В спектроскопии характеристических потерь энергии электронов (СХПЭЭ) наибольший интерес представляют энергетические положения пиков потерь. Поэтому СХПЭЭ обычно записывают в виде N(E) или d2N(E)/dE2. В последнем случае, хотя форма пика искажается, он становится более заметным, при этом его энергетическое положение сохраняется неизменным. Наиболее частое использование метода СХПЭЭ связано с решением следующих задач: определение плотности электронов;химический анализ; анализ распределения элементов по глубине.
Об изменении электронной структуры кремния при имплантации ионов Ва и щелочных элементов с большой дозой свидетельствуют изменения, наблюдаемые в спектре характеристических потерь энергии ХПЭ.
Рис. 1. Спектры ХПЭ для чистого Si(111) (кривая 1) и Si, имплантированного ионами Na с Е0=0,5 кэВ с различной дозой D, см-2: 5·1013 (2), 5·1014 (3), 7·1015 (4), 1·1016 (5). 8·1016 (6), 2·1017 (7)
В качестве примера на рис.1 приведены спектры ХПЭ для чистого Si(111) (кривая 1) и Si, имплантированного ионами Na+ с Е0=0,5 кэВ с различной дозой D, см-2: 51013 (кривая 2), 51014 (3), 71015 (4), 11016 (5), 81016 (6) и 21017 (7), снятые при энергии первичных электронов Ер=100 эВ.
На спектре ХПЭ чистого кремния (кривая 1) наблюдаются пики с потерями энергии: 7, 11, 17 и 22 эВ, обусловленные возбуждением междузонного перехода (7 эВ), поверхностных
объемных 
и кратных им 
плазменных колебаний валентных электронов. Экспериментально наблюдаемые нами значения энергии возбуждения поверхностных и объемных плазменных колебаний валентных электронов для чистого Si(111) хорошо согласуются со значениями, полученными расчетным путем по формуле Бома и Пайнса:
(1)
Смещение энергетического положения пиков характеристических потерь энергии первичных электронов на возбуждение плазмона, происходящее в результате ионного легированная, может быть объяснено возникновением достаточно толстого нарушенного слоя, диэлектрическая проницаемость которого отличается от диэлектрической проницаемости чистого материала.
Спектр объемных возбуждений чистого материала определяется полюсами обратной диэлектрической проницаемости 1/(,) кремния. В длинноволновом пределе 0, когда пространственной дисперсией можно пренебречь, выражение для функции (,) имеет известный вид:
(2)
справедливый при частотах >>g. Здесь — частота на которой исследуется отклик среды на внешнее воздействие, которая соответствует потерянной первичным электроном энергии, g — средняя частота межзонных переходов,
(3)
p2 — квадрат плазменной частоты колебаний валентных электронов чистого кремния. Neff=4 — эффективное число валентных электронов атома Si, принимающих участие в плазменных колебаниях, Na=8 — число атомов Si в элементарной ячейке, d=5,43Å — постоянная решетки, — показатель затухания в системе колеблющихся валентных электронов, обычно удовлетворяющий условию <<p и составляющий (0,2–0,3)р.
Предположим, что ионно-имплантированный слой состоит из двух независимых электронных жидкостей: первая — валентные электроны кремния, вторая — валентные электроны внедренной примеси. Допущение об их независимости друг от друга справедливо благодаря выполнению условия ħсв<<ħ, где ħсв — характерная энергия возможной химической связи, не превышающая обычно 5–7 эВ. В этом случае диэлектрическую проницаемость образовавшегося двухкомпонентного материала можно представить как
(4)
где n0Si = Na/d3 — концентрация атомов Si в исходном монокристалле, nSi — концентрация атомов Si в имплантированном слое, p imp — плазменная частота монокристалла, полностью состоящего из примесных атомов с концентрацией n0imp, nimp — концентрация примесных атомов в имплантированном слое (величиной затухания пренебрегаем). Необходимо отметить, что концентрации nSi и nimpв общем случае зависят от расстояния до поверхности материала z. Однако, благодаря малой длине свободного пробега первичных электронов с энергией Ер=30–300 эВ, глубина выхода электронов, возбудившихся плазмой, не должна превышать 10 Å. Это позволяет в соответствии с экспериментальными результатами считать nSiи nimp приближенно постоянными для Е0 0,5 кэВ и равными соответствующим концентрациям вблизи поверхности.
Частота плазменных колебаний электронов в ионно — имплантированном слое находится из условия 
:
(5)
В таблице проводится сравнение величин сдвигов частоты плазменных колебаний 
, возникающих в результате имплантации ионов Na и Вa в Si(111), рассчитанных с помощью формулы (5) и полученных экспериментально. Концентрации nSi и nimp определялись методом количественной оже-спектроскопии. На рис.2. приведены зависимости сдвига энергии плазменных колебаний валентных электронов в Si(111) от дозы имплантации ионов Li, Na и Ва.
Таблица 1
Сдвиг частоты объемных плазменных колебаний р в кремнии, имплантированном ионами Ва и Na
|
Вид иона |
Доза и энергия |
Расчет |
Эксперимент |
|
Ва Na |
Е0 =0,5 кэВ, D=61016 cм-2 Е0 =0,5 кэВ, D=81016 cм-2 |
3,6 эВ 3,0 эВ |
3,2 эВ 3,0 эВ |
Видно, что для всех типов ионов с увеличением дозы облучения величина сдвига 
возрастает, достигая насыщения при D=(26) 1016 cм-2.
Причем для всех ионов, кроме Ва, максимальное значение 
примерно одинаково (
3 эВ), а в случае Ва 
3.2 эВ.
Рис. 2. Зависимости сдвига энергии плазмона Si(111) от дозы имплантации ионов Li, Na и Ba
Такое различие, по-видимому, может быть связано с тем, что в случае имплантации щелочных ионов происходит взаимодействие между sр3 — электронами Si и s- электронами щелочного металла, а в случае Ва, кроме s — электронов, участвуют также и d — электроны бария. Еще одной особенностью рис. 2 является то, что сдвиг энергии плазмонов Si начинается с дозы близкой к дозе аморфизации.Это, вероятно, связано с тем, что образование химического соединения между атомами внедренной примеси и кремния начинается после заметной деформации кристаллической решетки. В результате нарушения Si — Si связей при аморфизации доля химически связанных атомов Si и имплантированной примеси становится весомой, что и отражается в спектрах ХПЭ.
На рис. 3 приведены спектры ХПЭ для кремния, имплантированного ионами Ва+ с энергией 0,5 кэВ с различной дозой облучения. Энергия первичных электронов, при записи спектров ХПЭ, в виде первой производной от распределения вторичных электронов по энергиям — dN/dE(E), равнялась 100 эВ. На спектре ХПЭ для чистого кремния наблюдаются пики с потерями энергии: 7, 11, 17 и 22 эВ, обусловленные возбуждением межзонного перехода (7 эВ) и плазменных колебаний электронов. Экспериментально определенные нами значения энергии возбуждения поверхностного ћS и объемного ћV плазменных колебаний для чистого кремния хорошо согласуются с известными расчетными [4] и экспериментальными [5] результатами. На кривой 7, для Si, имплантированного ионами Ва с дозой 21017 см-2, наблюдаются пики ХПЭ при: 6; 9,5; 14; 16; 19 и 25,5 эВ. Пик при энергии 6 эВ, вероятно, обусловлен возбуждением межзонных переходов электронов из валентной зоны системы (Ва + Si).
А характер изменения амплитуды пиков при 9,5 и 14 эВ с изменением энергии первичных электронов в области Е0=30 300 эВ позволил нам считать первый пик связанным с возбуждением поверхностного плазмона, а второй — с возбуждением объемного плазмона в ионно-имплантированном слое кремния. Из спектров ХПЭ, снятых после различных стадий ионной имплантации, нами установлено, что по мере увеличения дозы ионов Ва происходит смещение пиков потерь энергии на возбуждение плазменных колебаний электронов в кремнии. Это смещение на рис.3 показано вертикальными пунктирными линиями.
Рис. 3. Спектры ХПЭ для Si(111) легированного ионами Ва+с Е0=0,5 кэВ с различной дозой облучения D, см-2: 0 — кривая 1; 51013–2; 51014–3; 51015–4; 1016–5; 81016–6; 21017–7
Рис. 4. Спектры ХПЭ для Si, легированного ионами Ва+с Е0=0,5 кэВ, снятые до и после термического отжига
Заметное изменение энергетических положений пиков имеет место, начиная с дозы аморфизации поверхности кремния. Следует ответить, что поскольку особенности пиков ХПЭ тесно связаны с состоянием валентных электронов и с формой распределения плотности свободных состояний электронов в зоне проводимости, то изменения положений пиков в результате ионной имплантации свидетельствуют об изменении электронной структуры поверхности кремния.
Тот факт, что заметный сдвиг пиков ХПЭ происходит с дозы, соответствующей дозе аморфизации поверхности, позволяет одной из причин изменения электронной структуры кремния при имплантации бария считать сильное нарушение кристаллической структуры в имплантированном слое. Другой причиной может быть сильное изменение элементного (или даже химического) состава приповерхностной области образца при больших дозах внедренных ионов.
Если аморфизация действительно влияет на электронную структуру поверхности кремния, то при имплантации примеси ионами большей энергией (Е0>0,5 кэВ) сдвиг пиков плазменных колебаний электронов должен происходить при меньших дозах облучения. Измерения, выполненные при имплантации ионов Ва+ в кремний с энеpгией Е0=3 и 5 кэВ показали, что сдвиг энергии объемных плазменных колебаний с увеличением энергии Е0 происходит при меньших дозах. Однако величина сдвига энергии плазмонов оказывается меньшей, чем в случае имплантации ионов с E0=0,5 кэВ, что связано с более глубоким проникновением ионов с E0=3 и 5 кэВ.
Интересно было проследить, как меняются спектры ХПЭ ионно-имплантированного кремния в результате прогрева при различных температурах. На рис.4 приведены спектры ХПЭ кремния, имплантированного ионами Ва+ с E0=0,5 кэВ, снятые до и после термического отжига. Видно, что прогрев ионно-легированного образца до температуры Т=650 К приводит лишь к изменению формы спектра, а положения пиков не меняются. Кроме того, после прогрева образца при указанной температуре несколько увеличивается амплитуда пика при энергии 6 эВ, что вероятно связано с вкладом потери энергии на возбуждение плазмона бария. Затем, с ростом температуры отжига, наблюдается сдвиг пиков в область больших энергий и приближение спектра ХПЭ к спектру чистого кремния. Полное восстановление спектра ХПЭ, характерного для чистого Si, происходит только после прогрева при Т=1200 К. Такое высокое значение температуры, необходимой да восстановления исходного состояния поверхности кремния, свидетельствует о возможности образования химического соединения атомов Ва с кремнием, так как температура десорбции несвязанного бария значительно ниже.
Графики изменения энергетических сдвигов первого и второго максимумов (E1 и Е2) на спектре УРЭ и сдвига энергии объемного плазмона ћV, с температурой прогрева ионно-имплантированного кремния показаны на рис.5, из которого видно, что отклонение энергетических положений максимумов зависимости — для ионно-имплантированного кремния становится равным нулю также после прогрева при Т=1200 К.
Аналогичные изменения в спектрах характеристических потерь энергии электронов и в спектрах упруго рассеянных электронов также наблюдались и при имплантации в кремний других щелочных ионов.
Рис. 5. Графики зависимостей сдвига энергии плазмонов и положений максимумов Е1 и Е2 спектра УРЭ от температуры отжига Si, имплантированного ионами Ва+
Таким образом, в результате имплантации низкоэнергетических ионов щелочных и щелочно-земельных элементов в кремний с большой дозой сильно меняется электронная структура поверхности образца, что связано с аморфизацией имплантированной области и, возможно, с образованием химического соединения легирующей примеси с атомами матрицы. Для точного установления последнего предположения необходимо исследовать изменение элементного и химического состава поверхности Si при имплантации примеси методом электронной оже-спектроскопии.
Литература:
- Рысбаев. А.С., Нормуродов М. Т., Либенсон Б. Н. Особенности плазменных колебаний электронов в приповерхностном слое ионно-легированного кремния // Поверхность, физика, химия, механика,1989, № 5, с. 100–103.
- Рысбаев. А.С., Нормуродов М. Т., Гончарова И. Ю., Кухаренко Ю. А. Изменение плотности состояния валентных электронов полупроводников, имплантированных ионами низких энергий. // Радиотехника и электроника, 1989, № 4, С. 655–658.
- Рысбаев. А.С., Нормуродов М. Т., Либенсон Б. Н. Особенности возбуждения электронов в ионно-имплантированном полупроводнике. // Физика и техника полупроводников, 1990, т. 24, № 1, С. 166–170.
- Kane E. O. Band Structure of silicon from an Adjusted Heine-Abarenkov Calculation.// Phys. Rev., 1966, v.146, N 2, P.558–567.
- Бажанова Н. П. Пороговые эффекты в упругом отражении медленных электронов для Si(100).//ФТТ, 1979, 21, № 1, С. 305–308.
