленках ОаМ толщиной несколько мкм путем сравнения измеренной и расчетной зависимостей наведенного тока от энергии электронов в РЭМ были проведены в [10, 28—30], где были получены значения в диапазоне от 70 до 400 нм. При этом наблюдалась хорошая корреляция между величиной Ь и плотностью протяженных дефектов. Более того, полученные этим методом значения Ь хорошо коррелировали со значениями, определенными другими методами, в частности путем сравнения профиля контраста дислокации с измеренным профилем [10]. Следует также отметить, что такая методика, в принципе, позволяет определять диффузионную длину в области размером порядка нескольких микрон, что дает возможность исследовать латеральное распределение
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.