JP2010103402A - Method of generating ion implantation distribution and simulation thereof - Google Patents
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Abstract
Description
本発明はイオン注入分布発生方法及びシミュレータに関するものであり、モンテカルロシミュレーションにより広いエネルギー範囲において精度の高いイオン注入分布を発生させるための電子阻止能Seの設定の仕方に関するものである。 The present invention relates to an ion implantation distribution generating method and simulator relates setting manner of the electronic stopping power S e for generating a high ionic implantation distribution accuracy over a wide energy range by Monte Carlo simulation.
シリコン集積回路装置において、シリコン基板への不純物の導入はイオン注入で行われるのが一般的である。このようなシリコン集積回路装置のプロセス構築に際しては、必要な素子構造を得るためのイオン注入条件を決定する必要があるが、このようなイオン注入条件をシミュレーションにより決定することが行われている。 In a silicon integrated circuit device, introduction of impurities into a silicon substrate is generally performed by ion implantation. In the process construction of such a silicon integrated circuit device, it is necessary to determine ion implantation conditions for obtaining a necessary element structure, and such ion implantation conditions are determined by simulation.
従来、商品化されたシミュレータにおいては、膨大なイオン注入データベースに基づいてこのようなシリコン基板におけるイオン注入プロファイルを予測している。このイオン注入データベースは、ガウス関数、ジョイントハーフガウス関数、ピアソン関数、デュアルピアソン関数、或いは、テール関数等の解析的関数に対するパラメータのセットとなる。 Conventionally, commercialized simulators predict such an ion implantation profile in a silicon substrate based on an enormous ion implantation database. This ion implantation database is a set of parameters for an analytical function such as a Gaussian function, a joint half Gaussian function, a Pearson function, a dual Pearson function, or a tail function.
これらの解析的モデルは、イオン注入プロファイルを表すためのものにすぎず、物理的な根拠によるものではない。したがって、イオン注入分布に関する実験データが少ない場合には、精度の高い予測が不可能であるという問題がある。 These analytical models are only for representing ion implantation profiles and are not based on physical evidence. Therefore, when there is little experimental data regarding ion implantation distribution, there is a problem that it is impossible to predict with high accuracy.
近年、C、N或いはF等の各種のイオンが、後工程におけるアニール処理に伴う一時的な拡散を抑制するために用いられており、これらのイオンのプロファイルの理論的予測が要請されている。 In recent years, various ions such as C, N, and F have been used to suppress temporary diffusion associated with an annealing process in a later process, and a theoretical prediction of the profile of these ions is required.
このような要請に応えるものとして、非晶質層へのイオン注入分布を理論的に予想する手段としてMonte Carlo が知られている。これは、入射イオンと基板との相互作用を、核阻止能Sn及び電子阻止能Seの物理に基づいて、入射イオンの軌跡を追跡していくものである。 In order to meet such a demand, Monte Carlo is known as a means for theoretically predicting the ion implantation distribution into the amorphous layer. This interaction between the incident ions and the substrate, based on the physics of nuclear stopping power S n and the electronic stopping power S e, in which continue to track the trajectory of the incident ions.
即ち、入射イオンと基板との相互作用は2つのメカニズムからなると仮定し、一つは、イオンと基板原子の核との相互作用であり、他の一つはイオンと基板原子の電子との相互作用であり、前者が核阻止能Snに対応し、後者が電子阻止能Seに対応する。このような相互作用のメカニズムは、SRIMや他のモンテカルロシミュレータにおけるモンテカルロシミュレーションにおいて直接的に実効されている(例えば、非特許文献1参照)。 In other words, it is assumed that the interaction between the incident ion and the substrate consists of two mechanisms, one is the interaction between the ion and the nucleus of the substrate atom, and the other is the interaction between the ion and the electron of the substrate atom. an action, the former corresponds to the nuclear stopping power S n, the latter corresponds to the electronic stopping power S e. Such an interaction mechanism is directly implemented in Monte Carlo simulation in SRIM and other Monte Carlo simulators (see, for example, Non-Patent Document 1).
この理論は、任意のイオンを任意の基板にイオン注入した場合の一般的な場合にも有効であり、電子阻止能をチューニングすればその精度をさらに向上させることができる。図15は、計算モデルであり、質量数M1,原子番号Z1,エネルギーT1i(速度v1i)のイオンが、基板を構成する質量数M2,原子番号Z2の原子と相互作用して伝達するエネルギーT2f、散乱角度をΦ、相互作用後のイオンの速度をν1i、基板原子の速度をν2i とすると、
T2f/T1i=2M2ν2i 2 sin2 (Φ/2)/〔(1/2)M1ν1i 2 〕
=(4M2/M1){〔M1v1i/(M1+M2)〕2 /ν1i 2 }
×sin2 (Φ/2)
=〔4M2M1/(M1+M2)2 〕sin2 (Φ/2)・・・(1)
と表現される。
This theory is also effective in a general case where ions are implanted into an arbitrary substrate, and the accuracy can be further improved by tuning the electron stopping power. FIG. 15 shows a calculation model in which ions having mass number M 1 , atomic number Z 1 , energy T 1i (velocity v 1i ) interact with atoms having mass number M 2 and atomic number Z 2 constituting the substrate. Energy T 2f , scattering angle Φ, velocity of ions after interaction ν 1i , and substrate atom velocity ν 2i ,
T 2f / T 1i = 2M 2 ν 2i 2 sin 2 (Φ / 2) / [(1/2) M 1 ν 1i 2 ]
= (4M 2 / M 1 ) {[M 1 v 1i / (M 1 + M 2 )] 2 / ν 1i 2 }
× sin 2 (Φ / 2)
= [4M 2 M 1 / (M 1 + M 2 ) 2 ] sin 2 (Φ / 2) (1)
It is expressed.
ここで、イオンと基板原子の距離をr、衝突パラメータをb、ポテンシャルエネルギーをV(r)とすると、伝達エネルギーT2fは、下記の式(2)として求まる。
ΔEn=T2f
のエネルギーを失う。
Here, assuming that the distance between the ions and the substrate atoms is r, the collision parameter is b, and the potential energy is V (r), the transfer energy T 2f is obtained as the following equation (2).
ΔE n = T 2f
Lose energy.
また、相互作用に伴う散乱角度Φは、下記の式(3)で表される。
θ=2πRand(n)
の関係から求まる。
Further, the scattering angle Φ accompanying the interaction is expressed by the following formula (3).
θ = 2πRand (n)
It is obtained from the relationship.
また、ポテンシャルエネルギーV(r)として、例えば、下記のZiegler−Litmark−Biersak(ZLB)のポテンシャルエネルギーを用いる(例えば、非特許文献2参照)。
V(r)=(e2 Z1Z2/r)f(ρ) ・・・(4)
但し、
V (r) = (e 2 Z 1 Z 2 / r) f (ρ) (4)
However,
これにより、衝突後のエネルギーと方向が決まる。次に、新たに注入エネルギーで同様の計算を繰り返し、イオンの軌跡をトレースしてイオンの分布プロファイルを取得する。
このMonte Carloシミュレーションは、粒子の各軌跡を追うため、統計誤差を減らすためには数万個以上の計算をする必要がある。
This determines the energy and direction after the collision. Next, the same calculation is newly repeated with the implantation energy, and the ion trajectory is traced to obtain the ion distribution profile.
Since this Monte Carlo simulation follows each trajectory of particles, it is necessary to perform tens of thousands or more calculations in order to reduce statistical errors.
このようなMonte Carloシミュレーションにおける重要な物理パラメータに上述のイオンと基板原子の電子との相互作用に対応する電子阻止能Seがあり、これに対する標準モデルとしては、下記の式(6)で示すLindhard(リントハルト)のものが知られている(例えば、非特許文献3参照)。
このようなLindhardモデルによると、注入エネルギーが数10keVの範囲では比較的良好な予測が可能である。なお、この式(6)においては、各原子に対応するフィッティングパラメータとしてreを加えているが、Lindhardのオリジナルな電子阻止能SeLはre=1に相当する。 According to such a Lindhard model, a relatively good prediction can be made when the implantation energy is in the range of several tens of keV. Note that in the equation (6), although the addition of r e a fitting parameter for each atom, the original electronic stopping power S eL of Lindhard corresponds to r e = 1.
このLindhardモデルにおける電子阻止能SeLはイオンの電子雲と基板原子との相互作用を仮定している。しかし、高エネルギー領域ではイオンに付随する電子雲がはぎ取られてしまうので、仮定が成り立たず、したがって、高エネルギー領域においては近似が非常に悪くなるという問題がある。 Electronic stopping power S eL in this Lindhard model assumes the interaction between the electron cloud and the substrate atom ions. However, since the electron cloud associated with the ions is stripped in the high energy region, the assumption does not hold, and therefore there is a problem that the approximation becomes very bad in the high energy region.
このようなモデルの適用限界に対応する臨界速度vcは、v0をボーア速度とすると、
vc=Z1 2/3v0 ・・・(7)
で表される。したがって、モデルの適用限界に対応する臨界エネルギーEは、
E=(M1/2)vc 2 =(M1/2)(Z1 2/3v0)2 ・・・(8)
となる。因に、B、P及びAsに対する臨界エネルギーは、それぞれ、2MeV、10MeV及び29MeVとなる。近年、ウエル領域の形成のためにMeVオーダーのエネルギーでイオン注入が行われているが、このようなエネルギー領域においてはLindhardモデルは適用できないことになる。
The critical velocity v c corresponding to the application limit of such a model is given by assuming that v 0 is the Bohr velocity.
v c = Z 1 2/3 v 0 (7)
It is represented by Therefore, the critical energy E corresponding to the application limit of the model is
E = (M 1/2)
It becomes. Incidentally, the critical energies for B, P, and As are 2 MeV, 10 MeV, and 29 MeV, respectively. In recent years, ion implantation has been performed with an energy of MeV order for the formation of a well region, but the Lindhard model cannot be applied in such an energy region.
一方、高エネルギー領域の専用モデルとして、Bethe(ベーテ)のモデルが知られている(例えば、非特許文献4参照)。このBetheのモデルにおいては電子阻止能SeBは、Nを基板原子の密度、meを電子の質量、Iを平均電子励起エネルギーとすると、下記の式(9)で表される。
このBetheモデルにおいては、注入イオンは電子雲が完全にはぎ取られていることを仮定しており、イオンの注入速度が上記の式(9)で表される臨界速度vc以上の場合に有効となる。 In this Bethe model, it is assumed that the implanted ions are completely stripped of the electron cloud, and this is effective when the ion implantation rate is equal to or higher than the critical velocity v c represented by the above equation (9). It becomes.
そこで、Ziegler(ジーグラー)は、低エネルギー領域ではLindhardのモデルの形式のものを、高エネルギー領域では線形応答理論でBetheのモデルに近いモデルを提案し、それらを繋ぎ、多くの組合せに対して多くのパラメータを設け、幅広いエネルギー領域での電子阻止能モデルを提案している(例えば、上述の非特許文献3参照)。
Therefore, Ziegler proposed a model of Lindhard's model in the low energy region and a model close to the Bethe model in linear response theory in the high energy region, and connected them, and many of them for many combinations And proposed an electron stopping power model in a wide energy range (for example, see
Zieglerは水素イオンを各種の基板に注入した場合の電子阻止能をSe 1 とした場合、この電子阻止能Se 1 を、経験的に下記の式(11)で表している。
また、原子番号がZ1のイオンに対する電子阻止能Seは、下記の式(12)で表される。
また、Zieglerは低エネルギー領域における電子阻止能Se Z1(E)として、下記の式(13)で表される関係を設定している。
Ec/M1=25keV/amu ・・・(14)
で表される。したがって、臨界エネルギーEcにおける電子阻止能Se Z1(Ec)は、式(12)から、下記の式(15)で表される。
E c / M 1 = 25 keV / amu (14)
It is represented by Therefore, the electron stopping power S e Z1 (E c ) at the critical energy E c is expressed by the following formula (15) from the formula (12).
式(13)から明らかなように、Zieglerのモデルの電子阻止能Se Z1は、低エネルギー領域では、E0.45に比例しており、これは、Lindhardのモデルの電子阻止能SeLと同様なエネルギー依存性を示している。
しかし、Zieglerのモデルは、その取扱が複雑であるという問題があり、且つ、実験データで定量性が検証されていないという問題がある。後述するように、SIMSによる実験データと照合した場合には、高エネルギー領域において、SIMSによる実験データからの乖離が大きくなる。 However, the Ziegler model has a problem that its handling is complicated, and there is a problem that quantitativeness is not verified by experimental data. As will be described later, when collating with the experimental data by SIMS, the deviation from the experimental data by SIMS becomes large in the high energy region.
また、近年、浅い接合を形成するために1keV程度の低エネルギーにおいてイオン注入が行われているが、このような低エネルギー領域におけるLindhardモデルの精度の信頼性について検証がなされていないという問題がある。これは、1keV程度の低エネルギーにおけるイオン注入に物理的な問題があるのではなく、検証に必要なSIMSにおける解像度限界が影響を与えるためである。 In recent years, ion implantation is performed at a low energy of about 1 keV in order to form a shallow junction, but there is a problem that the accuracy of the Lindhard model in such a low energy region has not been verified. . This is because there is no physical problem in ion implantation at a low energy of about 1 keV, but the resolution limit in SIMS necessary for verification affects.
したがって、本発明は、1keV程度の低エネルギー領域から数MeVの高エネルギー領域に渡って、実際のイオン注入分布を精度良く再現することを目的とする。 Therefore, an object of the present invention is to accurately reproduce an actual ion implantation distribution from a low energy region of about 1 keV to a high energy region of several MeV.
本発明の一観点からは、注入イオンの軌跡をモンテカルロ法によって計算してイオン注入分布を発生させるイオン注入分布発生方法であって、前記注入イオンに対する電子阻止能Seを、reをフィッティングパラメータ、Z1を注入イオンの原子番号、Z2を基板を構成する原子の原子番号、M1を注入イオンの質量数、Eを入射エネルギーとした場合、下記の式で表されるリントハルトモデルの電子阻止能SeLと、ベーテモデルの電子阻止能SeBを修正した修正電子阻止能Se-mBとの組合せにより表すことを特徴とするイオン注入分布発生方法が提供される。
また、本発明の別の観点からは、注入イオンの軌跡をモンテカルロ法によって計算してイオン注入分布を発生させる機能を備えたシミュレータであって、前記注入イオンの電子阻止能として、上述の電子阻止能Seを採用していることを特徴とするシミュレータが提供される。 In another aspect of the present invention, there is provided a simulator having a function of generating an ion implantation distribution by calculating a locus of implanted ions by a Monte Carlo method. simulator is provided, characterized by employing a capacity S e.
開示のイオン注入分布発生方法及びシミュレータによれば、1keV程度の低エネルギー領域から数MeVの高エネルギー領域に渡って、実際のイオン注入分布を精度良く再現することが可能となる。 According to the disclosed ion implantation distribution generation method and simulator, an actual ion implantation distribution can be accurately reproduced from a low energy region of about 1 keV to a high energy region of several MeV.
ここで、図1乃至図11を参照して、本発明の実施の形態のイオン注入分布発生方法を説明するが、その前に、フィッティングパラメータreを伴うLindhardの電子阻止能SeLを用いたモンテカルロシミュレーションの適性を検討する。なお、核阻止能Snとしては従来のモンテカルロシミュレーションで用いられている核阻止能Snを用いる。 Referring now to FIGS. 1 to 11, will be explained an ion implantation distribution generation method according to the embodiment of the present invention, prior to, using the electronic stopping power S eL of Lindhard with fitting parameters r e Examine the suitability of Monte Carlo simulation. As the nuclear stopping power S n using a nuclear stopping power S n used in the conventional Monte Carlo simulation.
まず、モンテカルロシミュレーションの適性を検討するために、試料を作成してイオンを注入し、その分布をSIMSによって測定した。試料としては、単結晶Si基板上に減圧化学気相成長法(LPCVD法)により550℃で約1μmの厚さのα−Si膜を成膜してイオン注入用試料とした。また、Geを結晶Siにイオン注入してアモルファス層を形成した試料も用意した。 First, in order to examine the suitability of Monte Carlo simulation, a sample was prepared, ions were implanted, and the distribution was measured by SIMS. As a sample, an α-Si film having a thickness of about 1 μm was formed at 550 ° C. by a low pressure chemical vapor deposition method (LPCVD method) on a single crystal Si substrate to obtain a sample for ion implantation. A sample was also prepared in which Ge was ion-implanted into crystalline Si to form an amorphous layer.
このようなα−Si膜におけるイオン注入分布は、表面及びピーク値近傍における分布が、単結晶Siにおけるイオン注入分布とほぼ同じであるので、イオンのチャンネリングを影響を受けるテール部の分布の相違を無視して、アモルファス膜に対するシミュレーション結果と比較するために単結晶Siにおけるイオン注入プロファイルも利用した。 The ion implantation distribution in such an α-Si film is almost the same as the ion implantation distribution in the surface and near the peak value, so that the difference in the distribution of the tail part affected by the ion channeling is different. In order to compare with the simulation results for the amorphous film, the ion implantation profile in single crystal Si was also used.
また、SIMSによる測定は、一次イオンをラスタースキャンして放出される二次イオンの内、エッジ効果を回避するために電子的なゲート機構を設けて中央の狭い領域からの二次イオンのみを検出してイオン注入プロファイルを作成した。なお、測定したイオン注入プロファイルは、表面形状測定器(4 Dektak 2A:ULVAC社製商品名)を用いて較正し、また、濃度の尺度は実際のイオンドーズ量で調節した。 In addition, the SIMS measurement detects only secondary ions from a narrow central region by providing an electronic gate mechanism to avoid the edge effect among secondary ions emitted by raster scanning of primary ions. Thus, an ion implantation profile was created. The measured ion implantation profile was calibrated using a surface shape measuring instrument (4 Dektak 2A: trade name manufactured by ULVAC), and the concentration scale was adjusted by the actual ion dose.
最近、基本的なSIMSの測定メカニズムが解明され、従来疑念のあった1keV等の低加速エネルギーでのイオン注入による浅い接合のイオン分布プロファイルの精度が改善されており、今回の測定結果も精度の高いものである。 Recently, the basic SIMS measurement mechanism has been elucidated, and the accuracy of the ion distribution profile of shallow junctions by ion implantation at a low acceleration energy such as 1 keV, which has been suspected in the past, has been improved. It is expensive.
図1は、α−Siに80keVの加速エネルギーによりB,P,Asをイオンを注入した場合のSIMSによる測定結果とモンテカルロシミュレータによるシミュレーション結果の説明図である。なお、このシミュレーションにおいては、re=1.0として、Lindhardのオリジナルな電子阻止能SeLを用いている。図1に示すように、AsとPの場合には、SIMSデータとシミュレーション結果の良好な一致が見られるが、Bの場合には、SIMSデータとシミュレーション結果に大きな乖離が見られる。 FIG. 1 is an explanatory diagram of a measurement result by SIMS and a simulation result by a Monte Carlo simulator when ions of B, P, and As are implanted into α-Si with an acceleration energy of 80 keV. In this simulation, a r e = 1.0, uses an original electronic stopping power S eL of Lindhard. As shown in FIG. 1, in the case of As and P, a good agreement between the SIMS data and the simulation result is seen, but in the case of B, a large difference is seen between the SIMS data and the simulation result.
図2は、BイオンにおけるSIMSデータとシミュレーション結果の乖離をなくすために、フィッティングパラメータreを変動させた場合のイオン注入プロファイルの説明図である。図2に示すように、フィッティングパラメータreが大きくなるほどイオン注入プロファイルは浅くなり、re=1.5とした場合に、SIMSデータとシミュレーション結果がプロファイル全体で良好な一致が見られた。 2, in order to eliminate the deviation of the SIMS data and the simulation result of B ion is an explanatory diagram of an ion implantation profile when varying the fitting parameters r e. As shown in FIG. 2, the ion implantation profile becomes shallower as the fitting parameter r e becomes larger. When r e = 1.5, the SIMS data and the simulation result are in good agreement with the entire profile.
図3乃至図8は、各種のイオンに対してフィッティングパラメータreを最適化した場合のイオン注入プロファイルの比較を示したものである。図3(a)は、1×1015cm-2のBイオンをそれぞれ40keV、80keV、160keVでα−Siに注入した場合のプロファイルを示している。Bイオンの場合には、re=1.55が最適値となる。図3(b)は、1×1015cm-2のCイオンをそれぞれ40keV、80keV、160keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Cイオンの場合には、re=1.5が最適値となり、テール部での乖離が見られるが全体的には良好な一致と言える。 3 to 8, there is shown a comparison of the ion implantation profile when optimized fitting parameters r e to various ions. FIG. 3A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 B ions are implanted into α-Si at 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of B ions, r e = 1.55 is the optimum value. FIG. 3B shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 of C ions are implanted into single crystal Si at 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of C ions, r e = 1.5 is the optimum value, and although there is a divergence at the tail, it can be said that the overall match is good.
図4(a)は、1×1015cm-2のNイオンをそれぞれ40keV、80keV、160keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Nイオンの場合には、re=1.4が最適値となり、テール部での乖離が見られるが全体的には良好な一致と言える。図4(b)は、1×1015cm-2のFイオンをそれぞれ40keV、80keV、160keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Fイオンの場合には、re=1.0が最適値となり、テール部での乖離が見られるが全体的には良好な一致と言える。 FIG. 4A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 of N ions are implanted into single crystal Si at 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of N ions, r e = 1.4 is the optimum value, and although there is a divergence at the tail, it can be said that the overall match is good. FIG. 4B shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 F ions are implanted into single-crystal Si at 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of F ions, r e = 1.0 is the optimum value, and although there is a divergence at the tail portion, it can be said that the overall match is good.
図5(a)は、1×1015cm-2のSiイオンをそれぞれ20keV、40keV、80keV、160keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Siイオンの場合には、re=1.25が最適値となり、テール部での乖離が見られるが全体的には良好な一致と言える。図5(b)は、1×1015cm-2のPイオンをそれぞれ40keV、80keV、160keVでα−Siに注入した場合のプロファイルを示している。Pイオンの場合には、re=1.2が最適値となる。 FIG. 5A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 of Si ions are implanted into single-crystal Si at 20 keV, 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of Si ions, r e = 1.25 is an optimum value, and although there is a divergence at the tail portion, it can be said that the overall match is good. FIG. 5B shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 of P ions are implanted into α-Si at 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of P ions, r e = 1.2 is the optimum value.
図6(a)は、1×1015cm-2のGaイオンを20keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Gaイオンの場合には、re=1.0が最適値となり、テール部での乖離が見られるが全体的には良好な一致と言える。図6(b)は、1×1015cm-2のGeイオンをそれぞれ20keV、40keV、80keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Geイオンの場合には、re=1.0が最適値となり、テール部での乖離が見られるが全体的には良好な一致と言える。 FIG. 6A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 Ga ions are implanted into single-crystal Si at 20 keV. In the case of Ga ions, r e = 1.0 is the optimum value, and although there is a divergence at the tail, it can be said that the overall match is good. FIG. 6B shows a profile when Ge ions of 1 × 10 15 cm −2 are implanted into single crystal Si at 20 keV, 40 keV, and 80 keV, respectively. In the case of Ge ions, r e = 1.0 is the optimum value, and although there is a divergence at the tail portion, it can be said that the overall match is good.
図7(a)は、1×1015cm-2のAsイオンをそれぞれ40keV、80keV、160keVでα−Siに注入した場合のプロファイルを示している。Asイオンの場合には、re=1.0が最適値となる。図7(b)は、1×1015cm-2のInイオンをそれぞれ10keV、20keV、40keV、80keV、160keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Inイオンの場合には、re=1.0が最適値となる。 FIG. 7A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 As ions are implanted into α-Si at 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of As ions, r e = 1.0 is the optimum value. FIG. 7B shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 In ions are implanted into single crystal Si at 10 keV, 20 keV, 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of In ions, r e = 1.0 is the optimum value.
図8(a)は、1×1015cm-2のSbイオンをそれぞれ10keV、20keV、40keV、80keV、160keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。Sbイオンの場合には、re=1.0が最適値となる。 FIG. 8A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 of Sb ions are implanted into single crystal Si at 10 keV, 20 keV, 40 keV, 80 keV, and 160 keV, respectively. In the case of Sb ions, r e = 1.0 is the optimum value.
図8(b)は、各イオンにおけるフィッティングパラメータreの最適値を周期律形式で纏めたものである。図8(b)から明らかなように、reは同じ周期では原子番号が大きくなるにつれて、したがって、図において右に行くにつれて小さくなり、また、同じ属では原子番号が大きくなるにつれて、したがって、周期が大きくなるにつれて小さくなることが分かる。 FIG. 8 (b) summarizes the optimum value of the fitting parameter r e in each ion in the periodic form. As apparent from FIG. 8 (b), as as r e is the atomic number is increased in the same cycle, therefore, it decreases as going to the right in the figure, also, atomic number increases in the same genus, therefore, the period It turns out that it becomes small as becomes large.
この結果から、数10keV〜百数10keVの範囲では、各イオン毎にフィッティングパラメータreを最適化することによって、モンテカルロシミュレーションによりα−Si中のイオン注入プロファイルを得ることができることが確認された。
From this result, in the range of several
次に、1keV近傍の低エネルギーイオン注入による浅い接合におけるイオン注入プロファイルの再現性について検討する。図9(a)は、1×1015cm-2のBイオンをそれぞれ0.3keV、0.5keV、1keV、3keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。ここでも、re=1.55とした場合に、SIMSデータとシミュレーション結果の良好な一致が見られる。 Next, the reproducibility of the ion implantation profile in a shallow junction by low energy ion implantation near 1 keV will be examined. FIG. 9A shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 B ions are implanted into single-crystal Si at 0.3 keV, 0.5 keV, 1 keV, and 3 keV, respectively. Again, good agreement between the SIMS data and the simulation results is seen when r e = 1.55.
また、図9(b)は、1×1015cm-2のAsイオンをそれぞれ1keV、3keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。ここでも、re=1.0とした場合に、SIMSデータとシミュレーション結果の比較的良好な一致が見られる。 FIG. 9B shows a profile when 1 × 10 15 cm −2 As ions are implanted into single-crystal Si at 1 keV and 3 keV, respectively. Again, when r e = 1.0, there is a relatively good agreement between the SIMS data and the simulation results.
以上の結果から、フィッティングパラメータreは、注入エネルギー依存性を持たず、イオン種固有の値を取ることが分かった。したがって、0.3keV〜百数10keVのエネルギー範囲においては、フィッティングパラメータreを最適化することによって、Lindhardの電子阻止能SeLを用いたモンテカルロシミュレーションにより精度の高いイオン注入プロファイルの予測が可能になることが分かる。なお、各イオンのフィッティングパラメータreの最適値は、SIMSの測定結果から取得して、予めモンテカルロシミュレータにデータベースとして格納しておく。 These results, fitting parameters r e is no implantation energy dependence was found to take the ion species-specific values. Accordingly, in the energy range of 0.3keV~ hundred 10 keV, by optimizing the fitting parameters r e, as can be predicted with high ion implantation profile accuracy by Monte Carlo simulation using the electronic stopping power S eL of Lindhard I understand that The optimum value of the fitting parameter r e of each ion is obtained from the measurement results of the SIMS, it is stored as a database in advance Monte Carlo simulator.
次に、1MeV近傍の高エネルギー領域におけるシミュレーションの妥当性について検討する。図10(a)は、各モデルにおけるBイオンのイオン注入プロファイルを示したものであり、図10(b)は、各モデルにおけるPイオンのイオン注入プロファイルを示したものである。なお、ここでは、便宜上、本発明の提案によるモデルのイオン注入プロファイル(θ=1.45)も併せて示している。 Next, the validity of the simulation in the high energy region near 1 MeV will be examined. FIG. 10A shows the ion implantation profile of B ions in each model, and FIG. 10B shows the ion implantation profile of P ions in each model. Here, for the sake of convenience, a model ion implantation profile (θ = 1.45) proposed by the present invention is also shown.
上述のように、高エネルギー領域においては、Lindhardのモデルによるプロファイルは、Betheのモデルによるプロファイルから大きく乖離している。Zieglerのモデルによるプロファイルは、元々、Zieglerのモデルが2つのモデルを折衷させたものであるので、低エネルギー領域においてLindhardのモデルに近く、高エネルギー領域においてBetheのモデルに近くなっている。 As described above, in the high energy region, the profile according to the Lindhard model is greatly different from the profile according to the Bethe model. The profile by the Ziegler model is originally a compromise of the two models by the Ziegler model, so it is close to the Lindhard model in the low energy region and close to the Bethe model in the high energy region.
しかし、このZieglerのモデルは後述するように、高エネルギー領域においてはSIMSデータからの乖離が大きいので、精度の高いプロファイルの予測ができない。そこで、本発明者は、注入イオンに対する電子阻止能Se を、上記の式(6)で表されるLindhardモデルの電子阻止能SeLと、Betheモデルの電子阻止能SeBを修正した修正電子阻止能Se-mBとの組合せにより表すことを提案する。 However, as will be described later, the Ziegler model has a large deviation from SIMS data in the high energy region, so that a highly accurate profile cannot be predicted. Therefore, the present inventor has an electronic stopping power Se for implanted ions, and electrons stopping power S eL of Lindhard model represented by the above formula (6), fixes an electron blocking that fixes the electronic stopping power S eB of Bethe model We propose to express it in combination with the capability Se-mB .
この場合の修正電子阻止能Se-mBとしては、Betheモデルの電子阻止能SeBのピーク値以下における値をピーク値と等しい一定値とした下記の式(16)で表される修正電子阻止能Se-mBを用いる。
或いは、修正電子阻止能Se-mBとして、下記の式(17)で表される修正電子阻止能Se-mBを用いる。
次に、この修正電子阻止能Se-mBとLindhardモデルの電子阻止能SeLとを、θをフィッティングパラメータとして下記の式(18)で表される形で結合する。
このように、修正電子阻止能Se-mBとLindhardモデルの電子阻止能SeLとを結合することによって解析的にシミュレーションを行うことができる。また、この場合の結合した電子阻止能Seは、低エネルギー領域においてはLindhardモデルの電子阻止能SeLとなり、高エネルギー側では、Betheの修正電子阻止能Se-mBとなる。 Thus, the simulation can be performed analytically by combining the modified electron stopping power Se -mB and the Lindhard model electron stopping power SeL . The electronic stopping power S e bound in this case, the electronic stopping power S eL next Lindhard model in the low energy region, the high-energy side and fix the electronic stopping power S e-mB of Bethe.
図11(a)は、式(16)で示す修正電子阻止能Se-mB、Lindhardモデルの電子阻止能SeL、及び、本発明の電子阻止能Seを比較して示した図である。ここでは、本発明の電子阻止能Seとしては、フィッティングパラメータθを1、1.45、2にした3つの場合を示している。なお、このθは経験的には、LindhardモデルからBetheモデルへの移行の程度を表している。 11 (a) is modified according to formula (16) electronic stopping power S e-mB, electron stopping power S eL of Lindhard model, and is a view comparatively showing the electronic stopping power S e of the present invention . Here, as the electronic stopping power S e of the present invention shows a case of fitting parameters θ three you 1,1.45,2. This θ represents empirically the degree of transition from the Lindhard model to the Bethe model.
図11(b)は、本発明の電子阻止能SeをBイオンのイオン注入プロファイル予測に適用した場合を示している。ここでは、1×1013cm-2のBイオンを2000keV(=2MeV)で単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示しており、フィッティングパラメータreは、上述のように1.55としている。 FIG. 11 (b) shows a case where the electronic stopping power S e of the present invention is applied to an ion implantation profile prediction of B ions. Here shows the profile when injected into the single-crystal Si and B ions of 1 × 10 13 cm -2 at 2000 keV (= 2 MeV), fitting parameters r e is the 1.55 as described above.
図11(b)から明らかなように、θが1の場合には実測値より深いプロファイルになり、θが2の場合には実測値より浅いプロファイルになり、θ=1.45で良好な一致が見られた。なお、θ=1の場合は、上述のBiersackのモデルに相当するものであり、したがって、高エネルギー領域においてはBiersackのモデルによるプロファイルの予測精度が本発明より劣ることになる。 As is apparent from FIG. 11B, when θ is 1, the profile is deeper than the actually measured value, and when θ is 2, the profile is shallower than the actually measured value, and good agreement is obtained when θ = 1.45. It was observed. Note that θ = 1 corresponds to the above-described Biersack model, and therefore the accuracy of profile prediction by the Biersack model is inferior to that of the present invention in the high energy region.
このように、本発明においては、修正電子阻止能Se-mBとLindhardモデルの電子阻止能SeLとを解析的なシミュレーションが可能なように結合するとともに、パラメータの数が少ないので、簡便なシミュレーションにより精度の高いイオン注入プロファイルを発生させることができる。 Thus, in the present invention, the modified electron stopping power Se -mB and the Lindhard model electronic stopping power SeL are combined so that an analytical simulation is possible, and the number of parameters is small, so that A highly accurate ion implantation profile can be generated by simulation.
以上を前提として、次に、図12乃至図14を参照して本発明の実施例1のイオン注入分布発生方法を説明する。本発明の実施例1においては、上記の式(18)において、θ=1.45及びθ=1.55としてBイオン、Pイオン及びAsイオンについてフィッティングパラメータreを1.55に設定してシミュレーションを行った。なお、各図においては、LindhardモデルによるプロファイルとZieglerモデルによるプロファイルも併せて示している。 Based on the above, the ion implantation distribution generation method according to the first embodiment of the present invention will be described with reference to FIGS. In the first embodiment of the present invention, in the above formula (18), θ = 1.45 and theta = 1.55 as B ions, set the fitting parameters r e 1.55 for the P ions and As ions A simulation was performed. In each figure, a profile based on the Lindhard model and a profile based on the Ziegler model are also shown.
図12(a)は、θ=1.45とした場合のBイオンのイオン注入プロファイルであり、ここでは、1×1013cm-2のBイオンをそれぞれ400keV、1200KeV、2000keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。図12(a)から明らかなように、400keVにおいてはいずれのモデルもSIMSデータとの一致性は良好である。 FIG. 12A shows an ion implantation profile of B ions when θ = 1.45. Here, B ions of 1 × 10 13 cm −2 are formed into single crystal Si at 400 keV, 1200 KeV, and 2000 keV, respectively. The profile when injected is shown. As is clear from FIG. 12A, at 400 keV, both models have good agreement with the SIMS data.
しかし、Lindhardモデル及びZieglerモデルは、1200keV及び2000keVとエネルギーが高くなるにつれてSIMSデータからの乖離が大きくなる。なお、LindhardモデルとZieglerモデルとの比較ではZieglerモデルの方が若干SIMSデータに近いが、実際のプロファイルを予測できないことが分かる。一方、本発明のモデルによるイオン注入プロファイルは、テール部の分布を除けば各注入エネルギーにおいてSIMSデータとの良好な一致が見られた。 However, the difference between the Lindhard model and the Ziegler model from SIMS data increases as the energy increases to 1200 keV and 2000 keV. In comparison between the Lindhard model and the Ziegler model, the Ziegler model is slightly closer to SIMS data, but it is understood that the actual profile cannot be predicted. On the other hand, the ion implantation profile according to the model of the present invention was in good agreement with the SIMS data at each implantation energy except for the tail distribution.
図12(b)は、θ=1.55とした場合のBイオンのイオン注入プロファイルであり、ここでは、1×1013cm-2のBイオンをそれぞれ400keV、1200KeV、2000keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。この場合も、θ=1.45とした図12(a)の場合と同様な結果となっている。 FIG. 12B shows an ion implantation profile of B ions when θ = 1.55. Here, B ions of 1 × 10 13 cm −2 are formed into single crystal Si at 400 keV, 1200 KeV, and 2000 keV, respectively. The profile when injected is shown. Also in this case, the result is the same as the case of FIG. 12A in which θ = 1.45.
図13(a)は、θ=1.45とした場合のPイオンのイオン注入プロファイルであり、ここでは、1×1013cm-2のPイオンをそれぞれ400keV、1200KeV、2000keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。ここでも、上述のように、フィッティングパラメータreを1.2に設定してシミュレーションを行った。 FIG. 13A shows an ion implantation profile of P ions when θ = 1.45. Here, 1 × 10 13 cm −2 of P ions are converted into single crystal Si at 400 keV, 1200 KeV, and 2000 keV, respectively. The profile when injected is shown. Again, as described above, the simulation was performed to set the fitting parameters r e to 1.2.
図13(a)から明らかなように、400keVにおいてはいずれのモデルもSIMSデータとの一致性は良好である。しかし、Zieglerモデルは、1200keV及び2000keVとエネルギーが高くなるにつれてSIMSデータからの乖離が大きくなり、Pイオンの場合にはLindhardモデルより劣ることになる。一方、本発明のモデルによるイオン注入プロファイルは、テール部の分布を除けば各注入エネルギーにおいてSIMSデータとの良好な一致が見られた。これは、上述のように、Pに対する臨界エネルギーは、10MeVであるため、2MeV(=2000keV)では臨界エネルギーに達していないためである。 As is clear from FIG. 13A, at 400 keV, all models have good agreement with SIMS data. However, in the Ziegler model, the deviation from SIMS data increases as the energy increases to 1200 keV and 2000 keV, and in the case of P ions, it is inferior to the Lindhard model. On the other hand, the ion implantation profile according to the model of the present invention was in good agreement with the SIMS data at each implantation energy except for the tail distribution. As described above, this is because the critical energy for P is 10 MeV, and the critical energy is not reached at 2 MeV (= 2000 keV).
図13(b)は、θ=1.55とした場合のPイオンのイオン注入プロファイルであり、ここでは、1×1013cm-2のPイオンをそれぞれ400keV、1200KeV、2000keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。この場合も、θ=1.45とした図13(a)の場合と同様な結果となっている。 FIG. 13B shows an ion implantation profile of P ions when θ = 1.55. Here, 1 × 10 13 cm −2 of P ions are converted into single crystal Si at 400 keV, 1200 KeV, and 2000 keV, respectively. The profile when injected is shown. Also in this case, the result is the same as in the case of FIG. 13A in which θ = 1.45.
図14は、θ=1.55とした場合のAsイオンのイオン注入プロファイルであり、ここでは、1×1013cm-2のAsイオンをそれぞれ300keV、600KeV、1000keVで単結晶Siに注入した場合のプロファイルを示している。ここでも、上述のように、フィッティングパラメータreを1.0に設定してシミュレーションを行った。 FIG. 14 shows an As ion implantation profile when θ = 1.55. In this example, 1 × 10 13 cm −2 As ions are implanted into single crystal Si at 300 keV, 600 KeV, and 1000 keV, respectively. Shows the profile. Again, as described above, it was simulated by setting the fitting parameters r e to 1.0.
図14から明らかなように、Asの場合には、いずれのモデルもSIMSデータとの一致性は良好であった。これも、上述のように、Asに対する臨界エネルギーが29MeVであるため、2MeVでは臨界エネルギーに達していないためである。 As is clear from FIG. 14, in the case of As, both models have good agreement with the SIMS data. This is also because the critical energy for As is 29 MeV as described above, and the critical energy is not reached at 2 MeV.
このように、本発明の実施例1においては、電子阻止能Seをθをフィッティングパラメータとして上記式(18)のように結合しているので、0.3keV〜数MeVの広いエネルギー領域において、イオン種によらず精度高いイオン注入分布を発生することが可能になった。 Thus, in the first embodiment of the present invention, since the coupling as described above formula (18) the electronic stopping power S e of θ as fitting parameters, in a wide energy range of 0.3keV~ number MeV, It became possible to generate ion implantation distribution with high accuracy regardless of ion species.
なお、この実施例1においては、フィッティングパラメータθを1.45或いは1.55としているが、この値は絶対的なものではなく、今後各種のイオンについて多くのデータを蓄積し、フィッティング精度を高めることによって多少変更される可能性があるものである。 In the first embodiment, the fitting parameter θ is set to 1.45 or 1.55. However, this value is not absolute, and a lot of data will be accumulated in the future to improve the fitting accuracy. This may change slightly.
Claims (6)
前記注入イオンに対する電子阻止能Seを、reをフィッティングパラメータ、Z1を注入イオンの原子番号、Z2を基板を構成する原子の原子番号、M1を注入イオンの質量数、Eを入射エネルギーとした場合、下記の式で表されるリントハルトモデルの電子阻止能SeLと、
ベーテモデルの電子阻止能SeBを修正した修正電子阻止能Se-mBとの組合せにより表すことを特徴とするイオン注入分布発生方法。
Wherein for implanted ions electrons stopping power S e, fitting parameters r e, the Z 1 implanted ions of the atomic number, atomic number of the atoms of Z 2 constituting the substrate, the mass number of the M 1 implanted ions, incident E In the case of energy, the electron stopping power SeL of the Linthard model represented by the following formula:
A method for generating an ion implantation distribution, characterized in that the electron stopping power S eB of the Bethe model is represented by a combination with a modified electron stopping power S e-mB .
前記注入イオンに対する電子阻止能Seとして、reをフィッティングパラメータ、Z1を注入イオンの原子番号、Z2を基板を構成する原子の原子番号、M1を注入イオンの質量数、Eを入射エネルギーとした場合、下記の式で表されるリントハルトモデルの電子阻止能SeLと、
ベーテモデルの電子阻止能SeBを修正した修正電子阻止能Se-mBとの組合せにより表した電子阻止能Seを採用したことを特徴とするシミュレータ。
Wherein for the implanted ions as electron stopping power S e, fitting parameters r e, Z 1 of implanted ions atomic number, atomic number of the atoms of Z 2 constituting the substrate, the mass number of the M 1 implanted ions, incident E In the case of energy, the electron stopping power SeL of the Linthard model represented by the following formula:
Simulator, characterized in that employing the electronic stopping power S e expressed by the combination of the modified electronic stopping power S e-mB that fix electronic stopping power S eB of Betemoderu.
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