Гайкович К. П., Дряхлушін В. Ф., Жилін А. В. Інститут фізики мікроструктур РАН ГСП-105, Н. Новгород 603950, Росія Тел.: (8312) 675037; факс: (8312) 675553; e-mail: gaitfbjpm.sci-nnov.ru

Анотація Представлені результати дослідження структури ближнього поля напівпровідникового лазера за даними скануючої бліжнепольной оптичної мікроскопії (СБОМ). Досягнуте високий дозвіл дозволило зареєструвати тонку наномасштабного структуру неоднорідностей випромінювання, яка може бути обумовлена ​​наномасштабного неоднорідностями випромінюючої поверхні лазера .. Роздільна здатність системи СБОМ, обумовлена ​​ефективним розміром апертури зонда, становила ~ 50-100 нм, тобто багато менше робочої довжини хвилі. Подальше збільшення дозволу (до 2030 нм) досягалося шляхом обліку форми апаратної функції за допомогою деконволюції одержуваних двовимірних зображень методом Тихонова. Виявлені в результаті аналізу варіації випромінювання з амплітудою 3-4% мали характерний розмір ~ 50 нм, порівнянний з спостерігалися одночасно за допомогою атомно-силового мікроскопа неоднорідностями випромінюючої поверхні лазера.

I. Вступ

У порівнянні з раніше опублікованими роботами [1-3] з дослідження випромінювання напівпровідникового лазера системами СБОМ виконаний в даній роботі аналіз дозволив досягти більш високої роздільної здатності та виразно розрізнити наномасштабного неоднорідності ближнього поля лазера. В системі СБОМ використовувався зонд [4], що забезпечує роздільну здатність -50-100 нм. При уважному аналізі одержуваних бліжнепольних зображення випромінювання лазера можна бачити наявність невеликих, порівнянних з ефективним розміром апертури зонда, неоднорідностей структури, справжні розміри яких неминуче згладжуються на масштабі передавальної функції зонда, а амплітуда відповідно зменшується.

Для відновлення істинної структури ближнього поля випромінювання лазера був використаний розроблений нами метод обліку передавальної функції зонда

[5], заснований на деконволюції зображення в рамках теорії некоректних задач Тихонова [6]. В цих роботах відновлювалася структура наномасштабного неоднорідностей протравленою поверхні ванадієвої плівки, а форма передавальної функції визначалася по відгуку на найменші деталі структури в самому аналізованому зображенні.

II. Основна частина

Деконволюції СБОМ зображень

Як було показано в [5], що вимірюється методом СБОМ двовимірне розподіл (зображення) пов’язане з дійсним (по крайней мере, приблизно) рівнянням двовимірної згортки:

-Оо-оо

де ядро ​​K (w, W) передатна функція, z (х.у) виміряний сигнал, z (sj) шукане справжнє зображення, під яким розуміється зображення, яке було б виміряна приладом з 5-образної передавальної функцією К в (1). Наближене рішення (1) щодо z (sj) дозволяє відновити зображення з більш високою роздільною здатністю.

В [5] цей метод був використаний для відновлення зображень в СБОМ. В СБОМ дозвіл мікроскопа і потужність його оптичного випромінювання визначає розмір апертури зонда, який становив 50-100 нм, тобто багато менше довжини хвилі світла. Розмір апертури визначає і ефективну напівширину передавальної функції (ядра К) в (1), яку нам необхідно знати, щоб розв’язати рівняння. В [5] був запропонований метод визначення передавальної функції зонда, який реалізуємо у випадках, коли в просторовому спектрі неоднорідностей досліджуваної поверхні (або відповідної тестової структури) є неоднорідності, багато менші, ніж розмір апертури. Такі неоднорідності можуть розглядатися як 5функціі, тобто z (x, y) = 5 (х, у), і ми маємо з (1) zm(X, y) = К (х, у). Критерій наявності таких маленьких структур на досліджуваній поверхні досить простий: всі найменші деталі зображення повинні бути однаковими і повторювати форму передавальної функції зонда К (х, у). Аналіз таких найменших деталей для дослідженої в [5] тонкої протравленою ванадієвої плівки показав, що відповідна передатна функція добре апроксимується двовимірним гауссових розподілом

з параметрами стх = Сту = Ст s 20 пікселів = 66 пт Це значення ст характеризує як роздільну здатність, реалізовану у вихідному СБОМ зображенні, так і дає оцінку зверху розміру апертури використаного у вимірах зонда D <66 нм.

Для відновлення істинної структури зображення частково протравленою тонкої ванадієвої плівки (<10 нм) на кварцовою підкладці в [5] використовувався метод, заснований на деконволюції зображення Тихонова [6]. В результаті досягнуте дозвіл, оцінене по апроксимації за допомогою (2) найменших деталей на відновленому зображенні, склало близько 20 нм.

У даній роботі цей же метод деконволюції використовувався для відновлення структури ближнього поля випромінювання лазера. Важливою перевагою даного методу є відповідність по мірі зменшення похибки вимірювань одержуваного наближеного рішення до точному в метриці W22, І, отже, рівномірно (тобто по максимуму модуля) [6]. Значення параметра похибки вимірювань 5z (оцінене в метриці L2) єдиний параметр методу узагальненої нев’язки Тихонова визначає якість відновлення, неявно регулюючи величину параметра регуляризації, від якого залежить ступінь загладжування наближеного рішення. При 5z -> 0 відновлене розподіл рівномірно сходиться до істинного. Тому немає необхідності використовувати великі статистичні ансамблі для отримання представницьких оцінок точності відновлення, як це потрібно в інших методах, що володіють інтегральної або середньоквадратичної збіжністю

Fig. 1. Schematic picture of cluster-surface impact and possible applications

III.   Cluster ion deposition, implantation, sputtering and etching

As mentioned in the Introduction, one of the first uses of cluster ions was energetic metal cluster deposition, the dynamic process including the breaking of clusters into atoms upon bombarding the surface which resulted in metal film formation [2, 3]. In this way, large amounts of mass and energy can be deposited locally, forming compact and almost atomically smooth films [13]. This method is promising not only for metal film growth but also for applications in sub-micron and nano-electronics. For example, implantation of silicon by highly chemically reactive cluster ions of 02 and C02 with energies of 5-10 keV shows formation of high quality Si02 films of a few nm thickness that is adaptable for fabrication of ultrathin insulating layers for semiconductor devices [14]. Growth of Ge layers with reasonable quality on a Si substrate at a temperature of 500 °C, which is lower than the critical temperature of epitaxial growth by molecular beams or chemical vapour deposition, was reported by using germanium cluster beam [15].

The use of cluster beams for shallow implantation is one of the most topical applications. Nowadays technology has led to the use of lower and lower energy and has moved to heavier implant species because the new generation of transistors already needs to have junctions of 30-50 nm. However, when the energy of the ion beam is reduced to a few keV range, the beam current drops off due to the space-charge effect which limits the practical use of ion implantation. Recently it was shown that low-energy implantation of B10H14 clusters is an efficient way for doping of shallow silicon layers. The most important phenomenon found is the suppression of the enhanced boron diffusion inwards the silicon during the post-implantation thermal annealing that allows keeping the doped layer as well as the junction thickness within a few nm. A transistor with 40 nm effective gate length was fabricated by such cluster implantation [4]. A possibility to form ultrashallow junctions was also shown by using SiBn and GeB cluster ions [16].

As mentioned before, large clusters produce a very high sputtering yield on any surface (metal, semiconductor and insulator). Experiments on angular distribution of material sputtered by diverse cluster ions at different incidence angles and energies have allowed to optimise technology for surface smoothing and cleaning [17, 18]. Main advantages of cluster use in comparison with ion or plasma assisted processing are high spatial resolution, short-range damage and elimination of charge accumulation on a substrate surface. A better smoothing effect (see Fig. 2) was achieved at low deviation from normal to surface angles of incidence. Increasing the incidence angle of the cluster beam leads to enhanced lateral sputtering effects of material. For the case of TiN surface smoothed by the Ar cluster beam no change in the mechanical conditions, nanohardness nor residual stress was shown [19].

Dissociation of clusters due to energetic impact can promote chemical reactions on the substrate surface leading to the formation of volatile species and assisting the reactive sputtering of the target. The etching of Si, Si02 and W by SF6 cluster ions was demonstrated [8]. Very high sputtering yield allowed the processing of patterns that is difficult to prepare with traditional plasma etching. Pyrex glass microstructuring by C02 clusters has shown high efficiency in formation of regular repeated structures using masks in the beam path to the target [20].

Ar cluster or monomer ion -^-Cu

(dose=1.2×1016ions/cm 2) (dose=8×1015ions/cm 2,size=3000)

(b) monomer ion irradiation                   (c) cluster ion irradiation

Fig. 2. AFM images of Сі deposited Si substrate surfaces before and after sputtering (adapted from [18])

Cluster ion beam processing in conjunction with one or several other methods may provide the opportunity to realise otherwise difficult to obtain compositions or material phases. This technology was called cluster ion beam-assisted deposition and used, for example, for the growth of indium-tin-oxide film with improved surface morphology as well as with changed composition resulting in resistivity and transparency change [17]. It was also expected that the application of nitrogen cluster beam-assisted deposition to materials such as cBN and C3N4 might yield a means to achieve compositions that were nearly impossible to obtain by other means.

IV.  Cluster stopping and radiation damage

Despite a huge interest in the practical application of cluster beams, phenomena of cluster stopping and interaction with substrate atoms as well as related radiationinduced effects are poorly studied so far.

It is generally recognised that the cluster-solid interaction is non-linear which gradually increases with cluster size. The nonlinearity arises from the fact that the cluster atoms influence each other during the penetration into the target. Since the cluster breaks down into single atoms quite rapidly after impact (tens of fs) [21], one can expect, for example, an overlapping of the collision cascades originating from individual cluster atoms. Thus, the possible difference between the stopping of an atom in a cluster and a single atom can make some difference in the projected range of cluster constituents compared to single ion implantation. MD and Monte Carlo simulations show a decrease in the stopping power per atom in clusters compared to the single atom [22]. In other words, the penetration of clusters is larger than for the corresponding ions at the same incident velocity. It was suggested that so-called clearing-the-way effect, where the “front” atoms of the cluster push target atoms out of the way, could take place. The mean range and straggling are found to be an increasing function of cluster size for the same implantation energy per atom as shown by MD simulations for gold implantation into copper [21]. The thermal spike effect is suggested to be responsible for the high straggling. Very recent MD simulations, confirmed by experiments on Au7, Ag7 and Si7 cluster implantation into graphite, report a linear dependence of the implantation range with the momentum of the clusters [23].

One more physical aspect of cluster implantation is radiation damage of a substrate. Under cluster-surface impact the affected areas corresponding to each penetrating cluster atom overlap. The bigger the cluster the larger the overlapping resulting in radiation damage. Energetic impact of a large cluster creates a violent interaction between atoms in the central zone where equivalent temperature and pressure may reach 105 До and 106 bar, respectively [24], leading to a number of additional effects: thermal spike, shock wave, elastic rebound. By both MD simulations and experiments it was shown that cluster impact could cause surface erosion or crater formation [5, 24, 25]. Along with craters, hillocks (nm-size protrusions) are found in the case of cluster implantation of various substrates [24, 26, 27].

Very recent experiments carried out on size-selected Ar clusters implanted into Si with energies up to 18 keV show a more complicated picture of the surface erosion. The hillocks are found to be located inside craters. These structures are called complex craters by analogy with large meteorite craters having the same complexity (see Fig. 3). For relatively small Ar12 cluster ions implanted with energy of 3 keV the hillock height varies from 1.5 to 3.0 nm. The hillock basal diameter is about 10-15 nm and wall to wall diameter of the rims in the complex craters is about 20-30 nm. Since a major part of the cluster stopping power is released on phonon formation in the surface layer, the hillocks are a result of a local thermal effect causing shallow-layer melting at the collision spot with subsequent liquid melt out and

Fig. 3. Atomic force microscopy image of complex crater on Si surface implanted by 18 keVAr12 clusters (a) and Yuti crater on Mars with diameter of 18 km as imaged by Viking Orbiter (b). quenching. The increase of implantation energy leads to the hillocks gradual disappearance, their height becomes comparable with the rim height (ca. 0.5 nm). This can be explained by an inward shift of the “phonon maximum” with a rise of implantation energy. The simple craters and com

plex craters with small hillocks inside are preferably formed by the implantation of larger clusters.

The study of cluster-surface impact and cluster implantation is considered to be very important for the development of fundamental aspects of atomic and radiation physics as well as for the wide range of the abovementioned applications and, therefore, should be continued and encouraged.

Authors acknowledge support from the Goran Gustafsson Foundation for Research in Natural Science and Medicine and The Swedish Research Council (grant No. 621-2002-5387).

I.      References

[1]    Becker E. W. Z. Phys. D, 1986, v. 3, p. 101.

[2] Takagi Т., Yamada I., Sasaki A., Thin Solid Films, 1976, v. 39, p. 207.

[3] Yamada I., Takaota H., Usui H., Takagi Т., J. Vac. Sci. Technol. A, 1986, v. 4, No 3, p. 722.

[4]    Yamada I., Matsuo J., Mat. Res. Soc. Symp. Proc., 1996, v. 427, p. 265.

[5] Averback R. S., De la Rubia Т., Hsieh H., Benedek R., Nucl. Instrum. Meth. B, 1991, v. 59/60, p. 709.

[6]    Haberland H., InsepovZ., MoselerM., Z. Phys. D, 1993, v. 26, p. 229.

[7]    Milani P., lannota S., Cluster Beam Synthesis of nanostructured Materials. Berlin: Springer, 1999, 190 p.

[8]    Yamada I., Nucl. Instrum. Meth. B, 1999, v. 148, p. 1.

[9]    Gspann J., Nucl. Instrum. Meth. B, 1996, v. 112, p. 86.

[10] Tada t., Kanayama Т., Кода К. et al., J. Phys. D: Appl. Phys., 1998, v. 31, p. L21.

[11]  Toyoda N., Hagiwara N., Matsuo J., Yamada I., Nucl. Instrum. Meth. B, 2000, v. 161-163, p. 980.

[12]  MoselerM., Rattunde O., Nordiek J., Haberland H., Nucl. Instrum. Meth. B, 2000, v. 164-165, p. 522.

[13]  Rattunde O., MoselerM., Hafele A. et al., J. Appl. Phys.,

2001,   v. 90, No. 7, p. 3226.

[14]  Akizuki A., Matsuo J., Yamada I. et al., Nucl. Instrum. Meth. B, 1996, v. 112, p. 83.

[15]  Xu J.L., Chen J.L., Feng J.Y., Nucl. Instrum. Meth. B,

2002,   v. 194, p. 297.

[16]  LuX., Shao I., WangX. et al., J. Vac. Sci. Technol. B,

2002,  v. 20, No 3, p. 992.

[17]  Greer J.A., Fenner D. B., Hautala J. et al., Surf. Coat. Technol., 2000, v. 133-134, p. 273.

[18]  Yamada I., Matsuo J., Toyoda N. et al., Mater. Sci.

Enging A, 1998, v. 253, p. 249.

[19]  Perry A. J., Bull S. J., Dommann A. et al., Surf. Coat. Technol., 2001, v. 140, p. 99.

[20]  Gspann J., Nucl. Instrum. Meth. B, 1996, v. 112, p. 86.

[21]  Peltola J., Nordlund K., Keinonen J., Nucl. Instrum. Meth.

B,        2003, in press.

[22]  Meiwes-Broer K.-H., Metal Clusters at Surfaces. Berlin: Springer, 2000, 145 p. and references there.

[23]  Pratontep S., Preece P., Xirouchaki C. et al., Phys. Rev. Let., 2003, v. 90, No 5, p. 055503-1.

[24]  Allen L. P., InsepovZ., Fenner D. B. et al., J. Appl.

Phys., 2002, v. 92, No 7, p. 3671.

[25]  Yamaguchi Y., Gspann J., Phys. Rev. B, 2002, v. 66, p. 155408.

[26]  Gruber A., Gspann J., J. Vac. Sci. Technol. B, 1997, v.

15,   p. 2362.

[27]  Popok V. N., Prasalovich V. S., Campbell E. E. B., Nucl. Instrum. Meth. B, 2003, v. 207, No 2, p. 145.

Джерело: Матеріали Міжнародної Кримської конференції «СВЧ-техніка і телекомунікаційні технології», 2003р.