94
X X
о
1ами. При ионной бомбардировке мишени наряду с процессами распыления поверхности, иопи-о-ионной эмиссии^ образования радиационных дефектов и др. происходит проникновение ионов в глубь мишени. Внедрение ионов становится существенным при энергии ионов £>1 кэВ. Движущиеся частицы в результате многократных столкновений постепенно теряют энергию, рассеиваются и в конечном итоге либо отражаются назад, либо останавливаются, распределяясь но глубине. Энергетич. потери обусловлены как взаимодействием с электронами мишени (нсупругие столкновения), так и парными ядерными (упругими) столкновениями, при к-рых энергия передается атомам мишени в целом и резко изменяется направление движения частицы.
При высоких энергиях и малых прицельных параметрах ядра сталкивающихся частиц сближаются на расстояния, меньшие радиусов электронных орбит, и их взаимодействие описывается кулоновским потенциалом. При низких энергиях существенно экранирование ядер электронами и потенциал взаимодействия:
Теория ЛШШ дает совпадение с экспериментом, как правило, с точностью не хуже 30%, Обнаруженные осцилляции электронных потерь в зависимости от Z± и Z2 описываются более совершенной теорией, использующей волновые ф-ции Хартри ≈ Фока ≈ Слэтера.
Рис. 2. Распределения по глу-бпнк х ионов D н Р, внедр╦нных в Si; £0~1(.Н1 к-эБ, дола ионов 101Г> см"2. Для ионов Б R
10
20
пр
≈ 300 нм, ДНП = ≈ 1,26; дли
≈ / 6 ИМ, Оь =
РЯП]Г124 нм,
б нм, Sft^ti (N ≈ число ионои в 1 см3).
1(У 10' Ш
17
0,1 0,2 0,3
V
7 7
' *
Ф
г
∙I* I
а
(1)
где Z]L, Z2 ≈ ат. номера иона и атома мишени, г ≈ расстояние между ядрами, а ≈ параметр экранирования, Ф(г/а) ≈ ф-ция экранирования.
В нек-ром приближении можно раздельно рассматривать взаимодействие движущегося иона с электронами (свободными и на внетп. оболочках атомов) и взаимодействие между ядрами ионд и атома мишени, считан оба механизма потерь аддитивными, а среду однородной и изотропной (теория Л и ндхар да ≈ Шарфа ≈ III и о т т а, ЛШШ). Если ввести привед╦нную безразмерную энергию ионов
└ _ о 'ft Л Т 2 /2^ " 77 f2 М, i- Л1* ^ '
Z^|£>2 *1 Г--*-12
и привед╦нный безразмерный пробег
Q, 4 0.5
J. НКМ
Траектория иона представляет собой сложную ломаную линию, состоящую из отрезков пути между элементарными актами рассеяния па большие углы. В первом приближении траекторный пробег для частицы с нач. энергией £└ равен;
о
(6)
)-*, (3)
где £' и Д ≈ энергия л пробег иона; 71/! , Л/2 ≈ массы (в а. е. м.) бомбардирующего иона (1) и атомов мпшени (2); и0 ≈ концентрация атомов мишени, то удельные потери энергий
Важными характеристиками процесса И. и. являются т. н. проективный пробег иона ЛПр ≈ проекция траек-торного пробега на направление первонач. частицы, а также распределение имплантиро- f ванных атомов по -/?npi т. е. по глубине х (при бомбардировке по нормали к поверхности мишени). Распределение по х частиц, имплантпрован-пых в аморфную мишень, характеризуется ср. про-
≈ dp S R '
В теории ЛШШ Ф(г/й) ≈ ф-ция Томаса ≈ _Ферми_с_ параметром экранирования о=0,885 &(me*V Z^-f-^/v'1 (см. Плазма тв╦рдых тел}. Удельные потери в упругих столкновениях (rf£/dp)n проходят через максимум
Рис. 1. Зависимости удельных потерь энергии rf#/<Jp
от £ I но теории ЛШШ: 2 упругие потери; 2,3 ≈ неупругие потери энергии для /(≈0,1 и К=0,25.
4 S
И убывают с ростом 8 (кривая 1, рис. 1). Удельные потери в по упругих столкновениях
~ а-
O.OSZ'/'Z1/* 12
Для большинства комбинаций ион ≈ атом мишени /С лежит в интервале 0,1≈0,25 (кривые 2 и 3, рис. 1).
__ 2 /
При очень больших скоростях v (i^2'*£/l37) теория
ЛШШ неприменима, а при i/>Z'3r/137 ион движется У
мишени как голое ядро и удельные потери энергии 198 убывают с дальнейшим с╦ ростом.
бегом /?npt среднеквадратичным разбросом про-
бегов Д/?Пр п параметром Sfa определяющим асимметрию распредели- а ния Пирсона (рис, 2).
Величины /?npt ДЯпр и Sjt зависят от Л/ь М2 и <?0 (рис. 3). При Л'л = 0 распределение Пирсона переходит в гауссовское. При И. н. в монокристаллы распределение внедренных частиц по глубине может видоизменяться из-за канали-рования заряженных частиц, Изменяя в процессе И. н. энергию ионов, можно получить распределение внедренной примеси по глубине желаемой формы.
Рис. 3. Зависимости параметров распределения ЯП1,
(а), ДНпр(б), &ъ (е) ионов
В, Р, As в Si от начальной ионов /IV
10
движения
В'
ю
юо
,нм
то
ш
00 «п.-кзВ
е
Полное число атомов примеси Nп,.к-рое может быть имплантировано в твердотельную мишень через единицу поверхности, ограничивается распылением, если коэф. распыления S (число атомов мишени, выбиваемых одним ионом} больше доли внедряющихся частиц
