Extlerimente z'ur Strahlaufweitu...

- institut für Schicht- und ionentechnik

Extlerimente z'ur Strahlaufweitu .,ge.-,.

Thomas Fuhrmann

Berichte des Forschungszentrums Jülich ; 2579ISSN 0366-0885

Institut

Schicht- und !onentoohn!kJÜ!-2579

Zu beziehen durch : Forschungszentrum JüIich GmbH Zentralbibliothek

Postfach 1913 ' D-5170 Mich . Bundesrepublik DeutschlandTelefon : 02461/ 61-61 02 . Telefax : 02461/61-61 03 - Telex: 833 556-70 kfa d

üüc~."c .s .I'd''i i~' ä~iÄevl~~

z e nog e.izg elm owemi.medx3

Abstract

In ion implatation experiments a homogeneous dosis is obtained by scanning a focused

ion beam frequently over the implantation area . A low dosis inhomogeneity of less then

1 % standard deviation as it is required for semiconductor doping can be achieved with

high frequency scans and well focused beams.

At large beam current of 10 mA or more the charge neutralisation is needed for

focussing the beam and therefore only slow scans either by magnetic deflection or by

mechanical movement of the target in respect to the beam are possibly . In this case the

scan method treats the implantation target badly . Discontinuously energy and charge

are deposed into the target which leads to spikes of temperature and electric fields . The

highest of these spikes depend on the beam power, the scan time, and the thickness and

the cooling of the target. The targets are treated more gently by the beam scan is

substituted by beam broadening in order that continuously energy and charge ie

deposited which merely leads to an average in temperature rise and electric field.

The beam broadening is best achieved by an electrical quadrupole which is a linear

foccussing / defocussing element, i . e . a gaussian beam distribution at the entrance at the

at the quatupol change into another gaussian distribution with a smaller / larger beam

diameter, at the target . For a homogenous beam distribution a non-linear element in

combination with the linear quatupole is needed, since the non linear element is able to

change the beam distribution qualitatively . As such a non-linear element a stack of

electrode frames with alternatively changing potentials ± V had been investigated and

tested. Such a structure acts as an mirror for ion beams approaching the frame under

glancing angles which are less then a critical angle a = 1 j / V/ U2 where e U is the beam

energy. The mirror deflection occurs in a narrow boundery region at the frame while

outside this region there is essentially no beam deflction.

By circular averaging the beam intensity which is experimentally verified by rotating the

target about the beam axis during the implatation time one can achieved radial intensity

distribution which deviate more than 2 to 5 % from an averge value . The result is very

sesitive to the focussing strangth of the quatrupole and thr alternating potential at the

ion reflector. It is less sensitivly effected by the beam alignement and the initial beam

shape.

Nevertheless, for exceptable dosis inhomogeneitly in 1 ° ö range the focussing strangth

of the quatrupole was deliberately change in order to obtain at the end of the

implantation time the minimum inhomogeneitly.

The experiments of beam expansion have shown the following results:

The relative accuracy of current measurement with the 14 Faraday cups was better

than 0.6 % cross checked by sheet resistence measurements . the absolute accuracy

was estimated to be less the 5 % .

Abstract

3

2. In implatation experiments on average more then 60 % of the incoming ion beam

current reach the target . 20 % of the beam is lossed due to targets and ion beam

reflector of circular and squared cross section, respectively.

3. With a controlled change of current density distribution, as in applicable for long

implantaion times, a final ion inhomogeneity was on average L6 % and had extreme

values of 3% and 0.5 % obtained in fourty runs.

4. For short implatation times (< 20 s ) one adjusts the ion current distribution of

minimum inhomogeneity. values of 1 .8 % and 0 .7 % were obtained from runs over

months for average, maximum and minimum imhomogeity, respectivly.

Experimente zur Strahlaufweitung

Inhaltsverzeichnis

Verzeichnis der Abbildungen 7

Verzeichnis der Tabellen 9

Einleitung 1

Regelungskonzept 5

Theorie der strahlenoptischen Elemente 7Drift 7Elektrischer Quadrupol 8lonenreflektor 9

Apperativer Aufbau 15Beschleuniger 15Elektrischer Quadrupol 15Der lonenreflektor 17Substratträger 17Hochspannungsversorgung 18Dimensionierung der Anlage 18Vakuumanlage 19Faraday-Becher 20Ladungsmessung 25Steuerung der Implantation 26

Implantation 29Schichtwiderstand 29Borirnplantation 30Tempern 31Widerstandsmes sung 32

Dosisvergleich 32

Strahlexperimente 35Winkelaufgelöste Strahlprofile 37Homogene Stromdichte 41

Dosishomogenität 47Diskussion der Ergebnisse 56

Zusammenfassung 59

Verzeichnis der Abbildungen

Abb . 1 . Ebener lonenreflektor 9Abb . 2. lonenbahnen 13

Abb . 3 . Reflekti ons ebenen 14

Abb. 4. Skizze der Implantationsanlage 16

Abb. 5. Montageplatte 17

Abb. 6 . Faraday-Becher 20

Abb. 7. Sekundärionenstrom 24

Abb. 8. Stromintegrationsschaltung 25

Abb. 9. Meßablauf 28

Abb . 10. Schichtwiderstands- und Ladungsmessung 33

Abb . 11 . Konstruktion der Stromdichte I (x,y) 37

Abb . 12 . Winkelaufgelöstes Strahlprofil 1 39

Abb . 13 . Winkelaufgelöstes Strahlprofil 2 40

Abb . 14 . Homogene Stromdichte 42

Abb . 15. Zeitliche Entwicklung der Inhomogenität 44

Abb . 16. Strahlprofile 48

Abb . 17 .

Strahlprofil _ _ _

_

_ _ 49

Abb . 18. Dosishomogenität 50

Abb . 19. Strahlprofile 51

Abb. 20. Strahlprofil 52

Abb. 21 . Dosishomogenität 53

Verzeichnis der Tabellen

Tab. 1 . Sekundärionenausbeute 23

Tab . 2. Genauigkeit der lonenstrommessung 34

Tab . 3. Stromdichten mit minimaler lnhomogenität 43

Tab . 4. Ausnutzung des lonenstroms 46

Tab . 5. Dosisinhomogenität 55

Einleitung

Die lonenimplantation ist eine vielfältig angewendete Methode zur Modifikation von

oberflächennahen Schichten in Festkörpern . Durch den Beschuß von Ionen mit Ener-

gien zwischen 10 und 200 keV werden die Ionen in einer Oberflächenschicht von bis zu

0.5 qcm deponiert, um die elektrischen, mechanischen oder optischen Eigenschaften zu

verändern /1,3,6/.

In der Halbleitertechnik wird die Implantation vorwiegend zur Erzeugung von p- oder

n-dotierten Schichten verwendet, z .B . durch Implantation von Bor- oder Arsen-Ionen in

Silizium. Dabei werden mit einer Arbeitsmaske aus Photolack in den Siliziumschichten

lokal Dotierungszonen erzeugt . Bei der Massenproduktion von integrierten Schaltkreisen

zeichnet sich dabei der Trend zu immer höheren Strahlströmen und größeren

Implantionsflächen ab, die mit mehreren Wafern bestückt sind und gleichzeitig behan-

delt werden /7/.

Weltweit und ausnahmslos wird die Implantation mit einem fokussierten I onenstrahl

hoher Stromdichte durchgeführt, der über die zu implantierende Fläche gerastert wird

/5/, Dabei ist die Stromdichte des fokussierten Strahls 100 bis 1000 mal höher als die

zeitlich gemittelte Stromdichte . In heute gebräuchlichen Implantationsaniagen erreicht

man eine gleichmäßige Dosis, deren Inhomogenität nicht mehr als 1% Standardabwei-

chung /3/ ist, durch das Rastern mit zwei unterschiedlichen Frequenzen im Verhältnis

1 :10 für die Strahlablenkung in x- bzw . y-Richtung. Außerdem überstreicht der Strahl

mehrmals die Implantationsfläche . Für die Ablenkung des Strahls werden elektrische

oder magnetische Felder verwendet, oder es wird nicht der Strahl bewegt, sondern die

die elektrischenY .a

_5_ _ Ablen-

kungen

Probe durch Rotation und Translation . Schnell sind dabei nur die elektrischen

(< 1000 Hz), langsam die magnetischen Ablenkungen (<10 Hz ) des Strahls,

und im allgemeinen noch langsamer sind die Bewegungen von Proben (< 1 Hz).

Unabhängig davon, wie die Strahlrasterung auch durchgführt wird, bedeutet das

Implantationsverfahren mit Strahlrasterung bedeutet eine recht unsanfte Behandlung

von Wafer und Arbeitsmaske . Für eine kurze Zeit wird nämlich die gesamte Energie und

die elektrische Ladung des Strahls an einer Stelle deponiert . Dies führt zu lokalen Spit-

zenwerten von Temperatur und elektischem Feld, die vor allem den empfindlichen

Photolack schädigen können /8/ . Bei niedrigen Strahlströmen und bei schneller Ablen-

kung mit Ablenkfrequenzen größer als 100 Hz sind die Temperatur- und

Felderhöhungen vernachlässigbar. Sie werden erst in Hochstrom-Implantationsanlagen

wirksam, weil eine schnelle Strahlablenkung nicht mehr möglich ist .

Einleitung

1

Eine Fokussierung des Ionenstrahls bei hohen Strömen ist wegen der starken

Defokussierungskräfte nur noch möglich, wenn die Ladungen des Zonenstrahls durch

eingefangene Elektronen fast vollständig, d .h. zu mehr als 98% ladungskompensiert sind.

Elektrische Querfelder, wie sie zur elektrischen Ablenkung benötigt werden, zerstören

diese Kompensation zumindest teilweise und verändern die Strahlfokussierung um so

mehr, je mehr der Strahl abgelenkt wird. Die Beeinflussung der Strahlfokussierung be-

einträchtigt damit die erreichbare Inhomogenität . Aus diesem Grunde besitzen

Hochstrom-Implantationsanlagen mit Strömen von 10 mA und mehr nur noch magne-

tische Strahlablenkungen oder mechanische Vorrichtungen zur Bewegung der Probe re-

lativ zum Strahl, d .h. die Ablenkung ist langsam, 10 -0 .1 Hz.

In diesem Kontext ist es naheliegend, die Strahlrasterung, die bei hohen Strahlströmen

zu einer unsanften Waferbehandlung führt, durch eine Strahlaufweitung zu ersetzen, die

die sanfteste Waferbehandlung sicherstellt, d .h. statt nacheinander an verschiedenen

Stellen den ganzen Strahlstrom mit der extrem großen Stromdichte des fokussierten

Strahls zu applizieren, soll gleichzeitig an allen Stellen mit der 100 bis 1000 mal ge-

ringeren Stromdichte des aufgeweiteten Strahls implantiert werden. Selbstverständlich

muß mit dem geänderten Verfahren der Strahlaufweitung sichergestellt werden, daß mit

Dosisinhomogenitäten, wie sie in der Halbleitertechnik gefordert werden, d .h.

Inhomogenitäten von höchstens 1%, Implantationen durchgeführt werden können.

Es dürfte schwierig, wenn nicht gar unmöglich sein, eine zweidimensional homogene

Stromdichte einzustellen. Dies ist aber auch nicht unbedingt für eine

Dosisinhomogenität erforderlich, denn die Dosis ist das Produkt aus Stromdichte und

Implantationszeit . Es genügt vielmehr, gezielt leicht inhomogene Strahlstromdichten

einzustellen, die dann am Ende der Implantationszeit zu der gewünschten homogenen

Dosis führen.

Mit diesem grundsätzlichen Konzept wurde eine Strahlaufweitungsanlage /4/ konzipiert

und eine Implantationsanlage aufgestellt, bei der ein Strahlstrom von maximal I mA zur

Verfügung steht. Experimentell kann also nicht aufgrund

~°----~---des gerin gen Stroms die

Sanftheit der Waferbehandlung demonstriert werden.

Die Anlage besteht aus einem elektrischen Quadrupol, mit dem der lonenstrahl aufge-

weitet wird, aus einem neuartigen Zonenreflektor, der ein nichtlineares strahlenoptisches

Element ist, aus einer rotierenden Irnplantationsscheibe mit Faraday-Bechern zur Mes-

sung der Stromdichteverteilungen und aus einem Experimentrechner für die Steuerung

der Anlage. Durch Variation der Quadrupolspannung wird der Anteil des Ionenstrahls,

der vom Zonenreflektor beeinflußt wird, geändert, was zu qualitativ anderen Strahlpro-

filen führt.


In dieser Arbeit werden die einzelnen Komponenten dieser Anlage beschrieben . Es wird

Tiber experimentelle Ergebnisse zu Strahlstromprofilen und zu erreichten

Dosisinhomogenitäten berichtet . Bei Beginn der Diplomarbeit war die Anlage aufgestellt,

ohne daB alle Funktionen der Komponenten getestet waren . Während der Testphase

wurde eine Reihe von Verbesserungen getroffen, ohne die so gute Resultate nicht hätten

erzielt werden können .

Einleitung

3

Regettmgskoztzept

Wie in der Einleitung schon angedeutet, zielt das Konzept der Zonenimplantation auf

eine homogene Enddosis ab . Dies erlaubt, mit zeitlich sich ändernden und inhomogenen

Stromdichten während der Implantation zu arbeiten . Da es sich um eine schonende

Implantation handeln soll, muß die räumliche Inhomogenität der Stromdichte gering

bleiben. Es werden deshalb nur Strahlprofile mit einer maximalen Inhomogenität

+20% zugelassen.

Die Dosis ist als ein Zeitintegral über eine von Ort und Zeit abhängige

Teilchenstromdichte j(i,t) definiert .

T

D(;'-) =~ j(r ,t)dt

a[L1]

Man betrachtet nun Teilchenstromdichten, die von einem Parameter k abhängen und

keine Zeitabhängigkeit besitzen . Mit dieser Annahme läßt sich die Enddosis D durch

eine Summe annähern .

D l r ) = ~jk(r ) tk + DRest(Y )

=

jk ist dabei eine rein ortsabhängige Teilchenstromdichte und tk die Anwendungszeit dieser

Dichte. Da im Fall der Implantation nur Teilchen auf dem Target deponiert, jedoch

keine entfernt werden können, gilt die Nebenbedingung nicht negativer Anwendungs-

zeiten tk .

tk � 0

Ist man also in der Lage, die Strahlprof le in Abhängigkeit der Parameter k über die Zeit

tk konstant zu halten, und ermöglicht die Schar dieser Profile { Jk(Y)} eine Zerlegung der

Dosis mit hinreichend kleinem Rest DRPSr , so bietet dies die Möglichkeit, aus räumlich

inhomogenen Stromdichten eine homogene Dosis zu erzeugen.

Bis hierher handelt es sich noch um ein zweidimensionales Problem in der Targetebene.

Läßt man das Target mit einer Frequenz w rotieren, so ermöglicht eine Mittelung der

Stromdichte j(r) über jeweils volle Umdrehungen, Gleichung (2) in eine Summe aus

Dichten in Abhängigkeit. der radialen Komponente r umzuschreiben.

D(r) = Jk(r) tk + Drresr( r)

_

[1 .4]

Regelungskonzept

5

Die Zeiten tk sind nun ganzzahlige Vielfache der Umdrehungszeit-IT

. Da die Strom-

dichte j(r) auch eine winkelabhängige Inhomogenität enthält, führt die Anwendung einer

unvollständigen Drehung des Targets zu einer zusätzlichen Inhomogenität der Dosis.

Die Umdrehungsfrequenz kann jedoch nur für eine der Anwendungszeiten t k so einge-

stellt werden, daß vollständige Umdrehungen möglich sind . Deshalb muß die Frequenz

so groß gewählt werden, daß die, während einer Drehung implantierte Dosis,

vernachlässigbar ist.

Die Bestimmungsgleichungen für die tk verlangten wie bisher die Kenntnis des gesamten

radialen Verlaufes der Stromdichte j(r) . Beschränkt man sich auf eine Anzahl M von

Meßpunkten mit unterschiedlichem radialen Abstand, so ergibt sich ein lineares

irrhomogenes Gleichungssystem mit der Nebenbedingung eines Lösungsvektors mit

nichtnegativen Komponenten aus der Forderung der kleinsten Quadratischen Abwei-

chung für D(r) /111 .

Mr") ®

.Ik(rj)tk

tk > 0, E IL.*~

j ~-

Dabei muß gewährleistet werden, daß die Anzahl der Meßpunkte groß genug ist, um die

Strahlstrukturen aufzulösen. Im Fall unserer Faraday-Becher, die eine mittlere Strom-

dichte über einen Bereich ± ä r messen, muß ebenfalls gewährleistet werden, daß

Inhomogenitäten bei dieser Mittelung nicht verloren gehen.

Zusammengefaßt lauten die Bedingungen:

1 . Reproduzierbarkeit der Strahlprofile

'►L . keine V :iELEE]~lli

" .i rÜll~ der Stromdichteh lSPr ~'4rnmr~irhta wähn-end der Anwendungszeit

3 . verschiedenartige Strahlprofile, mit denen das Gleichungssystem (5) hinreichend gut

gelöst werden kann

//~~. hinreichend hohe Drehfrequenz

5. genügende Ortsauflösung der Sromdichtemessung

''i


Da Punkt (2) schnell bei langen Implantationszeiten zu Widersprüchen führt, besteht

die Möglichkeit, die gesamte Implantationsdauer zu unterteilen . Die Strahlprofilmessung

des einen Abschnittes findet dann in der Berechnung der Anwendungszeiten des

nächsten Abschnittes Verwendung .

Theorie der strahlenoptischen Elemente

Das Experiment zur großflächigen homogenen Implantation beruht auf der Eigenschaft

strahlenoptischer Elemente, verschiedenartige Stromdichten auf der Implantationsfläche

zu erzeugen . Diese können dann zu homogenen Stromdichten überlagert werden oder

besitzen die geforderte Inhomogenität . Die Wirkungsweisen der drei strahlenoptischen

Elemente, Drift, Quadrupol und lonenreflektor, werden kurz beschrieben.

Drift

Unter der Drift /10/ versteht man nichts anderes als die Ausbreitung des lonenstrahls

ohne äußere Kräfte entlang einer Geraden . Für nichtrelativistische Teilchen, wie es die

im Experiment verwendeten 100 keV Ar + darstellen, ergibt sich damit für nicht

wechselwirkende Ionen eine geradlinig gleichförmige Bewegung aus der

Differentialgleichung 2 .1

m x(t) =0.

In der Beschleunigerphysik schreibt man diese Gleichung in eine Differentialgleichung

der Ortsvariablen z um, wenn sich die Geschwindigkeit vz = i der Ionen in Richtung der

optischen Achse z nicht ändern . Für die Drift ist Gleichung (2) exakt erfüllt.

oz =tonst.at[2,2]

Damit entstehen aus der dreidimensionalen Differentialgleichung (1) die folgenden 2

Gleichungen :

Ti2 2x

2v2m

G°

X=

= 0zö`t

`äz

Ö2V

2 Ö2 V

PY! ,2 = v2m^2

= 0-Or

°z

Da es sich um eine lineare Differentialgleichung handelt, läßt sich die zeitliche Entwick-

lung durch eine Matrix darstellen . Ein Ion, das sich zum Zeitpunkt t= 0 am Aufent-

haltsort (x(z(0)), y(z(0)) )tr mit einer Geschwindigkeit (x'(z(0)), y'(z(0)) ) befindet, er-

reicht zum Zeitpunkt t den Wert

[2.3]


7

x(t)

1 L

x(O)x'(t)

0 1x'(0)

'

wobei 1,-t

die Länge des zurückgelegten Weges entlang der z-Richtung darstellt.

Analog lautet die Matrixdarstellung für die y-Komponente.

Elektrischer Quadrupol

Der elektrische Quadrupol /10/ besteht aus je zwei positiv und negativ vorgespannten

Polen. Diese sind gleichmäßig auf einen Kreis angeordnet, und je zwei gleichartige Pole

liegen sich gegenüber . Die Bewegungsgleichung eines Ions mit Ladung q und Ge-

schwindigkeit vZ in einem elektrischen Quadrupol mit hyperbolischem Querschnitt der

Polschuhe lautet :

rnx" = - q(V 2 z (x2y2)) 2a

VZ

Der zweidimensionale Vektor x ist hier wieder eine Funktion der Variable z . U steht hier

für den Betrag der Spannung und a für den Abstand der Pole von der optischen Achse.

Gleichung 2 .7 zerfällt in zwei unabhängige Differentialgleichungen fair die x-und y-

Komponente, wobei sich beide Differentialgleichungen nur im Vorzeichen unterscheiden.

Für die y-Komponente lautet die Differentialgleichung:

y„=2Uq

= n~.mv

2 I2

Da die Lösungsmenge aus Linearkombinationen aus sinn- und cosh- Funktionen be-

steht, kann der Zustand des Ions zur Zeit t wieder durch eine Matrixmultiplikation mit

dem Anfangszustand dargestellt werden. Eine Zerlegung der Matrix veranschaulicht die

Wirkung des Quadrupols.

! y( t)1 -

1( Lo (

1

0 ) f 11,0) (y(0)

y'(t)

~ 0 1)

s~ sinh(S2L) 1

0 1)

y'(o)1

J

1

I,0

tanh( 2L )

Matrix 1 und Matrix 3 gehören zu einer Drift der Länge L 0 . Die Matrix 2 bedeutet

analog zur Lichtoptik eine Defokussierung mit Brennweite 11(asinh(Q L)). Die


[2 .4]

[2.7]

[2.8]

[2.9]

[2.10]

Differenzialgleichung fir die x-Komponente unterscheidet sich nur im Vorzeichen, so

daß eine Linearkornbination aus cos-und sin- Funktionen die Lösungen bilden. Die

Zerlegung der Matrix ergibt wie oben zwei Driftstrecken der Länge tan(Q L/2) und

eine Fokussierung mit einer Brennweite 1/(Q sin(2 L)).

lonenreflektor

Analog zur Drift und dem elektrischen Quadrupol soll die Bewegung der Ionen im

Reflektor beschrieben werden /13,14/ . Dazu wird das Potential des lonenreflektors be-

nötigt.

Abb. 1 . Ebener Zonenreflektor: Elektrodenebene im Abstand a zur optischen Achse . .? 2 ist

der Abstand der Elektroden, d der Durchmesser, +AV die anliegende Spannung /14 .

1 1

1111

11111111111 I

LJ~ LJ Li LJ LJLJLJ LJ .LJ Li


9

Der Reflektor besteht aus parallelen in einer Ebene angeordneten Elektrodenstangen.

An diesen äquidistanten Elektroden liegt abwechselnd die Spannung ± AV an. Das Po-

tential ergibt sich aus der Laplace-Gleichung

A(D =0

[2.11]

und der Randbedingung , daß das Potential C in der Elektrodenebene periodisch von

der z-Komponente und unabhängig in der y-Komponente ist . Betrachtet man die erste

harmonische Näherung dieser Randbedingungen (GI . 2.12), so läßt sich die

Potentialfunktion analytisch angeben.

(D(x = a,y,z) -- A Vsirr( - a [2.12]

eosh(Qx)[2.13]0(x,y,z)

U -l- A V=sinh(Qa) sm(Qz)

21-f [2.14]Q_A

Das Potential fällt auf der Längenskala 1/Q exponentiell vom Reflektor in x-Richtung

ab.

Die Bewegungsgleichung eines Ions mit Ladung q in einem Potential lautet:

- [2.15]

Fiir AV klein gegen li ändert sich die z-Komponente der Geschwindigkeit vZ des Ions

kaum..

az

2_

at-vz-q(

271 )[2.16]

10


U ist somit das Potential der einfallenden Ionen. Damit lautet die Differentialgleichung

in Abhängigkeit der Variablen z:

d2x

®V

äz2

1

exp( -Q(a - x)) sin(Qz)

Die vorbeifliegenden Ionen sehen nun ein sich schnell änderndes Potential, während sie

den Reflektor passieren . Das legt den auch durch numerische Lösung bestätigten Ansatz

eines schnell oszillierenden Lösungsanteiles Ax(z) und eines sich langsam verändernden

Anteils :x nahe .

x = Y (z) + Ax(z)

[2.18]

Es läßt sich dabei zeigen, daß der schnell oszillierende Anteil betragsmäßig klein gegen

ist . Damit folgt nach konsequenter Bildung des Erwartungswertes

und

Vernachlässigung höherer Terme von A(z) die Bewegungsgleichung von x

d2Y

2

612 2

2 (AV )

Qexp( -2Q(a - x))

Dies zeigt, daß auf die Ionen ein effektiv fokussierendes Potential wirkt.

2 ( ~~ ) exp( -2Q( - x))

[2.2I;]

Für die Bewegung der Ionen gemäß (9) läßt sich ein kritischer Grenzwinkel a mit der

Eigenschaft der Refiektion für a < wund keine Reflektion für a > a~,einfihren .

[2.21]

[2.17]

[2.19]

Theorie der strahlenoptisehen Elemente

11

\/< V(Z)>

g^ AV

< > ist die mittlere quadratische Abweichung giber die z-Komponente . Für die harmo-

nische Näherung lautet der Grenzwinkel :

1

AVa= ,v/y ( 2b7)

[2.22]

Für die Bewegung des Ions folgt aus der z-Unabhängigkeit des Potentials, daß Einfalls-

und Ausfallswinkel zur Elektrodenebene gleich sind. Die Lage des Uni.kehrpunktes hängt

vom Einfallswinkel der Ionen und der Größe 1/Q ab. Dieser gibt dabei die Skala an, auf

der das Potential exponentiell abfällt . Da jedoch interessiert, wie das Potential sich über

den Abstand a von der optischen Achse ändert, wird Qa zur charakteristischen Größe

des Ionenreflektors.

Zusammenfassend läßt sich also sagen:

1. Ionen werden analog zur Totalreflektion von Lichtstrahlen an der Elektrodenebene

reflektiert.

2. Die Lage dieser Reflektionsebene hängt von der Energie der Ionen

( Einfallswinkel) sowie der Steilheit des Potentials (Q a) ab . Mit höherer Energie

und größerer Steilheit ruckt die Reflektionsebene an die Elektrodenebene heran.

3. Es existiert ein kritischer Winkel a. für Reflektion.C.

Bisher wurde nur das Verhalten der Ionen an einer Elektrodenebene betrachtet . Der

experimentelle Aufbau besteht jedoch aus 26 hintereinander gestaffelten quadratischen

Elektroden . Da das Potential exponentiell auf der Skala Qa abfällt, wirkt nur in un-

mittelbarer Mähe der Elektrode eine Kraft auf die Ionen. Es läßt sich somit der

experimentelle Aufbau durch 4 unabhängig voneinander wirkende Elektrodenebenen

annähern. Die Ebenen befinden sich bei y = ±a parallel zur xz-Ebene und bei x = ±a

parallel zur yz-Ebene.

12 ' ` Experimente zur Strahlaufweitung

Numerische Lösungen der Bewegungsgleichung für ein Ion an einer Elektrodenebene

zeigen, daß die unter Punkt 1) und 2) aufgestellten Aussagen über die Bewegung erfüllt

sind.

Abb. 4 zeigt Zonen unter gleichem Winkel zur optischen Achse, die an zwei Elektrode-

nebenen mit unterschiedlichem Elektrodenabstand l reflektiert werden . Man erkennt den

schnell oszillierenden Anteil mit der Periodizität der Elektroden, dessen Amplitude mit

kleineren Elektrodenabständen abnimmt . Die Reflektionsebene verschiebt sich bei Ver-

kleinerung des Elektrodenabstandes hin zur Elektrodenebene . Einfall-und Ausfallwinkel

sind gleich.

Abb. 2. Ioneithabnem Die Ionen treffen unter einem Winkel a = a cj3 auf den Reflektor.

Das Verhältnis von Elektrodenpotential A V und Zonenpotential U beträgt 1 ;4. Die

Bahnen far die charakteristische Größe des Reflektors Qa sind für 2 und 5 aufgetra-

gen /14!.

a

Qa _ r

3 I I ~_ ~10

20

30 (4a) z

40


13

Abb. 3. Reflektionsebenen : Abhängigkeit des Reflektionsverhaltens der Ionen vom Nei-

gungswinkel gegen die optische _c Achse . Symbole wie

Das Verhältnis~y~~~~.,~., wie in Abbildung

von Elektrodenpotential AV und Zonenpotential U beträgt 1/4 / 14/.

Bei Werten von Qa über 10 läßt sich der oszillierende Anteil , wie aus Abbildung 5 zu

erkennen ist, nicht mehr auflösen. In dieser

ist die Abhängigkeit derdiese'~ Abbildung

Reflektionsebene vom Winkel a zur optischen Achse aufgetragen. Es zeigt sich die Ver-

schiebung der Reflektionsebene in Abhängigkeit des Winkels.

14


Apperativer Aufbau

Die Anlage zur Strahlaufweitung ist an eine herkömmliche Implantationsanlage ange-

koppelt . Sie besteht aus einem Quadrupol, einer Drift, einem Ionenreflektor sowie dem

Substrathalter fair die Siliziumscheiben und die Faraday-Becher . Der Quadrupol über-

nimmt dabei die Aufgabe, durch verschieden starke Aufweitung den Teil des

Zonenstrahls, der auf den Ionenreflektor trifft, zu varieren . Dadurch entstehen qualitativ

unterschiedliche Strahlprofile, deren Überlagerung eine homogene Dosis ermöglichen.

Im Folgenden werden die Komponenten detailiert beschrieben.

Beschleuniger

Das Experiment zur großflächigen Zonenimplantation wurde an einer herkömmlichen

Implantationsanlage mit einer maximalen Beschleunigungsspannung von 200 keV

durchgeftIhrt . Der Beschleuniger besitzt eine Freeman-Quelle mit einer Vorbeschleu-

nigungsspannung von 20 kV. Die anschließende Massenseperation geschieht durch einen

Biegemagneten, bevor die Ionen in die Beschleunigungsstrecke gelangen . Ein Triplett

fokussiert den lonenstrahl, der bei der herkömmlichen Implantation durch zwei Paare

elektischer Ablenkplatten in beiden Richtungen gerastert werden kann /5/ . Die Strom-

stärke kann bei einer Beschleunigungsspannung von 100 keV für Ar m -tonen bis zu I

mA betragen.

Elektrischer Quadrupol

Die Wahl eines elektrischen Quadrupols zur Auffächerung des Ionenstrahls beruht auf

seiner Eigenschaften, mit kleinen Spannungen von etwa 3-6 kV die notwendige Aufwei-

tung des Strahls zu erreichen. Im Gegensatz dazu benötigt zum Beispiel eine elektrische

Einzellinse Spannungen in der Größenordnung der Beschleunigungsspannung der Ionen

/15/ . Da im Regelungskonzept durch die Änderung der Quadrupoispannung das Strahl-

profil variiert wird, erniedrigt eine kleine Spannungsdifferenz die Umschaltzeiten bei

handelsüb lichen Hochspannungsversorgungsgeräten.

Der Quadrupol besitzt eine Appertur von 75 mm zwischen den zylindrischen Polschuhen

von 320 mm Länge und einen Krümmungsradius von 50 nom . Die Polschuhe sind auf

einem Kreis angeordnet, wobei gegenüberliegende Pole gleiches Vorzeichen der Span-

nung besitzen. Die maximal zulässige Spannung zwischen .ungleichen Palen beträgt 40

Apperativer Aufbau

15

auadrupot

M

iilllll

\

!

111111

11

Ili

WWII

Reflektor

0300Tur ~

14 Faraday

Cups

Der lonenreflektor

Der lonenreflektor besteht aus 26 quadratischen Rohrrahmen aus verchromtem, po-

liertem Kupfer . Radius der Röhren und Abstand der Rahmen betragen 20 mm. Die

hintereinander montierten Rahmen besitzen eine Seitenlänge von 420 mm, so daß die

Höhe und Breite des vom Rahmen gebildeten Kanals 340 mm betragen . Übernächste

Nachbarn sind durch zwei seitlich verlaufende Montageschienen elektrisch leitend ver-

bunden. Die beiden Schienen sind über Isolatoren aneinander geschraubt. Diese Kon-

struktion befindet sich an zwei gegenüberliegenden Seiten des Rahmens, so daß der

Reflektor als Ganzes in die Anlage eingebaut werden kann . Die Länge des

Zonenreflektors beträgt 1500 mm, sein Gewicht 1800kg.

Substratträger

0 Positionen der Faraday-Becher

Positionen der Siliziumscheiben

Abb. 5. Montageplatte: Lage der 14 Faraday-Becher und der 5 Sili7iumscheiben.

Apperativer Aufbau

17

Die zur Bestrahlung verfügbare Fläche beträgt 707 cm2', die mit fünf 10 cm-

Siliciumscheiben bestückt werden kann . Dabei bleiben die Positionen der 14 Faraday-

Becher offen (Abb. 6). Die Faraday-Becher befinden sich zwischen der Grundplatte, auf

die diese geschraubt sind und einer Montageplatte für die Siliciumscheiben, die beide aus

Aluminium gefertigt sind . Montage- und Grundplatte sind durch vier Abstandshalter

miteinander verbunden . Die Montageplatte ist nur festgeklemmt und kann leicht abge-

zogen werden. Das System aus Grundplatte, Montageplatte und Faraday-Becher ist auf

eine hohle Achse geschraubt, die über eine hochvakuumdichte Ferrofluid-

Drehdurchführung nach außen geführt wird . Im Inneren der Achse liegen die elek-

trischen Zuleitungen für die Faraday-Becher . Die Achse wird von einem Motor über

einen Zahnriemen angetrieben . Die maximale Umdrehungsfrequenz des Substrattägers

ist 2 Hz.

Hochspannungsversorgung

Die Strahlaufweitungsanlage ist ausgelegt für Ionen mit einer maximalen Energie von

200 KeV. Dazu werden Spannungen von ±50 KV am Reflektor benötigt . Das

Hochspannungsnetzgerät versorgt die Elektrode mit einer negativen bzw . positiven

Spannung von maximal 60 KV. Die Spannung des Quadrupols kann von einer weiteren

Spannungsquelle mit maximal 20 kV belastet werden . Die Anstiegszeit von 2 kV auf 1S

kV ist maximal 50 ms . Die Anstiegszeit ist klein gegen die Periodendauer einer

Substratumdrehung und vernachlässigbar gegen die Implantationszeiten . Die Zufüh-

rung der Spannung zum lonenreflektor bzw . zum Quadrupol erfolgt durch

vakuumdichte Hochspannungsdurchführungen. Die außenseitigen Anschlüsse dieser

Durchführungen sind in Aluminiumzylindern gekapselt . Die Abschirmungen der elek-

trischen Leitungen sind mit diesen verbunden, so daß der gesamte auf Hochspannung

liegende Teil der Anlage sich in einem Faraday-Käfig befindet . Das verhindert bei

liberschlägen Störungen der übrigen elektrischen Geräte . Alle Spannungsgeräte sind

durch Spannungen von 0 - 10 V analog zu steuern.

Dimensionierung der Anlage

Die Abmessungen der Anlage ergeben sich aus der Größe der Implantationsfläche und

dem maximal möglichen Divergenzwinkel von ±5° . Der größte Teil der die

Implantationsfläche erreichenden Ionen hat jedoch nur eine Divergenz von ±2 .5° Die

Länge des Reflektors ergibt sich daraus, daß ein am Anfang des Zonenreflektors auf-

treffendes Ion die Mitte der Implantationsfläche erreicht . Die Lage des Quadrupols ist


schließlich durch den rückwärtigen Schnittpunkt der I onenbahn mit der optischen Achse

bestimmt.

Die lichte Höhe des Reflektors mit 340 mm ist so gewählt, daß flach auftreffende Ionen

am Reflektorende, deren Umkehrpunkt besonders nahe an der optischen Achse liegt, den

Rand der Implantationsfläche treffen . Dadurch ist gewährleistet, daß alle reflektierten

Strahlen auf die Implantationsfläche treffen . Die quadratische Form des Reflektors

wurde gewählt, um die bei einer rotationssymmetrischen Anordnung auftretenden In-

tensitätsspitzen auf der optischen Achse zu vermeiden.

Die Zahl der Elektroden wurde unter Berücksichtiung der Überschlagsfestigkeit des

Reflektors möglichst groß gewählt, um etwaige Strukturen in den Intensitätsprofilen

durch die Periodizität der Elektrodenspannung auszuschließen. Die maximale Feldstärke

ergibt sich bei einer stabförmigen Elektrode von 2 cm Radius und einer Spannung von

50 kV zu etwa 50 kV/cm.

Vakuumanlage

Der Basisdruck der Anlage liegt bei 5 x l0-$mbar. Dies wird mit Vitondichtungen und

zwei Kryopumpen von 3600 und 900 ltr; s Saugleistung erreicht . Der Arbeitsdruck der

Kryopumpen (<10 -mbar) wird durch eine Drehschieberpumpe als Vorpumpe sowie

durch eine Turbomolekularpumpe erzeugt . Um das große Vakuumvolumen von

Reflektor, Driftstrecke und Quadrupol nicht bei jeder Bestückung der Substratträger zu

belüften, sperrt ein Schieber diesen Bereich gegen die Probenkammer mit dem

Substratträger ab . Mit der kleinen Kryopumpe kann in der Probenkammer in etwa 12

Minuten ein Druck von 10 -mbar erreicht werden . Die Kryopumpe mit der hohen

Saugleistung befindet sich unterhalb des Reflektors.

Einen Druck von 10 -3-mbar messen Thermovakuumeter in der Probenkammer und am

Reflektor. Bei einem kleineren Druck stehen zwei lonisationsvakuummeter am

Quadrupol und am Reflektor sowie ein Penning-Vakuummeter in der Probenkammer zur

Verfügung.

Apperativer Aufbau

19

Faraday-Becher

Zur ständigen Regelung der Quadrupoleinstellung benötigt die Steuerung die Kenntnis

der implantierten Dosis sowie die radiale Verteilung der Stromdichten auf dem

rotierenden Substrathalter . Diese Informationen werden durch 14 radial angeordnete

Faraday-Becher /18,16,24/ mit anschließender Integration der elektrischen Ströme über

mehrere Umdrehungen gewonnen . Die baugleichen Faraday-Becher bestehen aus einer

kreisrunden Blende, einer Gegenelektrode und der Prallplatte . Die Blende und die Prall-

platte befinden sich auf Erdpotential, während an der Gegenelektrode eine negative

Spannung anliegt . Es ist dabei darauf geachtet, daß Gegenelektrode und Prallplatte mit

Zuleitung getrennt gegen Erde isoliert angebracht sind.

010

y► ."''~1►~ ~r ~'~.~~i~► ~~~7► .i~~i~~= .%•r:••.~~:;•3:•:•.+:.:. .~~~+~•~~ , ♦.~st•~a~.~..

"~~~~~~~~V•►

._..,'~~.

'~~~ri.~

W:" LN11MV...' -•~!+•a •.~ ~►•i !O+!~ ! '+~ß►-•~. .

.+~~`~►~~''~~ ~,

Gra•hite

Graphite At

Abb. 6. Faraday-Becher :

0®300 V

20


Diese drei wesentlichen Bauteile befinden sich in einem Aluminiumzylinder , der seiner-

seits auf einen Aluminiumfuß gesteckt und durch zwei Schrauben markiert ist . Durch

eine Schraube wird der Fuß auf eine Grundplatte befestigt . Die Gegenelektrode aus

Aluminium wird durch einen 1 mm dünnen Teflonzylinder gegen den Außenmantel iso-

liert . Dieses System aus drei ineinandergesteckten Zylindern wird durch eine Schraube,

die gleichzeitig als Spannungszuführung genutzt wird, gehalten . Die Zuführung ist

ihrerseits gegen den äußeren Aluminiumzylinder durch einen eingepreßten Teflonring

von 3 mm Außendurchmesser und I mm Innendurchmesser isoliert.

Die Graphitblende mit einem Innendurchmesser von 1 cm wird auf den

Aluminiumzylinder aufgepreßt . Die zur Strommessung benötigte Leitung von der Prall-

platte wird von einem Messingstab durch den Aluminiumfuß geführt . Der Messingstab

endet in einem in der Grundplatte eingesetzten Stecker . Isoliert wird dieser Stab durch

ein Teflonröhrchen, das gleichzeitig als Führung im Aluminiumfuß dient und über den

es leicht hinausragt . Da die Graphitplatte an dem Messingstab angeschraubt ist, kann

das System aus Platte, Stab und Teflonröhrchen durch eine Teflonmutter am Fuß

festgeschraubt werden . Dabei wird das Röhrchen gegen einen Vorsprung am unteren

Ende der Bohrung des Fußes festgezogen.

Diese in sich geschlossene Bauweise ermöglicht einen schnellen Austausch des gesamten

Faraday-Bechers, der nur durch die Schraube im Fuß befestigt ist . Die Spannungszu-

führung kann durch einen Stecker unmittelbar an der Durchfiihrungsschraube

abgeklemmt werden . Die Spannungsversorgung der einzelen Faraday-Becher erfolgt in

Reihe.

Um eine Eichung der 14 Faraday-Becher zu vermeiden und es in der Anlage keine

Möglichkeiten gab, eine zuverlässige Eichung mit 0.5% Genauigkeit durchzuführen,

müssen besondere Ansprüche an die mechanische Fertigung und an das Material gestellt

werden. Fehlerquellen treten bei ungleichen Blendendurchmessern oder bei gegenseitiger

Verkippung der Blenden auf. Die Blenden mit einem Durchmesser von 1 cm verlangen,

um eine Genauigkeit der Blenden von unter 0 .5% zu gewährleisten, eine Fertigungsto-

leranz von ±0 .1 mm. Die Kippung der Blende kann durch Schräglage des gesamten

Faraday-Bechers zur Grundplatte oder verkantet aufgesetzte Blenden verursacht werden.

Die Kippung darf 5 ° nicht überschreiten .

Apperativer Aufbau

21

Wichtig ist die Materialwahl der Prallplatte . Dazu betrachtet man einen lonenstrahl I.

Dieser trifft auf die Prallplatte und auf die Elektrode . IE sei der Anteil, der über die

Elektrode abfließt. Der Strom I- IE erreicht die Prallplatte . Durch die Graphitplatte

treten außerdem im lonenstrom mitgeführte Elektronen, deren Stromanteil sei le .Durch

Umladung erzeugte neutrale Teilchen beeinflussen die elektrische Messung nicht. Ihr

Anteil ist für den Arbeitsdruck von 10 -6 mbar für die Implantation vernachlässigbar /16/.

Die 100 keV Ionen erzeugen Sekundärelektronen und Ionen . Die Strombeiträge auf der

Prallplatte sind Ipe bzw.Ip, und IE, bzw. IE„ wenn die Primärionen die Prallplatte oder die

Elektrode erreichen . Zusätzlich gibt es rückgestreute Ionen mit dem Strombeitrag IR.

Die Strombilanz an der Prallplatte lautet somit:

Ip = --IE -Ie +Ipe -Ipi -IEe -IE;+ IR

Weitere Beiträge aus tertiären Ionen oder Elektroden werden nicht beachtet, da gleich

gezeigt wird , daß obige Prozesse vernachlässigbare Beiträge zum Prallplattenstrom lie-

fern. Ziel der nachfolgenden Diskussion ist es zu zeigen, daß der gemessene Prall-

plattenstrom Ip

gleich 1 ist.

Aus geometrischen Gründen kann kein Ion, das durch die Blende tritt, die -200 V vor-

gespannte Gegenelektrode erreichen, d .h . IE= 0 . Damit ist IE, und IE„ ebenfalls gleich

Null.

Die mitgeführten Elektronen haben etwa thermische Energie und vermögen nicht das

Gegenpotential von -200 V zu überwinden /16/, d .h. L= O. Die Energie der Sekundär-

elektronen, die an der Prallplatte erzeugt werden, ist im Mittel wesentlich kleiner als 200

eV. Nur ein verschwindend kleiner Teil hat eine Energie oberhalb des Schwellenwertes

/22/, d.h . Ipe = 0 . Entsprechendes gilt für die negativ geladenen, an der Prallplatte er-

zeugten Ionen L = O.

So bleibt nur der Anteil an positiv geladenen Ionen IP, und IR. Da diese von der negativ

geladenen Gegenelektrode angezogen werden, wurde das Material der Prallplatte so ge-

wählt, daß ihr Anteil vernachlässigt werden kann.

Betrachtungen der Sekundärionenausbeute aus sekundärionenspektroskopischen Unter-

suchungen (SIMS) mit einer Zonenenergie von 13 keV zeigen, daß Graphit und Gold

eine besonders geringe Ausbeute erbringen /21/ .

Da aus SIMS-Messungen eine starke Abhängigkeit des Sekundärionenstroms von einer

Sauerstoffbelegung der Oberfläche zu beobachten ist und in unserer Anlage eine

Sauerstoffbelegung der Oberfläche vorliegt, wurden die Daten unter 0- Beschuß für

verschiedene Materialien betrachtet. Tabelle 1 zeigt dies für vier verschiedene Materiali-

en.

Tab . 1 . Sekundärionenausbeute: Daten aus SIMS-Messungen mit einer Energie von 13 kV/21/

Die Energie des Zonenstrahls ergibt sich aus dem Arbeitsbereich von SIMS, kann jedoch

auch für höhere Energien als Richtschnur benutzt werden, da zumindest die Sputterraten

im Bereich höherer Energien nur noch leicht ansteigen bzw . abfallen /20/.

Berücksichtigt man, daß an Aluminium pro einfallendes Ion ein Aluminiumion losgelöst

wird, so fällt fair Graphit die Sekundärionenausbeute schon unter 2%o ab /19/ . Zusätzlich

zeichnet sich Graphit durch seine niedrige Abtragungsrate aus, was zu geringeren Abla-

gerungen auf der Teflonisolation führt. Mit der Wahl von Graphit als Prallplattenmate-

rial ist der auf der Prallplatte gemessene Strom nun gleich dem Zonenstrom durch die

Blende. Es sollte somit möglich sein, den lonenstrom mit einer absoluten Genauigkeit

von unter I% zu messen.

Die Wirksamkeit der Gegenspannung zur Unterdrückung der negativen Sekundärionen

und vor allem der Sekundärelektonen wurde untersucht . Dabei zeigte sich bei einem

Anstieg der Spannung bis 60 V rasches Abfallen des auf den Prallplatten gemessenen

Stroms. Bei der weiteren Erhöhung der Spannung bis -200 V blieb der Strom konstant,

d.h. daß der Teilader Sekundärelektonen mit einer höheren Energie als 60 eV vernach-

lässigt werden kann. Da kein Anstieg des Stroms oberhalb 60 V durch eine erhöhte

Ausbeute von tertiären Elektronen auf der Elektode zu beobachten war, wurde im Ex-

periment mit einer Gegenspannung von -200 V gearbeitet .

Apperativer Aufbau

23

1 .80

1 .60

,l 1 .40

1 .20

'21 .00

.Z4 0.60

4.; 0.60

• . . . . . . . . . . . . . .

. . . . . . . . . . . . . . .

. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . ..

i

i0

20

40

60

80 100 120 140 160 180 200Spannung

Abb. 7 . Seku därionenstrom : Aufgetragen ist der von den 14 Faraday-Bechern gemessene

Strom auf die Impiantationsiläche in Abhängigkeit der Spannung der Gegenelek-

trode.

0.40-

0.20

24


Ladungsrnessrmg

Die auf den Prallplatten deponierte Ladung wird über elektrische Leitungen durch die

hohle Drehachse geführt . Lber einen vakuumdichten Vielpolstecker in der Drehachse

wird das Meßsignal zu einem Meßüberträger geleitet . Dort wird die rotierende Bewe-

gung über sich in einem Quecksilberbad drehende Metallscheiben ausgekoppelt . Die

einzelnen Kammern sind mit 10 12 52 . gegeneinander isoliert . Neben den Stromleitungen

wird eine Erdleitung nach außen geleitet, da die Ferrofluid-Drehdurchführung der

Drehachse im rotierenden Zustand keinen elektrischen Kontakt zum Gehäuse besitzt.

Die Ladungsmessung geschieht in 14 gleichgebauten Schaltungen, deren prinzipieller

Aufbau in Abbildung 10 zu sehen ist . Diese zerfällt in zwei Teile, wobei der linke

Operationsverstärker mit dem 1 M 52 Widerstand eine Strom-Spannungskonversion

durchführt . Dies bewirkt, daß die Spannung auf der Prallplatte Erdpotential behält.

t°sbh . ® . Sti-osFeieitege"£aieiiefssc'.liaiäiiing : Blockschaltbild des Ladungsverstdrkers

In der anschließenden Stromintegration wird eine der deponierten Ladung proportionale

Spannung an den Meßrechner gegeben . Die Größe des auftreffenden Stroms legt die

Wahl des zweiten Widerstandes fest . Das Entladen des Kondensators geschieht über

einen Analogschalter und beträgt 0 .1 msec. Die maximale Ausgangsspannung beträgtf. ...----

Apperativer Aufbau

25

10 V , so daß abhängig von der Wahl des Widerstandes die maximal zu deponierende

Ladung 3 .3 pA s ,10 p.A s,33 /A s oder 100 ILA s betragen darf

Da die Toleranzen in den Widerständen und den Kapazitäten zu Fehlern in der abso-

luten Strommessung führen, muß eine Eichung der 14 Stomintegratoren durchgeführt

werden. Dazu wird allen 14 Schaltungen ein konstanter Strom von 0 .1 pA aufgeprägt.

Die Meßzeit ist so gewählt, daß der Kondensator am Ende auf 5 V aufgeladen ist . Die

Abweichung der Korrekturfaktoren während eines Tages beträgt unter diesen Bedin-

gungen weniger als 0.1 % . lindert man hingegen die Ladung des Kondensators, so treten

Abweichungen von über einem Prozent auf, falls die Ladung über 90 % oder unter 10

% der Kapazität des Kondensators erreicht. Um diese Nichtliniearität unter einem Pro-

zent zu halten, empfiehlt es sich deshalb, die Ladung des Kondensators zwischen 10 %

und 90 % zu variieren. Dies begrenzt die Meßzeit bei einer typischen Stromdichte von

0.3 AA/ Cup auf eine Sekunde . Da der computergesteuerte Löschvorgang sowie das

Auslesen der Spannung etwa 0.1 ms betragen, kann die nicht gemessene Ladung, die

während dieser Zeit deponiert wird, vernachlässigt werden.

Steuerung der Implantation

Die Steuerung sämtlicher Vorgänge während einer Implantation wird über den

Meßrechner geregelt . Dazu zählen das Einstellen der Quadrupolspannung, der

Reflektorspannung, der Motorfrequenz sowie das Auslesen der Meßdaten aus der

Stromintegration . Die Auswertung der Daten und die graphische Ausarbeitung über-

nimmt der Prozeßrechner Es können vom Prozeßrechner mehrere Unterprogramme zur

Bewältigung der verschiedenen Aufgaben ausgewählt werden . Im Einzelnen stellt das

Programm folgendes Menü zur Vorbereitung einer Implantation bereit:

Bestimmung der Eichfaktoren für die Stromintegration.

2. Bestimmung der Steuerspannung des Motors und Einstellung einer geforderten

Umdrehungsfrequenz des Substrathalters

3. Messung von Strahlproflen mit Integrationszeiten von 1-500 Sekunden.

Dabei können Quadrupol-und Reflektorspannung in 0 .1 bzw, 0.2 kV Schritten über

den Rechner eingestellt werden . Die Auswertung ermöglicht wahlweise die gra-

phische Darstellung aller 14 Meßpunkte und eine Darstellung jener Meßpunkte, die

auf einer Geraden liegen (siehe Abb . 6). Erstere dient zur Ausweitung der radialen

Abhängigkeit der über mehrere Umdrehungen gemittelten Strahlprofile, während im

zweiten Modus eine Winkelabhängigkeit der Strahlprofile bei ruhendem

26


Substrathalter möglich ist . Standardabweichung und maximale Abweichung vom

Mittelwert werden in beiden Modi angezeigt. Der Gesamtstrom auf der

Implantationsfläche wird aus den 14 Meßpunkten berechnet.

4. Eine Schar von bis zu 16 Strahlprofilen in Abhängigkeit von Quadrupol und

Reflektorspannung kann gemessen werden . Eingabedaten sind dabei die Grenzen

der Spannungen sowie Meßzeit eines Profils, Empfindlichkeit und die Anzahl der

Messungen eines Profils . Alle diese Daten werden gemeinsam abgespeichert und im

folgenden als Tabelle bezeichnet . Die Spannungswerte liegen äquidistant, wobei so-

wohl die gleichzeitige Erhöhung bzw . die Erniedrigung als auch eine Gegenläufigkeit

in der Änderung von Reflektor und Quadrupolspannung möglich sind.

5. Das im Regelungskonzept hergeleitete lineare Gleichungssystem mit der Nebenbe-

dingung positiver Anwendungszeiten kann für bis zu 16 Strahlprofile gelöst werden.

Der Lösungsvektor mit der kleinsten quadratischen Abweichung wird bestimmt.

Dem liegt das NNLS-Verfahren /23/ zugrunde (NNLS - non negativ least squere

fit ) .Das Programm benötigt dazu weniger als eine Sekunde.

Das Meßprograrnm übernimmt den Ablauf einer Implantation . Dazu kann eine Datei

mit den wichtigsten experimentellen Bedingungen des Versuchs angelegt werden . Sie

umfaßt Art und Energie der Ionen, Material des Substrates, Dosis des Substrates vor

der Implantation, gewünschte Dosis nach der Implantation (Enddosis),

Umdrehungsfrequenz des Substratträgers, Druck der Vakuumanlage sowie den Namen

der verwendeten Tabelle.

Nach Laden dieser Tabelle werden die Anwendungszeiten der einzelnen Strahlprofile fair

die zu implantierende Dosis berechnet und in einem Balkendiagramm graphisch darge-

stellt . Gleichzeitig wird die berechnete Enddosis sowie deren Standardabweichung ange-

geben.

Für Implantationszeiten, innerhalb derer sich die Strahlprofile nicht wesentlich ändern,

kann nun die Implantation gestartet werden . Dazu werden Quadrupol und

Reflektorspannung sowie Anwendungszeiten und Empfindlichkeitsbereich an den

Meßrechner übergeben . Dieser stellt Spannungen und Empfindlichkeit ein und erhält

vor Ablauf der Anwendungszeit die Daten für die nächste Einstellung . Nach Ablauf

dieser Zeit wird der Inhalt der Integratoren ausgelesen, gelöscht und zur Darstellung an

den Prozeßrechner übergeben . Ausgegeben wird die aktuell implantierte Dosis sowie der

Vergleich des gerade implantierten Profils mit dem erwarteten Profil aus der Tabelle.

Die Tabelle wird anschließend aktualisiert, wenn die Meßzeit groß (> 20 Sekunden bei

Apperativer Aufbau

27

2 UmdrehungenlSekunde) oder ein ganzzahliges Vielfaches der Umdrehungszeit ist . So

werden alle Strahlprofile sukzessiv angewendet.

Bei Dosen, die eine Implantationszeit von über 54 Sekunden erfordern, kann eine

der ImplantationAktualisierung der Tabelle während ucA AA11~ .71Geli~a tion~av~a geschehen„~,.__ . .____ . Dazu wird

eine Zyklusdauer angegeben, nach der eine erneute NNLS-Berechnung mit den aktuali-

sierten Werten durchgeft1hrt werden muß.

Messreehner

Auslesen und L6schen

Einstellung der

der Integratoren (1 .4 ms

Komponenten (50 Ins)

(n+l)-te Mngalag --~~

-WertUbergabe der n-ten Messung

an denProzessrechner

tlber abe der Einstellungen

far die (n+2) -te Messung

an den Messbecher

Prozessrechner

~

und des Prozessrechners bei elYlerAbb. 9 . Meliablaa~f: Zusammenwirken des Messrechners üriu u~~ a avc. ..u~a

Implantion mit dem Regelungskonzept


Implantation

Um das Ziel einer Implantation mit einer Inhomogenität von einem Prozent zu errei-

chen, benötigt man eine entsprechende Genauigkeit der Messung der Strahlprofile . Alles

wurde unternommen, um 14 gleichmessende Faraday-Becher mit Stromintegratoren

herzustellen. Die Anlage bot keine Möglichkeit, die erwarteten Unterschiede von weniger

als 1% durch eine Strommessung zu überprüfen . Um sicher zu sein, daß die geforderte

und erwartete Genauigkeit erreicht wurde, sind Vergleichsmessungen mit dotiertem

Silizium durchgeführt worden . Die Messung beruht darauf, daß sich bei einer

Bordotierung die Leitfähigkeit der dotierten Schicht proportional zur Dosis ändert.

Schichtwiderstand

Ein proportionaler Zusammenhang zwischen implantierter Dosis und der spezifischen

Leitfähigkeit besteht, wenn die implantierten Ionen auf Gitterplätzen des Kristalls ein-

gebaut sind und somit als Donatoren bzw . Akzeptoren wirken /25/ . Der Zusammenhang

zwischen spezifischem Widerstand p, der Ladungsträgerdichten und der Beweglichkeit

lautet dann :

1

Die Beweglichkeit ist hier eine Funktion der Ladungsträgerdichte, q ist die Elementarla-

dung. Für eine quaderförmige Probe mit Länge 1, Dicke d und Breite b errechnet sich

der Widerstand nach Gleichung 4 .2 .

[4 .2]

Speziell für eine Probe mit quadratischer Grundfläche und vorgegebenem

Dotierungsprofil n(x) ist der Schichtwiderstand

RS = 1 [4.3]~n(x) A(n(x)) q dx

Bei Kenntnis des Dotierungsprofils und des Zusammenhangs zwischen Ladungsträger-

dichte und Beweglichkeit lassen sich Berechnungen des Schichtwiderstandes R S durch-

führen. `Für einen isotropen Kristall ergeben sich abhängig von der Energie und der Art

der Ionen Gauß-Verteilungen für das Implantationsprofil mit verschiedenen

Eindringtiefen und Halbwertsbreiten /24/ . Mit der bekannten Beweglichkeit sind

Implantation

29

Schichtwiderstände in Abhängigkeit der Dosis und Halbwertsbreite der Verteilung be-

rechnet worden und können zur Bestimmung der Dosis herangezogen werden . /26/

Die Messung des Schichtwiderstandes einer dotierten Probe geschieht über eine Strom-

spannungsmessung . Um die Kontaktwiderstände der Zuleitungen zu eliminieren, wird

mit einer Vier-Punktmessung gearbeitet . Dabei wird an vier äquidistant und linear an-

geordneten Spitzen, die auf die Probe gedrückt werden, gemessen . Eine Konstantstrom-

quelle prägt der Probe einen Strom I über die beiden äußeren Spitzen auf, während der

Spannungsabfall U zwischen den inneren Spitzen gemessen wird . Die Lösung dieses

Randwertproblems liefert eine Art Ohm'sches Gesetz, wobei der zusätzliche

Proportionalitätsfaktor k die Geometrie der Probe berücksichtigt.

Ps = k I

[4.4]

Diese Geometriefaktoren liegen für runde und eckige Proben vor /25/ . Für den Fall

runder Scheiben konvergiert dieser Faktor gegen 9r/In(2) 4 .752 für unendlich große

Proben. Dieser Wert wurde auch bei der Auswertung der 100 mm Wafer verwendet.

Borimplantaiiora

Um einen möglichst hohen Strahlstrom am Beschleuniger zu erzeugen und dadurch die

Implantationszeit kurzzuhalten, fiel die Wahl des Dotiermaterials auf B+

. Damit konn-

ten Ströme bis zu 100 pA bei einer Beschleunigungsspannung von 100 kV eingestellt

werden. Als Substrat wurden 100 mm Wafer mit [l 1 1)-Orientierung verwendet . Die

Phosphorgrunddotierung des Siliciums war mit einem spezifischen Widerstand von

4x IO-3,Q cm angegeben. Da zur Messung solch geringer Dotierungen keine Apparatur

zur Verfügung stand, wurde die zu implantierende Dosis so gewählt, daß der Wider-

standsbeitrag der Grunddotierung unter 1 %o blieb. In allen Versuchen wurde deshalb

eine Dosis von 200 PrA /Cup für 100 keV B + -Ionen auf Silicium angestrebt . Das ent-

spricht einer Dosis von(~s[s

6 ! .6•)5x2 101 5 L/cEdS2 und führt,, ühr zu 1~%iiV ~~1Qr 000 mal

••fiere"V1 Vll Schi+rta~chtwider-~1V1.1

AJ \+

standswerten als durch die Grunddotierung.

Der Ablauf des Regelungsprogramms sieht vor, daß die Strahlprofile vor Beginn der

Implantation bekannt sind . Da die 100 !.A Strahlstrom jedoch in einem Zeitraum von

20 Minuten 30 pA abfielen, wurden die Siliciumscheiben zu Beginn des Versuches

montiert, um die geforderte Dosis in einer akzeptablen Zeitspanne zu implantieren.

Selbst bei 100 pzA Strahlstromstärke ergibt sich schon eine Implantationszeit von 30

Minuten. Dadurch wurden Strahlprofile während der Strahleinstellung und des Messens

der Strahlprofile implantiert, die zu Beginn des Regelungskonzeptes eine stark

30


inhomogene Startdosis zur Folge hatten . Diese konnten dann nicht mehr durch das Re-

gelungskonzept ausgeglichen werden, so daß viele der implantierten Siliciumscheiben

eine deutliche inhomogene Dosis aufwiesen. Die Siliciumscheiben wurden während der

Implantation durch die geringe Stromdichte (< 0 .15 ,uA/cm 2) kaum über Raumtempe-

ratur erwärmt.

Tempern

Die Messung des Schichtwiderstandes zur Bestimmung der implantierten

Dosisverteiluung verlangt, daß die implantierten Ionen auf Gitterplätzen sitzen, um als

Donatoren bzw. Akzeptoren zu wirken . Dies ist jedoch unmittelbar nach der

Implantation kaum gegeben. Vielmehr sitzen die Ionen auf Zwischengitterplätzen, so-

weit die Kristallstrukur erhalten ist und sind somit elektrisch inaktiv . Oberhalb einer

kritischen Dosis entsteht eine amorphe Siliz umschicht in Oberflächennähe, deren Dicke

von der Dosis abhängt /24/ . Auch hier sind die eingelagerten Ionen elektrisch inaktiv.

Bei 100 KeV Bor-lonen und einer Dosis von 10 15 in [1 1 1]-orientiertem Silicium muß

dabei von einer 0 .2 ,um dicken amorphen Schicht ausgegangen werden /27/ . Halbwerts-

breite und Eindringtiefe beträgt in diesem Fall etwa 0 .1 tm und 0 .25 p.m /24/. Um die

implantierten Ionen auf Gitterplätze zu bewegen, wird die Probe getempert.

Dazu steht ein Ofen { RTA- Rapid Thermal Annealing ) zum schnellen Erhitzen der

Proben auf bis zu 1400 C° zur Verfügung. Die Anstiegszeit beträgt 5 Sekunden, um eine

Temperatur von 1000 C° zu erreichen. Die Silicumscheiben werden beiderseits durch

drei stabförmige Quarzlampen bestrahlt . Das Tempern kann unter Inertgas durchgeführt

werden. Die thermische Anregung des Gitters bewirkt eine Diffusion der Ionen auf

Leerstellen im Gitter, die durch den vorherigen Beschuß mit Ionen entstanden sind oder

thermisch erzeugt werden. Zusätzlich findet eine Rekonstruktion des Gitters von Innen

nach Außen statt . Der Prozeß der Diffusion führt mit steigender Temperatur zu einem

höheren Prozentsatz der auf den Gitterplätzen eingebauten Ionen . Die Rekonstruktion

der amorphen Schicht erreicht etwa bei 550 C° ihre Maximalgeschwindigkeit . Diese

hängt ab von der Orientierung des Kristalls und erreicht für [1 1 1]-orientiertes Silicium

etwa 8 A/sec. /28/.

Um einen möglichst hohen Prozentsatz der Ionen zu aktivieren, werden die

Silicumscheiben von 400 ,um Dicke bei 1000 C° 60 Sekunden unter Argonatmosphäre

getempert . Bei Temperaturen schneller Rekristallation kann im gleichen Zeitraum nur

ein Teil des implantierten Bors aktiviert werden.

Die Temperatur wird dabei durch zwei Nickel-Cadmium-Thermoelemente, die auf der

Rückseite der Siliciumscheibe aufliegen und in einem Abstand von 5 cm gemessen . Der

Implantation

31

Temperaturunterschied beider Thermoelemente betrug etwa 4 C° während des

Temperns.

Bei 550 C° durchgeführte Temperungen zeigten eine periodische Struktur in der Wider-

standsmessung senkrecht zur Lage der Quarzlampen. Dies führte zu einer periodischen

Struktur in der Widerstandsmessung . Deshalb wurden im Folgenden die Scheiben so

ausgerichtet, daß die Linie, die während der Implantation zur Drehachse des

Substrathalters zeigte, parallel zu den Stablampen lag.

Widerstandsmessang

Zur Messung des Schichtwiderstandes steht ein Vier-Spitzen-Meßblatt zur Verfügung,

auf dem Silicum.scheiben verschiedener Größe ausgemessen werden können. Für 100 mm

Wafer stehen zum einen 62 fest vorgegebene Meßpunkte, verteilt über den ganzen

Wafer, zur Verfügung. Und zum anderen kann eine Gerade durch den Mittelpunkt der

Scheibe ausgewählt werden, auf der 15 äquidistante Meßpunkte im Abstand von 5 .4 mm

liegen. Der Schichtwiderstand kann von 10 m.Q/sq bis 100 kQ/sq mit einer Genauigkeit

von 0 .5 % gemessen werden. Er wird dabei nach Gleichung (3) bestimmt.

Die Proben wurden entlang der Linie ausgewertet, die während der Implantation zur

Drehachse zeigte, um die radiale Abhängigkeit des Implantationsprofils zu bestimmen.

Zusätzlich wurde die Linie senkrecht dazu untersucht . Dies geschah zum einen, um eine

mögliche Winkelabängigkeit auf dem sich drehenden Substrathalter nachzuweisen, zum

anderen um Unregelmäßigkeiten durch Temperaturprofile im Ofen feststellen zu können.

Die Proben, die im Folgenden zur Auswertung herangezogen wurden, zeigten auf dieser

Linie eine Standardabweichung von 0 .5 % für den Schichtwiderstand. Da dies der

Melßgenauigkeit der Apparatur entspricht, kann von einer gleichmäßigen Temperung

und keiner merklichen Winkelabhängigkeit ausgegangen werden.

Dosisvergleich

Abbildung 12 zeigt beide Messungen, aufgetragen in einem Diagramm. Die Punkte zei-

gen die gesamte deponierte Lagung in einem Faraday-Becher, normiert auf den Mittel-

wert . der Meßpunkte 5-14 . Die durchgezogene Linie verbindet die 15 Meßpunkte aus

der Schichtwiderstandsmessung, bezogen auf deren Mittelwert . Der schwarze Balken gibt

die Position der Siliciumscheibe auf dem Substrathalter an .

D /D

(R/R)` le

2%

R

1,1

1,0

Org An

0,8

0,2

B

: 100 keV

0,1 mA

D = 200 p As /eup

D a° 2a10 1s em

m2

t 1_1 1 1 1 1 1 t ! '

J 0~

0

2

4

6

8

10

12

e4p

~

R ft m?

Abb. 10. Schichtwiderstands- und Ladungsmessung : Die Linie verbindet die 15 Punkte der

Schichtwiderstandsmessung . Die einzelnen Punkte stammen aus der Ladungsmes-

sung der Faraday-Becher . Der Balken zeigt die Lage des Wafers.

A

0,1

Implantation

33

Für das Verhältnis von je zwei Meßpunkten mit gleichem radialem Abstand von der

Drehachse ergibt sich dabei eine Standardabweichung von ±0 .77 %. Berücksichtigt man

den Fehler der Schichtmessung von 0 .5 %, so bleibt ein Fehler von 0 .57 % für den

Ionenstrom. Dies beinhaltet jedoch noch die Fehler, die durch eine Winkelabhängigkeit

der Dosis auf dem Substrathalter hervorgerufen werden können, da die Meßpunkte mit

ungerader Nummer spiralförmig angeordnet sind (Abb .6). Werden nur Meßpunkte mit

geraden Nummern, die auf einer Linie angeordnet sind, ausgewertet, ist der verbleibende

Fehler der lonenstrahlmessung 0 .56%, d.h. bei dieser Messung genauso groß wie bei

Auswertung aller Faraday-Becher.

Tabelle 2 zeigt den Beitrag der Winkelabhängigkeit der Messung . Dabei verbessert sich

die Übereinstimmung beider Messungen bei der Auswertung der eingeschränkten Anzahl

von Faraday-Bechern gegenüber der Auswertung aller um 0 .4% . Im Mittel ergibt sich

damit eine Genauigkeit der relativen Ionenstrommessung von ±0 .62 %.

Nummer der Mes- lonenstron Ionenstrom Ionenstromsung Widerstand Widerstand a/ [%]

6 J [%]

alle Messpunkte

ß J [%]

Messpunkte auf derGeraden

Bor4 0.94 1 .02 0 .88

Bor5 0.77 0 .76 0 .57

Bor7.1 1 .00 0 .61 0 .34

Bor7.2 1 .28 0 .80 0.62

Mittelwert

~L 0 .62

Tab. 2 . Genauigkeit der lor€enstrornauessearag

Der absolute Wert des Schichtwiderstandes kann unter der Annahme von gauß-

verteilten Tiefenprofilen bei vorgebener Dosis berechnet werden. Solche Angaben stim-

men mit ± 5% mit den gemessenen Dosiswerten aus Ionenstrornrnessüngen überein.

Da eine Gauß-Verteilung der Ladungsträgerdichte fir einen orientierten Kristall sicher-

lich eine grobe Näherung darstellt, liegt die absolute Genauigkeit der Messung weit unter

dieser Abschätzung.

34


Strahlexpeimente

Winkelaufgelöste Sirahipm, ile

Da das Strahlprofil am Eingang des Quadrupols nicht rotationssymmetrisch ist und jeder

Quadrupol die Strahlprofile in der fokussierenden und defokussierenden Richtung un-

terschiedlich behandelt, soll die Wirkung des Ionenreflektors in den verschiedenen

Richtungen untersucht werden.

Zunächst sei kurz erläutert, wie sich die Stromdichte auf der Implantationsfläche zu-

sammensetzt, wenn diese in der gleichen Ebene ohne Reflektor bekannt ist . Vereinfa-

chend wird angenommen, daß alle lonenstrahlen von der Mitte des Quadrupols ausge-

hen .

Abatmigy)A

I___a -_~

4t

,

a_ . .__ ..____

. . . . .. . . . .. . . . ...

-

2R-~ 2R Abr,,tand(z)

Abb . 11 . Konstruktion der Stromdichte I (x,y): Alle Ionen starten in einem Punkt der z -

Achse . Ihr Winkel zur optischen Achse ist kleiner als der kritische Winkel, so daß

alle Ionen reflektiert werden. Die Länge des Reflektors begrenzt das Gebiet für die

Reflektion auf 2R x 2R .

Strahlexperimente

37

Für die Wirkung des Reflektors wird eine Spiegelung der Ionen an einer

Reflektionsebene parallel zu der Elektrodenebene angenommen. Die Stromdichte in

einem Punkt (x,y) auf dem Substrattrager setzt sich aus vier Anteilen zusammen, wenn

nur Ionen berücksichtigt werden, die ohne Reflektor innerhalb der quadratischen Fläche

mit Seitenlänge 2 R auftreffen. R bezeichnet den Abstand der Reflektionsebene von der

optischen Achse. Diese Annahme ergibt sich aus der Konstruktion der

Implantationsanlage dadurch, daß Ionen nur bis zum Mittelpunkt der

Implantationsfläche reflektiert werden können . D. h. alle Ionen, die außerhalb des

Quadrates 2R x 2R auftreffen, erreichen den Reflektor nicht und treffen auf die Außen-

wand der Drift . Abbildung 14 zeigt für den rechten oberen Quadranten an welchen

Elektrodenebenen die Stromdichten gespiegelt werden.

I(x,y) = Io(x,y) -?- 4(2R -- x,y) + Iy(x,2R - y) +Ixy(2R - x,2R - y)

I © ist die vom Reflektor unbeeinflußte Stromdichte, I xund Iy sind die an der

Reflektionsebene yz bzw . xz reflektierte Stromdichte, und Ix, ist die an beiden Ebenen

reflektierte Stromdichte.

Abbildung 15 zeigt das Strahlprofil in defokussierender Richtung des Quadrupols air 100

keV-Ionen bei aufgeweitetem Strahl mit einer Quadrupolspannung von 4 .8 kV. Bei

Reflektorspannung UR = 0 ist die Stromdichte des vom Reflektor unbeeinflußten

Strahls aufgetragen. Für eine Reflektorspannung U R = 21 .5 KV setzt sich das Strahl-

profil nach obigen Überlegungen aus dem unbeeinflußten Anteil 1 0 und drei reflektierten

Anteilen zusammen. Da im Ursprung jedoch ~ ..~~~.. ~,~ .~ ..~ . ~doch keine Erhöhung der Stromdichte zu er-

kennen ist, ist die Intensität in einem Abstand größer als 2 R von der optischen Achse

auf Null abgefallen. Somit zeigt die Differenz der beiden Kurven die Stromdichte entlang

der x-Achse im Interwall [R,2R] . Die Stromdichte beider Anteile im Punkt 14 ist des-

halb etwa gleich, so daß sich die Gesamtdichte verdoppelt . Die vereinfachte Überlegung

von reflektierten Stromdichten beschreibt brauchbar die Verhältnisse an der

Implantationsanlage, auch wenn eine Reihe von bekannten Effekten dabei bewußt außer

Acht gelassen werden. Diese sind:

Strahldivergenz in fokussierender und defokussierender Richtung sind unterschied-

lich.

Es gibt auch Zonenstrahlen, die die optische Achse nicht treffen . Die Lage der

Reflektionsebene hängt vom Winkel zur optischen Achse ab.


3. Auch nichtreflektierte Strahlen werden leicht vom Reflektorpotential beeinflußt.

Dies geschieht besonders beim Eintritt in den Reflektor.

Abbildung 16 zeigt die Abhängigkeit der Strahlprofile von der Refiektorspannung in der

anderen fokussierenden Richtung . Das Profil fir UR = 18 kV zeigt ein langsames Ab-

fallen der Stromdichte bis zum Meßpunkt 9, d .h. es gibt keinen reflektierte Anteil . Zwi-

schen den Punkten 9 und 11 steigt das Profil steil an. Die Lage des Anstiegs ist dabei

ein . blaß für. die Größe des kritischen Winkels a G. Dies wird deutlich, wenn man die

Reflektion eines Ions an einer Elektrodenebene verfolgt . Da die Bewegung unabhängig

0 .1

0 .0

l

I

1 ~

I

€

1 -I

9

I i I

(

0

2

L

6

8

10 . 12

14

R(cm)

Abb. 12 . Winkelaufgelöstes Strahlprofil I : Strahlprofil eines 100 keV Ar Ionenstroms von

0.4 mA. Der Strahl ist mit einer Quadrupoispannung U Q = 4.8 kV aufgefächert.

Das Strahlprofil ist für U R = 0 kV und 21 .5 kV in defokussierender Richtung auf-

getragen.

0 .4

0 .3

0 .2

Strahlexperimente

39

von der Komponente parallel zu den Elektroden ist, besteht eine eindeutige Zuordnung

zwischen kritischem Winkel, Umkehrpunkt am Reflektor und dem Auftreffpunkt auf der

Implantationsfläche. Erhöht man die Reflektorspannung und damit den kritischen

Winkel, so verschiebt sich der Auftreffpunkt zur optischen Achse hin. Dies ist in Abbil-

dung 16 zu beobachten, wobei durch die Ausdehnung des Ionenstrahls eine

Verschmierung des Auftreffpunktes entsteht . Die Steigung ist somit ein laß für die

Ausdehnung des Strahlprofils in defokussierender Richtung.

Fiir die Strahlprofile von 18-21 kV zeigt sich keine Erhöhung der Stromdichte im Bereich

zwischen den Punkten 0 - 5, so daß zumindest keine Reflektion aus Abständen > 2 R

von der optischen Achse vorhanden ist . Bei Spannungen über 21 kV setzt sich die ge-

U R

0i.! 1 f I L ._~-1 t 1 I E_ 4

~

pp~~

0

R 1

2

4

6

0

10

12

14

R (c m)

Abb . 1313 . vr

Str hlproffi 2: Stra ip ro_ ._l eines 100 keV Ar + lonenstroms vonWinijt~c :cse.lida f~2lvdst~iF.~ .~i .c. . :,~.: .,. : .~..

~._~

0 .4 mA. Der Strahl ist mit einer QuadrupoIspannung U Q =7.1 kV stark aufgefä-

chert . Das Strahlprofil ist für U R = 18kV bis 25 kV in 8 äquidistanten Schritten

defokussierender Richtung aufgetragen.

40


messene Stromdichte wieder aus vier Anteilen zusammen . Dabei muß berücksichtigt

werden, daß der scheinbare Konvergenzpunkt, von dem die Strahlen ausgehen, unter-

schiedlich für die beiden Fokussierungsrichtungen des Quadrupols ist . Für die

defokussierende Richtung liegt der Konvergenzpunkt vor dem Quadrupol, für die andere

dahinter . Dies bedeutet, daß bei gegebener Reflektorspannung innerhalb des Quadrates

2R x 2R in der Implantationsebene von Abbildung 14 die Grenzen für Reflektion bei

kleineren Abständen in fokussierender als in defokussierender Richtung liegen . Damit

bleibt festzuhalten, daß eine Reflektion in defokussierender Richtung bis zur optischen

Achse mit Spannungen von etwa 22 kV erreicht wird . Die unsymmetrische Behandlung

des Ionenstrahls durch den Quadrupol führt jedoch dazu, daß dies in fokussierender

Richtung nur bei höheren Spannungen möglich ist, bei denen in defokussierender Rich-

tung eine unbeabsichtigte Reflektion über die optische Achse hinaus stattfindet, d .h. daß

die Abschneidekanten am kritischen Winkel in den beiden Fokussierungsrichtungen an

untersch1Pdlichen Abständen von der optischen Achse liegen.

Homogene Stromdichte

Das Regelungskonzept der Superposition in homogenen Stromdichten zu einer Dosis

mit minimaler Inhomogenität kann nur für lange Implantationszeiten angewendet wer-

den. Dies liegt zum einen an der Schaltzeit für Spannungsänderung, zum anderen daran,

daß bei einer vorgegebenen Umdrehungsfrequenz keine Vielfachen einer vollständigen

Drehung des Targets zustande kommen können.

Deshalb stellt sich die Frage, mit welcher minimalen Inhomogenität ein Strahlprofil

eingestellt werden kann . Bei Implantationen mit einer Dauer von unter 10 Sekunden

wird die Umdrehungsfrequenz so angepaßt werden, daß obige Fehler, die das Rege-

lungskonzept einschränken, nicht auftreten.

Die Einstellung eines Strahlprofils mit minimaler Inhomogenität hängt unter anderem

von den Eingabedaten des Strahlprofils am QuadrupoI ab . Da diese Profilformen des

Beschleunigers sich mit der Zeit ändern, ist eine Schwankung der Homogenität zu er-

warten. Daß Strahlprorlle mit einer inhornogenität mit der Meßgenauigkeit der

Faraday-Becher einstellbar sind, zeigt die Stromdichteverteilung in Abb . 17. Die

Standardabweichung einer Targetfläche von 15 cm Durchmesser liegt nach einer vollen

Umdrehung bei 0 .46%.

Strablexperimente

41

1 .- 1i

kLi i ä #

Abb. 14. Homogene Stromdichte: Stromdichteverteilung auf der rotierenden Targetfläche

Der 0 .3 mA Ar+ ist mit der Quadrupolspannung liQ = 3.8 kV aufgeweitet, die

Reflektorspannung li R beträgt 23 kV. Die Inhomogenität liegt bei 0 .5%

42


Da die Strahlprofile am Quadrupoleingang nur insofern beeinflußt werden kOnnen, als

die Breite des Profils, aber nicht dessen Form durch das Triplett verändert werden kann,

mußte untersucht werden, welche Homogenität unter diesen möglichen Profilen erreicht

werden kann . Dazu wurde an verschiedenen Tagen bei einer jeweils neu präparierten

Quelle ein minimales inhomogenes Strahlprofl eingestellt . Die Strahlprofile änderten

dabei ihr qualitatives Verhalten, aber es konnte immer eine Homogenität unter 1 .5%

erreicht werden.

Explizit wurden dabei folgende Spannungen an Potentometern gezielt eingestellt.

1. Tripplettspannung, zur Veränderung des Profils am Eingang des Quadrupols

2. Ablenkplattenspannung, zur Zentrierung des Strahls

3. Quadrupolspannung, zur Auffächerung des Strahls

4. Refiektorspannung, zur Änderung des Winkels, unter dem reflektiert wird

Datum der Quadrupolspannung Refleftorspannung lnhornogenitaet

Messung [kV] [kV] [%]

19.6 21 .0 3 .8 0 .4722 .6 22 .6 3 .2 1 .45

22 .6 3 .2 0 .8722 .6 4 .2 2 .5721 .8 5 .6 1 .5222 .1 5 .7 1 .1022 .0 4 .8 1 .5922 .5 6 .0 2 .88

25 .7 22 .8 3 .7 0 .7926.7 22 .5 4 .0 1 .0230.7 23 .5 4 .4 2 .11

21 .8 4 .7 1 .0121 .5 4 .8 0 .72

3.8 21 .5 4 .8 1 .43° 21 .5 4 .9

~ 1 .6324 .1 4 .2 1 .4824 .1 4 .3 1 .26

[ 22 .8 3 .8 1 .4723 .4 4 .5 1 .13

9 .8 23 .7 4 .2 1 .4422.12 22.8 5 .0 1 .38

Mittelwert c~ [ % ] 1 .26~.

.

Strahlexperi.mente

43

Tab. 3 . : . .,Strotndichten mit minimaler Inhomogeniat

Es wurde untersucht, wie lange diese homogene Stromdichteverteilung erhalten bleibt.

Dazu wurde ein Strahlprofil mit einer anfänglichen Inhomogenität von +1 .7 eingestellt

und über I1 Minuten im 5 sec . Takt gemessen. Die Inhomogenität schwankte zwischen

x-1 .5% und +2.5% Standardabweichung über diesen Zeitraum . Das zeitliche Verhalten

der Inhomogenität ist in Abbildung 18 gezeigt . Dies wurde auch für andere Einstellungen

beobachtet.

Dies zeigt, daß Stromdichten mit einer Homogenität im Bereich zwischen + I% und

+2% Standardabweichung regelmäßig eingestellt und über längere Zeiträume beibehal-

ten werden können.

Die Einstellprozedur für solche Stromdichten läuft nach folgenden Kriterien ab:

3.00-

2.50-

~~°2 .c0a.)

~

A

~~

® ~~®:

'‘a)/'a, -ga)''

0.50

l

~

I

#

~

-

~-

1

10

100

200

300

400

5E70

600

700Zeit Dec .]

Zeitliche Entwicklung der Inhomogenität: Die

Irrhomogenität einer

Stromdichteverteilung auf dem Target für einen 0.3 mA A bei einer

Umdrehungsfrequenz von 1 Hz über einen Zeitraum von 700 s . Die Meßzeit für

eine Verteilung beträgt 5 s.

Abb. IS.

41 .50

El

4 1 .00

0.00


Zuerst wird das Strahlprofil am Quadrupol so eingestellt, daß sich die Halbwertsbreiten

der Strahlprofzle in defokussierend und fokussierend wie 1 :2 verhalten und die Strahl-

profile an der Implantationsfläche, wo diese gemessen werden können, etwa gleich dem

Targetradius sind . Außerdem wird auf Symmetrie des Profils relativ zur optischen Achse

geachtet.

Die Festlegung der Reflektorspannung erfolgt anhand des Verhaltens der Stromdichten

im Mittelpunkt des Targets. Dabei führt eine Reflektion der Ionen über die optische

Achse hinweg zu einer Überlappung der Intensitäten auf der optischen Achse und damit

zu einem Maximum der Intensität . Bleibt jedoch die Abschneidekante in

defokussierender Richtung vor der optischen Achse, so ergibt sich ein Minimum. Die

Abschneidekante muß deshalb auf der optischen Achse liegen. Dies bestimmt somit die

-Reflektorspannung. Die minimale Inhomogenität kann dann durch die

Quadrupolspannung eingestellt werden. Dabei wird die Randintensität durch Vergrö-

ßerung der Quadrupolspannung so lange erhöht, bis eine optimale Inhomogenität er-

reicht ist . Diese beiden einfachen Kriterien ermöglichen die Einstellung innerhalb we-

niger Sekunden und eine Nachregelung der Spannung während der Implantation.

Der folgende Punkt beschäftigt sich mit der Frage, welcher Anteil des gesamten Strahl-

stroms das Target erreicht . Dabei treten Verluste an den verschiedenen Teilen der An-

lage auf. Zunächst gibt es Verluste an der Blende und auf den Polschuhen des

Quadrupols . Dann gehen die Ionen des aufgeweiteten Strahls verloren, die zwischen

Quadrupol und Reflektor auf die Außenwand der Anlage treffen. Ein weiterer Teil der

Ionen fällt unter einem zu großen Winkel auf den Reflektor und kann nicht reflektiert

werden.

Der größte Teil des Ionenstrahls geht dadurch verloren, daß der Reflektor eine quadra-

tische Fläche mit der Seitenlänge des Reflektionsebenenabstandes bestrahlt, während

nur eine Kreisscheibe mit einem kleineren Durchmesser zur Implantation zur Verfügung

steht. Der Prozentsatz ist abhängig von der Lage der Reflektionsebene und dem Anteil

des reflektierten und den das Target direkt erreichenden Ionenstrahls . Bei Senkung der

Reflektorspannung verschieben sich die Reflektionsebenen auf die optische Achse hin

und verkleinern das bestrahlte Quadrat . Dagegen wurde nie beobachtet, daß Randbe-

zirke des Targets überhaupt nicht vom Zonenstrahl getroffen wurden . Es ergibt sich ein

Prozentsatz von mindestens 22% des Ionenstrahls, der das Target nicht erreicht . Der

Vergleich des gesamten Stroms, der durch einen Faraday-Becher am Beschleuniger ge-

messen wird, mit dem aus den 14 Meßpunkten berechneten Strom am Target, ergibt

einen mittleren Wirkungsgrad von 0 .6S für verschiedene Strahlprofile mit minimaler

Strahlexperimente

45

Inhomogenität . Wie die Tabelle 3 . zeigt, schwankt dieser zwischen 0.47 und 0.71 je nach

Strahleinstellung.

Tab. 4 . Ausnutzung des lonenstrorns

Kleinere Wirkungsgrade bei Strömen über 400 i.A am Beschleuniger kommen dadurch

zustande, daß es schwierig wird, den Strahl mit Hilfe des Tripletts geeignet zu

fokussieren . Der Strahl wird damit von der Blende des Quadrupols abgeschnitten oder

trifft zum Teil auf die Polschuhe des Quadrupols.

Das Konzept der Implantation mit homogenen Stromdichten erreicht die aus den theo-

retischen Berechnungen ermittelte Inhomogenität von etwa 1% . Eine Verbesserung der

Homogenität ist nur für spezielle Strahlformen noch möglich . Jedoch haben die Nicht-

reproduzierbarkeit eines Profils bei der Neueinstellung des Beschleunigers und die Ver-

änderungen des Strahlprofils während des Betriebes zur Folge, daß keine Stromdichte

mit einer Homogenität von unter 1% verläßlich eingestellt werden kann . Der Bereich

von 1% bis 2% Standardabweichung bei einem Wirkungsgrad von 65% kann allerdings

nach relativ einfachen Kriterien schnell eingestellt werden.

46


Dosishommgenitlit

Für jede Art der Auffächerung des lonenstroms zur homogenen Implantation großer

Flächen ist die Frage entscheidend, wie stark der lonenstrahl während der Implantation

schwankt und wie sich dies auf die Homogenität der Dosis auswirkt . Das Regelungs-

konzept erfordert, daß über den Zeitraum der Messung der Strahlprofile keine Änderung

des Strahls auftritt.

Die Überprüfung der Stabilität der Strahlprofile wurde einem aufgeweiteter Strahl

durchgeführt. gemessen. Der Strom wurde über dreißig Umdrehungen bei einer

Umdrehungsfrequenz von 2 Hz des Targets gemittelt . Die Messung wurde bei kon-

stanter Quadrupol- und Reflektorspannung und unveränderter Beschleunigereinstellung

über einen Zeitraum von 16 Minuten wiederholt . Dabei interessieren zwei Aussagen:

Zum ersten die Schwankung des Gesamtstroms, die die Höhe der Enddosis bestimmt und

'zum zweiten die Schwankung der Strahlform, die verantwortlich ist für eine geänderte

Dosisinhomogenität . Das Verhältnis zweier Strahlprofile in solchen Messungen zeigt

dabei, daß eine Standardabweichung von unter 0 .4% erreicht wird . Der Mittelwert

schwankt in diesem Zeitraum um 1% . Dies bedeutet, daß die Stabilität des

Beschleunigers ausreicht, um das Regelungskonzept anzuwenden.

Die zweite wichtige Frage lautet : Welche Strahlformen können durch Einstellung von

Quadrupol- und Reflektorspannung erzeugt, und zu welcher minimalen Inhomogenität

können diese überlagert werden? Dazu wurden die in Tabelle 4 aufgeführten 37 Mes-

sungen einer Schar von Strahlprofilen durchgeführt . Es ist zu bemerken, daß sich die

Strahlform der Quelle von einem Versuchstag zum nächsten ändert und dies bei gleicher

Einstellung des Triplett und der Zentrierung am Beschleuniger . Damit stellt sich die

Frage, wie homogen die Strahlprofile für alle diese Profile eingestellt werden können und

welche Variation der Parameter dies optimiert . Als mögliche Parameter stehen

Quadrupol- und Reflektorspannung zur Verfügung.

Die Strahlbreite am Eingang des Quadrupols wurde so eingestellt, daß der Strahl in

fokussierender Richtung etwa doppelt so breit wie in defokussierender Richtung war.

Gemessen wurde dies bei Einstellungen des Tripletts mittels Faraday-Becher am

Quadrupol . Zur Überprüfung wurde dies durch eine winkelaufgelöste Messung der Pro-

file am Target mit Quadrupol- und Reflektorspannung von 0 V durchgeführt . Da dann

nur eine Driftstrecke zwischen Faraday-Becher und Target liegt, bleibt das Verhältnis

beider Strahibreiten erhalten.

Die Variation der Quadrupole bei fester Reflektorspannung führt zu einer deutlichen

Änderung der Strahlprofile von monoton fallend zu monoton wachsend . Abbildung 19

zeigt eine solche Schar von Strahlprofilen bei der Variation der Spannung von 2 .8 auf

5.5 kV in zehn äquidistanten Schritten . Dabei besitzt das Profil mit minimaler

Strahlexperimente

47

Inhomogenität eine Standardabweichung von +1 .8%, wobei ein deutlicher Anstieg im

Bereich 6 bis 8 cm zu erkennen ist . Hierfür ist der Abschneideeffekt in fokussierender

Richtung verantwortlich. Die Anwendung des NNLS auf diese Kurvenschar wählt die

mit Punkten gekennzeichneten Profile aus und überlagert sie zu einer Dosis mit einer

Inhomogenität von ±0.46% . Dies ist die minimale Inhomogenität, die durch die

Faraday-Becher überhaupt gemessen werden kann, da deren Mel3genauigkeit bei

±0.5% liegt .

R (cm)

Abb. 16. StrahiprofiIe: Strahlprofile eines 100 keV Ar - von 0.3 mA. Die

Reflektorspannung beträgt 22 .2 kV, die Quadrupolspannung variiert von 3.6 kV

bis 5 .5 kV in 12 äquidistanten Schriuen . Die Punkte markieren die ausgewählten

Profile, deren Überlagerung eine minimal irrhomogene Dosis erzeugt.

48


Ar : 100 keV

0 .3 mA

UR 22.2 kV

Ua 4,6 kV

0 .01

0 .00

0 10

12

14

R(c m )

842 6

Abb. 17. Strafprofi : Vergrößerung des Stra 1profils mit minimaler Inhomogenität aus

Abbildung 19 .

Strahlexperirnente 49

D .(Ii As)Cup

5050 .72%

500e

4 95

e,

@

are 0 .46%

0

490

485

Ar : 100 keV

03 mA

U R = 22 .2 kV

Ua = varied

1_1 I I I I I i i_.._.J

4

6

8

10

12

14

R (cm)

Abb. 18. Dosishotnogenität : Berechnete Dosisinhomogenität rr

von 0.46% nach der

Überlagerung der in Abbildung 19 ausgezeichneten Profile .

.,''°'''

i

010

005

o,oo0

50


Wie abhängig dieses Ergebnis jedoch von der Reflektorspannung ist, zeigt die Abbildung

24, wobei einzig die Reflekorspannung um 0 .2kV erhöht worden ist . Abbildung 22 zeigt,

daß alle Profile im Gegensatz zur Abbildung 19 einen Anstieg der Intensität zum Ur-

sprung hin erkennen lassen . Deutlich sichtbar wird dies in Abbildung 23, die die beste

Einstellung dieser Kurvenschar zeigt.

0 . 0

I- ~

1

6

1

I

I

I

I

I

I

I

9 -

0

2

4

6

8

10,‚-,

teM )

Abb. 19. Strahtproile: Strahlprofile des Ionenstrahls aus Abbildung 19 . Einzig ist die

Reflektorspannung um 0 .3 kV erhöht .

12

1 14

Strahlexperimente

51

0 .04

Ar 100 keV

0 .3 mA

0 .02

U~,~ © 22 .5 kV

Ua= 4 .7 kV

0,0 __ ;

0

2

4

A

8

10

12

14

R (cm)

Abb. 20. Strahlprofi : Vergrößerung des Strahlprofils mit minimaler Inhomogenität aus

Abbildung 22.


D

(pAs)

cup

103

102

101

100

99

98

97

96

Ar : 100 keV

0 .3 mA

® 22 .5U

RV~

Ua= variert

1

0

10

12

14

R(cm)

Abb. 21 . Dosishomogenität : Berechnete Dosisinhomogenität a von 1 .5% nach der Cber-r

lagerung der in Abbildung 22 ausgezeichneten Profile.

(Jr =1.5%

3

2

0 8

Strahlexperimente

53

Die Reflektion der Ionen über den Mittelpunkt des Targets hinaus ist dafür verant-

wortlich. Gleichzeitig ist auch hier zwischen 5 und 8 cm ein steiler Anstieg zu erkennen,

der durch die Abschneidekante des reflektierten Anteils in fokussierender Richtung

hervorgerufen wird . Obwohl die homogenste Strahleinstellung, siehe Abbildung 20, eine

markante Abschneidekante hat, kann mit einer Schar von Profilen (siehe Abb . 19) eine

vier mal bessere Dosis erzielt werden, weil qualitativ andere Strahlprofile überlagert

werden. Verantwortlich für die der Qualität nach geänderten Profile ist das nichtlineare

Strahlführungselement, d.h. der Reflektor . Mit der Auswahl an Profilen aus Abbildung

22 ist dies nicht möglich, da ein gemeinsames Merkmal, nämlich der Anstieg im Mittel-

punkt, vorhanden ist.

Bleibt die Frage, ob sich die Homogenität bei simultaner Variation der

Reflektorspannung und der Quadrupolspannung verbessert . Dazu wurde die

Reflektorspannung einmal gegenläufig, das andere mal in gleichem Sinne wie die

Quarupoispannung, variirte . Es ergab sich keine Verkleinerung der Inhomogenität.

Der Vergleich zwischen Strahlprofilen minimaler Inhomogenität aus einer Kurvenschar

und der durch Superposition gerechneten zeigt im Mittel eine Verbesserung der

Inhomogenität um den Faktor 1 .5 . Dabei liegt in Extremfällen eine Verbesserung um

den Faktor 4 vor, aber es gibt auch Messungen ohne Verbesserung . Die zu erreichende

Homogenität durch die Überlagerung liegt bei Mittelung aller Messungen aus Tabelle 4

bei 1 .6% . Dabei kann jedoch an jedem Versuchstag eine Einstellung gefunden werden,

deren Inhomogenität unter 1 .8% liegt.


Nurn- Reilelctorspannung Quadrupolspannung Dosisinhomogenität Kleinste Strom-

.

mer der nach N?~'LS dichteTabelle [ kV ] [ kV ] a [ % ] inhomogenität

a [ % ]

1 22.6 2.8 - 3 .6 1 .05 1 .21

2 23.3 -18.8 3.9 - 4.1 2 .76 3.53

3 23.3 -17.8 3 .6 3 .00 5 .30

4 18.0 -23.3 3 .4 --- 3 .9 3 .19 3.22

5 19.0 -22.0 3.6 - 4.2 1 .03 1 .49

6 21 .0 -23.0 4.3 - 4.5 1 .33 1 .33

7 24.1 -20.0 5.4 - 5 .8 1 .10 1 .22

8 25 4.0 - 4.7 1 .26 2.47

9 23 .2 4.3 - 4.7 0 .95 1 .04

10 21 .3 4.5 - 5 .6 3 .24 3.24

11 21 .3 -23.8 4.5 - 5 .6 2 .84 2.98

12 23.8 -21 .3 4.5 - 5 .2 2 .66 2.72

13 24 .4 4.5 - 5 .4 1 .16 1 .51

14 23 .2 2.8 - 5 .5 0 .46 1 .76

15 22 .5 2.8 - 5 .5 1 .56 2.72

16 26 .0 3 .5 -- 7 .0 1 .54 2 .70

17 26 .0 3.5 - 7 .0 1 .32 2 .10

18 26 .0 3.5 - 6 .5 1 .62 2 .93

19 26 .0 3.5 - 6 .5 1 .81 2 .98

20 22.2 ,

3 .5 - 4 .5 2 .10 2.89

21 22 .5 2.7 - 5 .0 0 .74 3.70

22 22.5 2.8 - 5 .0 0.80 3.10

23 22.0 3.5 - 5 .0 1 .13 2 .07

24 22 .5 2.8 - 5 .0 3 .38 4.49

25 22.5 5.4 - 7 .4 1 .40 4.88

26 22.5 3.5 - 5 .0 1 .21 1 .82

27 22.5 3.5 - 5 .0 1 .85 2.04

28 22.5 6.4 - 8 .4 1 .01 2.18

29 22.5 7.3 -- 9.3 1 .38 1 .03

30 22.5 5.4 - 7 .4 1 .68 1 .83

31 22.5 3.0 - 6 .0 2 .82 1 .98

32 23 .1 3.5 - 4 .0 0 .67 0.91

33 22.2 4.0 -

6 .5 1 .05 1 .34

34 22.2 3.5 - 6.0 1 .50 1 .80

35 22.2 4.5 - 6 .0 1 .41 1 .80

36 22.2 4.5 - 7 .0 1 .38 1 .60

37 22.2 3 .1 - 6 .0 1 .20 1 .53

Mittelwerte a [% ] 1 .66 2.48

Tab . 5.

osisinhomogenität: Aufgelistet sind die von NNLS berechneten Dosis-inhomogenitäten sowie das Stahlprofil mit die minimalen Stromdichtinhomogenität

Bisher wurde nur die mit NNLS erreichbare Inhomogenität betrachtet . Im Mittel er-

reicht die Inhomogenität den theoretisch erwarteten Wert auf± 0 .3%, wobei die Zeit für

die Implantation > 100 Sekunden betrug . Diese Zeit reicht aus, damit zusätzliche

Dosisinhomogenitäten beim Einstellen der Quadrupole und durch unvollständige Dre-

hungen des Targets während einer Quadrupoleinstellung vernachlässigt werden können.

Interessiert man sich für kürzere Implantationszeiten, so müssen diese möglichen Feh-

lerquellen beachtet werden . Untersucht wurde deshalb, wie kurz die Implantationszeit

Strahlexperimente

55

gewählt werden kann, um die theoretisch berechnete Inhomogenität noch mit obiger

Genauigkeit zu erreichen . Dazu wurde eine Kurvenschar von 16 Profilen gemessen, de-

ren Inhomogenität durch Überlagerung 1 .3% beträgt . Zwei Kurven werden dazu benö-

tigt, deren Quadrupolspannungen 3kV und 3 .5kV betragen. Die Reflektorspannung

bleibt fest und beträgt 22.5kV. Die bei einer Implantationszeit von 200 Sekunden er-

reichte Irrhomogenität beträgt 1 .6% . Bei einer Implantationszeit von 10 Sekunden kann

diese Inhomogenität nur dann erreicht werden, wenn die Quadrupolspannung schon vor

Beginn der Messung auf 3 .5kV eingestellt wird und das Target die Umdrehungsfrequenz

von 2 Umdrehungen pro Sekunde erreicht hat . Andernfalls erreicht man nur eine

Dosisinhomogenität von 4 .6% . Bei einer weiteren Verkleinerung der Implantationszeit

auf 5 Sekunden verschlechtert sich die Homogenität auf 2%.

Zusammengefaßt läßt sich damit feststellen, daß eine Dosisinhomogenität von weniger

als 2% eingestellt werden kann, wobei die Reflektorspannung konstant gehalten werden

darf. Eine Umdrehungsfrequenz von zwei Umdrehungen pro Sekunde genügt, um bei

zehn Sekunden Implantationsdauer die bei langen Implantationszeiten erreichbaren

Dosisinhomogenitäten zu erlangen. Im Mittel kann eine Dosisinhomogenität von 1 .6%,

in den besten Fällen eine von 0 .5% Standardabweichung implantiert werden.

Diskussion der Ergebnisse

Dosisinhomogenitäten von unter 0.5% Standardabweichung über die gesamte

Implantationsfläche können sowohl durch die Überlagerung leicht inhomogener Strom-

dichten als auch durch Implantation mit Stromdichten dieser Inhomogenität erreicht

werden.

Da sich jedoch die Strahlprofile des Beschleunigers verändern, ist ein solches Ergebnis

für die Implantation mit einer Stromdichte minimaler Inhomogenität die Ausnahme.

Daß auch die Überlagerung der Profile keine wesentliche Verkleinerung der

Inhomogenität ermöglicht, liegt daran, daß alle erzeugbaren Strahlprofile eine gemein-

same Struktur besitzen . Diese Struktur entsteht durch das abrupte Abbrechen der

Reflektion beim kritischen Winkel . Dies führt zu einem steilen Abfall des reflektierten

lonenstrahlanteils auf der Implantationsfläche . Der Effekt ist kleiner als 3% . Da der

Strahl durch den Quadrupol nicht rotationssymmetrisch aufgespalten wird, entstehen

zwei dieser Abfälle, bei unterschiedlichen Abständen von der optischen Achse . Da ihre

Lage sieh nur geringfügig bei einer Änderung der Quadrupolspannung verschiebt, führt

dies zu einer allen Profilen gemeinsamen Struktur.


Trotz dieser Effekte ist es möglich, sanfte Implantationen mit Stromdichten, deren

Inhomogenität kleiner als 20% sind, mit einer Dosisinhomogenität von unter 2%

durchzuführen.

Um neben dem Vorteil der sanften Implantation, auch die von herkömmlichen

Implantationsanlagen erzeugten Dosisinhomogenitäten von unter 1% zu ereichen, be-

darf es einer Änderung der Anlage.

Die Dosishomogenität wird durch die unterschiedliche Lage der Abschneidekante für die

Fokussierungsrichtungen des Quadrupols begrenzt . Um dies zu vermeiden, kann die

Auffächerung mit einer elektrischen Einzellinse durchgeführt werden, die den Ionenstrahl

rotationssymmetrisch aufweitet /15/ . Dagegen spricht die hohe Spannung in der Grö-

Benordnung der Beschleunigungssspannung der Ionen, die eine schnelle Änderung

schwierig macht . Die Abhängigkeit der Inhomogenität vom Strahlprofil vor der

Einzellinse wird auch hier nur in Einzelfällen eine Verbesserung erbringen.

Eine zweite Möglichkeit ergibt sich durch eine Trennung des Zonenreflektors in vier un-

abhängige Elektrodenebenen. Bei gleicher Spannung an gegenüberliegenden Elektroden

können die Reflektionswinkel durch unterschiedliche Spannung an aufeinander senk-

recht stehenden Elektrodenebenen so eingestellt werden, daß eine Reflektion bis zur op-

tischen Achse in beiden Richtungen möglich ist. Die Änderung der Quadrupolspannung

führt dann zu unterschiedlichen Strahlprofilen, deren Überlagerung

Dosisinhomogenitäten von unter 1% ermöglichen.

Bei Dosisinhomogenitäten zwischen 1% und 2% ermöglicht es die Implantation mit

einer Stromdichte minimaler Inhomogenität, die Implantationszeit extrem kurz zu wäh-

len. Da nach einer Umdrehung des Targets die minimale Inhomogenität erreicht ist,

bietet sich dieses Verfahren bei kleinen Dosen an. Für lange implantationszeiten kann

durch die Überlagerung verschiedenartiger Strahlprofile eine Dosisinhomogenität von

unter 1 .8% erreicht werden .

Strahlexperimente

57

Zusammenfassung

In dieser Arbeit wurden Experimente mit einer Strahlaufweitungsanlage an einem kon-

ventionellen Implantationsbeschleuniger durchgeführt . Die Strahlaufweitung stellt ein

alternatives Konzept zum ausnahmslos praktizierten mit Strahlrasterung dar und sichert

die sanfteste Behandlung von Wafer und Photolackarbeitsmaske.

Bei der Strahlaufweitung wird nämlich kontinuierlich lediglich mit der mittleren Strom-

dichte an allen Orten des Wafers implantiert, während beim Strahlrastern

diskontinuierlich mit der 100 bis 1000 mal größeren Stromdichte eines fokussierten

Strahls implantiert wird.

Die Strahlaufweitungsanlage besteht aus einem elektrischen Quadrupol, mit dem der

Ionenstrahl aufgeweitet wird, einem langen neuartigen lonenreflektor als nichtlineares

Strahlführungselement, einem rotierenden Substrathalter mit einer Umdrehungsfrequenz

von 2 Hz und 14 auf dem Substrathalter montierten Faraday-Bechern zur Messung der

radialen Stromdichteverteilung und zur Dosisüberwachung.

Durch Variation der Quadrupolspannung können qualitativ unterschiedliche

Stromdichteverteilungen in der Implantationsebene eingestellt werden . Für lange

Implantationszeiten werden solche Verteilungen nacheinander für vorher berechnete

Zeiten appliziert, um eine möglichst homomogene Dosis zu implantieren. Für diesen

Vorgang wurde ein Regelungskonzept erstellt.

Die meisten Experimente wurden mit einem 100 keV-Argonstrahl mit einem Strom von

0.5 mA durchgeführt . Zur Implantation von Siliziumscheiben wurde mit einem 0 .1 mA

Bor-lonenstrahl gleicher Energie gearbeitet.

Die relative Meßgenauigkeit der Stromdichte mit den 14 Faraday-Bechern ist 0 .6%

Standardabweichung, überprüft durch Schichtwiderstandmessungen an fünf Bor-

implantierten Siliziumscheiben . Die absolute Dosismeßgenauigkeit ist sicher besser als

die über Implantationsversuche abgeschätzten 5%.

Von dem gesamten Ionenstrom am Eingang des Quadrupols gelangen etwa 62% auf die

Implantationsfläche . Mindestens 22% der Verluste entstehen dadurch, daß eine qua-

dratische Fläche bestrahlt wird, aber nur eine Kreisscheibe zur Implantation genutzt

werden kann.

Mit der Regelung, bei der verschiedene Stromdichteverteilungen zur Anwendung kom-

men, wurden Dosen appliziert deren Inhomogenitäten im Mittel 1 .6% und in den Ex-

tremfdllen 0.5% und 3% Standardabweichung betrugen .

Zusammenfassung

59

Solche Experimente wurden durch 40 Implantationsversuche abgesichert . Mit dem

Non-Linear-Least-Squere-Verfahren werden aus den angebotenen 16

Stromdichteverteilungen nur wenige für die Implantation ausgewählt.

Für die Neueinstellung von Strahlbreite und -lage sowie Quadrupol- und

Reflektorspannung, um eine relativ homogene Stromdichteverteilung in der

Implantationsebene zu erzielen, braucht man weniger als 5 Minuten.

Fier kurzzeitige (< 20 s) Implantationen wird die homogenste Stromdichte eingestellt

und appliziert . Im Mittel führen die Bemühungen zu Inhomogenitäten von 1 .3%, in den

Extremfällen 0 .7% und 3%, abgesichert durch viele Versuche über Monate . Dieses

Verfahren führt zu extrem niedrigen Implantationszeiten mit Dosisinhomogenitäten, die

sicher unter 2% Standardabweichung liegen, was für Hochstromimplantationen von be-

sonderem Interesse ist.

60


Literaturliste

Piran Sioshansi

Nucl. Instr . & Meth.,B37/38 (1989) 667-671

2. Charles M. McKenna

Nucl. Instr . & Meth.,B37/38 (1989) 448-455

3. Keith 0 Legg and Hillary Solinick-Legg

Nucl. Instr . & Meth.,B40/41 (1989) 662-566

4. J. Schelten

Verfahren und Vorrichtung zur Bestrahlung großer Flächen mit Ionen

Patentanmeldung P3734 442 .0-33 (1989)

5. H . Glawischnig and K. Noack

in Ion Implantation Science and Technology, F .J. Ziegler Ed .,

Academic Press, Orlando,Fla . (1984) p. 5.313-374

6. Heiner Ryssel

in Ion Implantation Techniques, H . Ryssel and H . Glawischnig, Eds.

Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York (1982) p .177-205

7. P. R. Hanley

in Ion Implantation Techniques, H. Ryssel and H. Glawischnig, Eds.


8. T. C. Smith

in Ion Implantation Techniques, H . Ryssel and H. Glawischnig, Eds.


Zusammenfassung

61

9. N. Turner

in Ion Implantation Techniques, H . Ryssel and H. Glawischnig, Eds.


10. A.P. Banford

'The Transport of Charged Particle Beams', Spon Ltd ., London (1966)

11. Ch. L. Lawson and R. J. Hanson

'Solving Least Squres Problems',

Prentice Hall, Inc . Englewood Cliffs (1974)

12. Kenneth H. Purser and J . Paul Farrell

Some Principle Underlying Ion Optics Design

in Ion Implantation Science and Technology, F .J . Ziegler Ed.,

Academic Press, Orlando,Fla . (1984) p. S .433-486

13. J .Schelten and A.van der Hart

Nucl . Instr. & Meth.,A292 (1990) 45-51

14. U. Kurz. W.Reimer, U. Kammel, A . van der Hart und J . Schelten

Spezielle Berichte der KFA- Jtilich-Nr .466 (Sep . 1988)

15. P. Grivet

Electron Optics, Pergamon Press (1972)

16. R. L . F . Hernrnent

Radiat . Effects, Vol . dd , (1979)

17. Douglas M . Jamba

Rev. sci . Instr .,Vol 49,No 5,(1978)

i1c]d . C l~t..~~l„liQ1iGs !Rr.$ l . 1

V1u1ll 1,~n~41~anna

Radiat . Effects,Vol 44, (1979)

62


19. Beske

Dissertation Mainz (1965)

20. H. H . Andersen and H. L. Bay

in Sputtering by Particle Bombardementl ,R . Behrisch Ed .,

Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York (1981)

21. A. Benninghoven, F. G. Rüdemann, and H . W. Werner,

Secondary Ion Mass Spektrometry, John Wiley and Sons, Inc . (1987)

22. B . Svenson, G. Holmen

J. Appl. Phys., 52, No . 11, 6928, (1981)

23. IMSL Libery, FORTRAN Subroutines for Mathematics and

Statistics Houston, Texas, USA

24. S. Wolf and R.N. Tauber

Ion Implatation vor VLSI in Silicon Processing for VLSI Era,

(1985)

25. P. L. F . Hemment

in Ion Implantation Science and Technology, F .J. Ziegler Ed.

Academic Press, Orlando,Fla . (1984) p. S.211-260

Vol.l, Lattice Pess (1986)

26. Smith and Stepen and G.W. Hinder

Measurement of Doping Uniformity in Semiconduktor Wafer, AERE-R7085

27. P.K. Sandana, J. Washburn, C.W. Magu

J. Appl. Phy. 54 ,(1983)

28. Jozsef Gyulai

in Ion Implantation Science and Technology, F .J. Ziegler Ed.

Academic Press, Orlando,Fla . (1984) p. S.139-210

29. J . Schelten, Th. Fuhrmann, A . van de Hart und U. Kurz,

Nucl. Instr. & Meth.,B62 (1991) 275-284

Zuletzt möchte ich allen danken, die zum Gelingen dieser Arbeit beigetragen haben.

Mein besonderer Dank gilt

Herrn Prof. H . kith für die Möglichkeit der Durchführung am Institut für Schicht-

und I onentechnik,

Herrn Prof. J .Schelten für die interessante Themenstellung und die ausgiebige Be-

treuung,

Helm A.van der Hart für seine stetige Disskusionsbereitschaft,

Hein W.Reimer für viele gute Ratschläge in Konstruktionsfragen,

Herrn M .Gebauer für den reibungslosen Betrieb des Implanters,

Herrn N.Wolters für die Hilfe bei allen elektonischen Schwierigkeiten,

Frau U.Bundrock für die Programme zur Steuerung der Anlage und der Mitarbeit

UG1111 ,Schreiben des Manuskripts,

und meiner Frau für viel Geduld und die kritische Durchsicht des Manuskripts .

Jill-2579

Januar 1992

ISSN 0388-0885

Extlerimente z'ur Strahlaufweitu...

Documents

Transcript of Extlerimente z'ur Strahlaufweitu...