Laserablation von dielektrischen Schichten

PHOTOVOLTAIK

Laserablation von

dielektrischen Schichten

Bachelorarbeit im Fach Physik

Erstgutachter: Prof. Dr. Giso Hahn Zweitgutachter: Prof. Dr. Thomas Dekorsy

PHOTOVOLTAIK-ABTEILUNG

Laserablation von

dielektrischen Schichten

Bachelorarbeit im Fach Physik

Daniel Sommer 18.08.2009

Prof. Dr. Giso Hahn Prof. Dr. Thomas Dekorsy

Laserablation von

dielektrischen Schichten

Bachelorarbeit im Fach Physik

Konstanzer Online-Publikations-System (KOPS) URN: http://nbn-resolving.de/urn:nbn:de:bsz:352-opus-98957

URL: http://kops.ub.uni-konstanz.de/volltexte/2010/9895/

Inhaltsverzeichnis

1. Einleitung ... 4

2. Prinzip der Solarzelle ... 6

2.1 Sonnenspektrum ... 6

2.2 Aufbau der Solarzelle ... 7

2.2.1 p-n-Übergang ... 7

2.2.2 Oberflächenpassivierung ... 8

2.2.3 Kontaktierung ... 9

3. Rekombinationsmechanismen ... 11

3.1 Intrinsische Rekombination ... 11

3.2 Störstellenrekombination ... 12

3.3 Oberflächenrekombination ... 13

4. Der Laser ... 14

4.1 Aufbau und Funktionsweise ... 14

4.2 Pulslänge ... 16

4.3 Absorption und Reflexion ... 16

4.4 Laser und Materie ... 17

5. Messverfahren ... 19

5.1 µPCD ... 19

5.2 QSSPC ... 21

5.3 REM-EDX ... 23

5.4 Ellipsometer ... 24

5.5 Kontakt- und Schichtwiderstand ... 25

6. Experimentelle Durchführung ... 27

6.1 Trumpf Nd:YVO₄-Laser ... 27

6.2 Herstellung und Verwendung der Proben ... 31

7. Ergebnisse und Auswertung ... 33

7.1 Schichtdicke und Brechungsindex ... 33

7.2 Oberflächenanalyse ... 34

7.3. Lebensdauer und Laserleistung ... 39

7.4 Hochbrechende SiNX-Schicht ... 41

7.5 Mittelbrechende SiN_X-Schicht ... 44

7.6 Niedrigbrechende SiN_X-Schicht ... 48

8. Zusammenfassung und Ausblick ... 52

9. Literaturverzeichnis ... 53

Abbildungsverzeichnis ... 54 Tabellenverzeichnis ... 55 Danksagung ... 56

1. Einleitung

Es ist im Sinne der Staatsräson, dass die langfristige Energieversorgung eines souveränen Staates autark ist. Wendet man das Prinzip auf das erdgas- und erdölarme Deutschland an, ist die kostengünstige Erzeugung elektrischer Energie unter Verwendung von Photovoltaikanlagen ein primäres Ziel der Bundesregierung.

Günstig bedeutet in diesem Zusammenhang, Netzparität zu erreichen, d.h. Strom ohne staatliche Subventionen so preiswert wie andere Energieerzeuger produzieren zu können. Um dies zu erreichen, muss die Technologie der Solarzelle kosten- günstiger und effizienter werden.

Oft lässt sich die Verbesserung einer Technologie durch eine Verknüpfung verschiedener Hochtechnologien erzielen. Eine dieser Hochtechnologien ist der Laser, der bereits heute in der Solarzellenherstellung (z. B. laser-fired-contacts) eingesetzt wird. Laser gibt es in unzähligen Varianten: Festkörperlaser, Farb- stofflaser, Gaslaser gepulst oder im Dauerstrichbetrieb mit verschiedenen Wellen- und Pulslängen. Diese universelle Einsetzbarkeit lässt es plausibel erscheinen, mit dem Laser Prozessschritte in der Solarzellenherstellung weiter zu optimieren und zu entwickeln.

Diese Arbeit beschäftigt sich mit der Kontaktierung von Siliziumsolarzellen unter Verwendung von Lasern zur Kontaktflächendefinition. Gewünscht sind lokale Kontakte auf der Rückseite. Die Rückseite jedoch ist ganzflächig mit einem (nichtleitenden) Dielektrikum beschichtet. Die Herausforderung hierbei ist nun, das Dielektrikum in der Weise zu öffnen, dass der Kontakt möglichst niederohmig ist und das darunterliegende Silizium möglichst wenig Schaden nimmt. Bisher wird mit den LFC (laser fired contacts) ein auf das Dielektrikum aufgebrachtes Metall mit starken Laserpulsen durch das gesamte Dielektrikum durchgeschossen. Damit ergibt sich ein Kontakt zwischen Silizium und Metall.

Im Gegensatz dazu ist die Idee in dieser Arbeit mit einem Laser die Schicht des Dielektrikums möglichst schadensfrei zu entfernen, um danach ein Metall zur Kontaktierung aufzudampfen. Ob dies mit einem Laser gelingt, oder welche Vor- aussetzungen für ein Gelingen erforderlich sind, ist Bestandteil dieser Arbeit.

Untersucht wird dabei, welchen Schaden ein Nanosekundenlaser beim Entfernen einer dielektrischen Schicht auf das darunterliegende Silizium hat. Ein weiterer Teil der Untersuchungen besteht darin, festzustellen, ob das Siliziumnitrid flächig in der Weise vom Si-Untergrund entfernbar ist, dass sich ein niederohmiger Kontakt her- stellen lässt.

Die Messmethoden, die dabei angewandt werden, reichen vom einfachen visuellen Abgleich durch ein Lichtmikroskop über die Oberflächenanalyse und –zusammen- setzung mit einem Rasterelektronenmikroskop bis zur Lebensdauerbestimmung und Kontaktwiderstandsmessung.

Das Prinzip der Solarzelle wird in Kapitel 2 erläutert und es wird motiviert, warum Dielektrika auf der Rückseite so wichtig für die Solarzelle sind. Das darauffolgende Kapitel 3 beschäftigt sich mit verschiedenen Rekombinationsmechanismen und er- klärt deren Zusammenhang mit der Solarzelle. Das 4. Kapitel gibt eine kurze Einführung in die Funktionsweise eines Lasers, sowie dessen Interaktion mit Materie. In Kapitel 5 werden die verschiedenen bereits im letzten Abschnitt

genannten Messmethoden im Detail beleuchtet. Das 6. Kapitel erklärt, welche Parameter den in dieser Arbeit verwendeten Laser auszeichnen. Ein weiterer Bestandteil dieses Abschnitts ist eine Übersicht über die Herstellung der ver- wendeten Proben und deren Klassifikation in verschiedene Vergleichsgruppen.

Das siebte Kapitel widmet sich schließlich den zentralen Ergebnissen dieser Arbeit.

Zunächst wird die Möglichkeit der vollständigen Ablation von SiNX mit einem Lichtmikroskop und einem Elektronenmikroskop untersucht. Zu den weiteren Messungen zählen Lebensdauermessungen, Kontaktwiderstandsmessungen und Schichtwiderstandsmessungen mit unterschiedlich zusammengesetzten SiNX vor und nach der Ablation durch den Nanosekundenlaser.

2. Prinzip der Solarzelle

Das grundlegende Funktionsprinzip der Solarzelle lässt sich in wenigen Worten beschreiben: Von der Sonne kommendes Licht trifft durch die Atmosphäre gefiltert auf die Solarzelle. In der Solarzelle wird das Licht möglichst vollständig absorbiert und in elektrische Leistung umgewandelt. Der Strom wird über Front- und Rückseitenkontakte abgegriffen.

Das Sonnenspektrum und der Aufbau der Solarzelle werden in den folgenden Abschnitten im Detail erklärt.

2.1 Sonnenspektrum

Abbildung 1: Schwarzkörperstrahlung, Sonnenspektrum im Weltraum und Spektrum nach Durchlaufen der 1,5 fachen Luftdicke der Erdatmosphäre [Gre98]

Die Sonne hat ungefähr eine Oberflächentemperatur von 6000 K. Die wellenlängen- abhängige Energieverteilung der Sonne lässt sich als Schwarzkörperstrahlung nach dem Planckschen Strahlungsgesetz beschreiben, siehe hierzu in Abbildung 1 die gestrichelte Linie. Die tatsächliche Strahlung, die außerhalb der Erdatmosphäre vorliegt, wird als AM0 (Air Mass = 0) bezeichnet. [Goe97] Dies bedeutet, die Strahlung ist nicht durch die Erdatmosphäre beeinflusst. Für die Photovoltaik auf der Erdoberfläche ist allerdings nur die Strahlung interessant, die auch dort auftrifft.

Das Spektrum ist dabei von der Zusammensetzung der Atmosphäre abhängig, die unterschiedliche Teile des Spektrums abschwächt oder vollständig absorbiert. Das Spektrum, das sich ergibt, wenn die Sonneneinstrahlung den 1,5-fachen Weg durch die Atmosphäre zurücklegt, verglichen mit senkrechtem Einfall am Äquator, wird in Abbildung 1 mit AM 1,5 bezeichnet. Der 1,5-fache Weg entspricht einem Einfalls- winkel von 41,8°. Die verschiedenen Minima im AM-1,5-Spektrum resultieren aus der Absorption einiger Moleküle in der Luftatmosphäre, vorwiegend Sauerstoff, Wasser und Kohlenstoffdioxid [Goe97] .

2.2 Aufbau der Solarzelle

2.2.1 p-n-Übergang

In Abbildung 2 ist die Bestrahlung einer Solarzelle dargestellt, die als zentrales Element den p-n-Übergang beinhaltet. Als Schutz vor Verlusten ist der p-n-Übergang auf der Vorder- und Rückseite mit einer Passivierung beschichtet. Der erzeugte Strom wird über die Kontakte abgegriffen.

Der p-n-Übergang wiederum dient zur Trennung der durch die einfallende Strahl- ung erzeugten Elektronen-Loch-Paare.

Bringt man p- und n-Schicht in Kontakt (s. Abbildung 3), ist die Fermienergie auf Grund des thermischen Gleichgewichts in beiden Bereichen gleich. Dazu verschiebt sich im p-dotierten Bereich das Valenz- und Leitungsband energetisch höher, im n- dotierten Bereich senken sich beide Bänder energetisch ab.

In Abbildung 3 lässt sich sowohl die Spannung der Solarzelle ablesen, als auch das Donatoren- sowie das Akzeptorenenergieniveau. Diese sind bei Raumtemperatur jedoch schon voll besetzt, die optische Anregung z. B. durch Sonnenlicht erfolgt weiterhin vom Valenzband ins Leitungs- band.

Die Ladungsträgerkonzentration in der Basis liegt zwischen 10¹⁶ cm^-3 und 10¹⁷ cm^-3, im Emitter mit 5·10¹⁸-10²⁰ cm^-3 etwas höher.

Bei Kontakt der p- bzw. n-dotierten Bereiche führt der Ausgleich des Konzen- trationsunterschieds an Elektronen vom n- in den p-Bereich zur Bildung der Raum- ladungszone (RLZ).

Der durch den Ausgleich der Konzen- trationen stattfindende Elektronenfluss führt zu einer Ladungstrennung an der

Abbildung 3: p-n-Übergang im unbeleuchteten Zustand

Abbildung 2: Schematischer Aufbau einer Solarzelle, bestehend aus Vorder- und Rückseitenkontakten, einer Passivierung und als zentrales Element der p-n-Übergang.

Grenzschicht. Daraus resultiert wiederum ein entgegengesetztes elektrisches Feld, das so stark ist, dass es den Elektronenfluss gerade kompensiert. An der Grenzfläche nimmt die Konzentration der der jeweiligen Schicht zugehörigen Majoritätsladungs- träger exponentiell ab.

Bei Beleuchtung der Solarzelle mit Licht werden Elektron-Loch-Paare erzeugt.

Gelangt ein Elektron durch Diffusion im p-Bereich an die Raumladungszone, wird es dort durch das elektrische Feld beschleunigt und landet in der n-Schicht als Majoritätsladungsträger.

Da Silizium ein indirekter Halbleiter ist, ist die Absorption von Licht schwach. Damit die Wahrscheinlichkeit der Generation von Elektronen-Loch-Paaren im Silizium bei Sonneneinstrahlung groß ist, muss die einfallende Strahlung lange Wege im Si zurücklegen können. Dies kann zum einen durch eine große Dicke der p-Schicht von mehreren hundert Mikrometern erzielt werden, oder durch eine geschickte Optik der Solarzelle, die es erlaubt das Licht im Volumen der Solarzelle einzufangen („Light trapping“). Allerdings reicht schon eine 20 µm dicke Siliziumschicht um 80% des einfallenden Sonnenlichts (AM 1,5) zu absorbieren.

Neben den optischen Eigenschaften der Solarzellen ist die elektronische Qualität der Si-Solarzellenbasis von großer Bedeutung. Denn wird ein Elektron tief in der Basis generiert, muss es zur Ladungstrennung bis zur Raumladungszone diffundieren.

Nur Material mit hoher elektronischer Qualität erlaubt Diffusionslängen von der mehrfachen Länge der Solarzellendicke. Eine hohe Lebensdauer der Minoritäten ist folglich entscheidend für eine effiziente Solarzelle. [Wür05] [Goe97]

2.2.2 Oberflächenpassivierung

Begrenzt wird die Lebensdauer durch Rekombinationsverluste (siehe Kapitel 3) z.B.

an der Oberfläche des Siliziumkristalls. Der Kristall endet dort, und dies führt zu einer gewissen „Unordnung“ im Kristallaufbau. Nicht jedes Siliziumatom kann hier alle Valenzelektronen in einer Bindung unterbringen, und daraus resultieren Zustände in der Bandlücke, über die die Ladungsträger rekombinieren können.

Um das zu unterbinden, wird die Passivierung gebraucht. Sie sorgt dafür, dass die Ladungsträger entweder gar nicht erst an den Rand des Kristalls gelangen können oder sie sättigen die offenen Bindungen am Rand ab.

Damit die Ladungsträger nicht an die Grenzfläche des Kristalls gelangen, wird durch gezielte Dotierung die Potentialbarriere im Randgebiet des Kristalls für eine Ladungsträgersorte erhöht. Für eine positiv dotierte Solarzellenbasis ist dies am Rückkontakt eine hochdotierte p-Typ-Schicht, die im industriellen Standardprozess mittels Aluminium Dotierung gebildet wird.

Dabei wird Aluminium auf die Rückseite aufgebracht, und so stark erhitzt, das es zusammen mit dem Silizium aufschmilzt. Beim Abkühlen rekristallisiert die Schicht und es bildet sich ein mit Aluminium dotierter Bereich. Diese Schicht ist stärker p- dotiert, als der restliche p-Bereich. Es bildet sich ein p⁺-p-Übergang aus, der wie der p-n-Übergang ein elektrisches Feld (BSF = back surface field) erzeugt. Dies ändert die Konzentration der Ladungsträger in dieser Schicht und damit die Rekombinations- rate. Eine Möglichkeit zur Feldeffekt-Passivierung sind elektrostatische Ladungen im Dielektrikum.

Materialien, die für die Passivierung geeignet sind, können feste Stoffe (SiNX, SiO2) oder Flüssigkeiten (Iod-Ethanol) sein. [Abe99]

2.2.3 Kontaktierung

Der Kontakt zwischen Halbleiter und Metall ist im Idealfall ein Ohmscher Kontakt.

Die IV-Kennlinie ist dann linear oder zumindest quasi-linear. Bringt man ein Metall mit einem Halbleiter in Kontakt, so gleichen sich im thermischen Gleichgewicht die Ferminiveaus beider Festkörper an. Dies ist mit dem Ausbilden einer Potential-

barriere verbunden. Ein Ohmscher Kontakt verlangt nach einer mög- lichst kleinen Barrierenhöhe wie sie im Anhäufungskontakt vorliegt. In diesem Fall fließt Strom relativ un- gestört über den Kontakt, fast nur begrenzt durch den elektrischen Widerstand des Halbleiters. In der Realität bilden Kombinationen von Metall und Halbleiter allerdings meist Verarmungskontakte mit einer großen Potentialbarriere. Vernach- lässigt man Bildladungseffekte, so ist die Potentialbarrierenhöhe unabhängig von der Dotierkonzentration im Halb- leiter. Die Barrierenhöhe wird allerdings mit höherer Dotierkonzentration schmaler, da die Breite der Raumladungszone am Kontakt proportional zu N_D^-1/2 (N_D: Donatorkonzentration im n-Halbleiter) ist. Also bleibt als einzige praktikable Lösung zur Realisierung eines ohmschen Kontakts eine hohe Oberflächenkonzentration im Halbleiter.

Zum Ladungsstrom über die Metall-Halbleitergrenzfläche tragen vorwiegend Majoritätsladungsträger bei, die bei angelegter Spannung in Vorwärtsrichtung (U > 0) vom Metall in den Halbleiter und bei Spannung in Rückwärtsrichtung (U < 0) vom Halbleiter ins Metall fließen [Sze04] . Dabei werden die folgenden Transport- mechanismen für den Metall-n-Halbleiterkontakt in Abhängigkeit der Dotierung des Halbleiters unterscheiden. Für niedrig dotierte Substrate (N_D < 10¹⁷ cm^-3) fließt ein Strom auf Grund thermionischer Emission über die Potentialbarriere, Elektronen werden dabei über die Potentialbarriere hinweg thermisch angeregt. Im mittleren Dotierungsbereich (10¹⁷ cm^-3 < ND < 10¹⁹ cm^-3) überwiegt die thermionische Feld- emission. Die Majoritätsladungsträger durchtunneln, nachdem sie thermisch auf ein Energieniveau unterhalb der Barrierenhöhe angeregt worden sind, die bei dieser Energie ausreichend dünne Barriere. Sind die Dotierkonzentrationen sehr hoch (ND > 10¹⁹ cm^-3) ist die Potentialbarriere schon in der Nähe der Unterkante des Leitungsbandes dünn genug, um ein direktes Tunneln der Elektronen mit hoher Wahrscheinlichkeit zu ermöglichen. Diesen Vorgang nennt man Feldemission.

Die Potentialbarriere kann durch thermische Energiezufuhr oder durch Tunneln der Elektronen überwunden werden. Bei hoch dotierten Halbleitern wird die Barriere

Abbildung 4: Schottky Kontakt zwischen Metall und n-dotiertem Halbleiter

schmaler und damit steigt die Wahrscheinlichkeit der Elektronen, das Potential mittels Tunneleffekt zu überwinden.

Die Geometrie der Kontakte in einer beidseitig kontaktierten Solarzelle (Emitter- kontakt auf der Vorderseite, Basiskontakt auf der Rückseite) ist auf der beleuchteten Vorderseite gitterförmig, bestehend aus Busbar und Fingern. Die Effizienz der Solarzelle hängt von einem guten Kontakt des Metalls zum Halbleiter ab, d.h. einem geringen Kontaktwiderstand. Ebenso sollte die Fläche, die durch das Gitter bedeckt wird, aus Gründen der Kontaktrekombination und Abschattung klein sein.

Aufgebracht wird das Gitter durch das Siebdruckverfahren oder mit einem Elek- tronenstrahlverdampfer.

Auf der Rückseite dagegen ist die Abschattung irrelevant. Die Standardmethode zur Kontaktierung besteht darin, die Rückseite der Solarzelle ganzflächig per Sieb- druckverfahren mit einer Aluminiumschicht zu kontaktieren. Der entscheidende Nachteil hier ist eine hohe Rekombinationsrate.

Eine geringere Rekombinationsrate kann durch eine lokale Kontaktierung in Kombination mit einer dielektrischen Passivierung (SiN_x oder SiO₂) realisiert werden.

Ein ausreichend geringer Serienwiderstand wird schon bei einer Kontaktfläche von nur 2-4 % erzielt.

Anwendung findet dieses Prinzip bei den Laser-fired-contacts. Mit starken Laser- pulsen wird auf eine auf die Passivierung aufgebrachte Aluminiumschicht ge- schossen. Dadurch diffundiert Aluminium durch die Passivierung und stellt so einen Kontakt zum Silizium her.

Ansatzpunkt der vorliegenden Arbeit hingegen ist es, mit dem Laser Punkte oder kleine Flächen der Siliziumnitrid-Passivierung zu ablatieren. Die Stellen im Siliziumnitrid werden mit möglichst wenig Schaden im darunterliegenden Silizium entfernt. Das freiliegende Silizium wird danach wieder mit einem Metall bedampft. Diese Idee ist in Abbildung 5 schematisch dargestellt.

Abbildung 5: Solarzelle, deren Rückseiten- passivierung mit dem Laser geöffnet wurde, und danach mit Aluminium bedampft

3. Rekombinationsmechanismen

Im Abschnitt über den Aufbau der Solarzelle wurde bereits festgestellt, dass eine hohe Lebensdauer in der Solarzellenbasis ein wichtiger Faktor für eine effiziente Solarzelle ist. Dieses Kapitel widmet sich Einflüssen, die eine hohe Lebensdauer begrenzen.

Ausgangspunkt ist das durch optische Anregung entstandene thermische Ungleich- gewicht in der Zelle. Auf dem Weg der Überschussladungsträger zu den Kontakten, begrenzt auf die Diffusionslänge, existieren verschiedene Arten der Rekombination:

Die strahlende Rekombination, die Auger-Rekombination und die Störstellen- rekombination. Die aus den Arten der Rekombination resultierende effektive Lebens- dauer ergibt sich zu:

1

= 1

_ö + 1

+ 1

(1)

Der dominierende Rekombinationskanal der effektiven Lebensdauer ist entscheid- end von der Dotierkonzentration bestimmt. Bei niedriger Dotierung (< 10¹⁷ cm^-3) ist der entscheidende Faktor die Störstellenrekombination, bei höheren Dotierungen (> 10¹⁸ cm^-3) spielt die Auger-Rekombination die größte Rolle. Der Beitrag der strahlenden Rekombination ist im Silizium als indirektem Halbleiter zu vernach- lässigen.

Die einzelnen Effekte treten unabhängig voneinander auf und lassen sich daher getrennt voneinander betrachten.

3.1 Intrinsische Rekombination

Bei der intrinsischen Rekombination unterscheidet man zwischen der strahlenden Rekombination und der Auger-Rekombination:

• Strahlende Rekombination

Dieser Effekt ist das Pendant zur Absorption. Bei direkten Halbleitern ist die Wahrscheinlichkeit der Emission des Elektrons vom Leitungsband im Vergleich zu indirekten Halbleitern recht hoch. Im Gegensatz zum direkten Halbleiter ist für den Prozess der strahlenden Rekombination beim indirekten Halbleiter ein zusätzliches Phonon notwendig. Der Prozess ist demnach ein Drei-Teilchen-Vorgang, daran beteiligt sind ein Elektron, ein Photon und ein Phonon. Die Wahrscheinlichkeit der strahlenden Rekombination wird hier durch das Vorhandensein des zusätzlichen Phonons bei indirekten Halbleitern begrenzt. Nötig ist dies auf Grund der im Impulsraum gegeneinander ver- schobenen Bänder.

Bei Silizium spielt die strahlende Rekombination deswegen nur eine geringe Rolle.

• Auger Rekombination

Dieser Prozess hat zwei Kanäle in denen er ablaufen kann, je nachdem, ob die freiwerdende Energie auf ein Elektron im Leitungsband (Abbildung 6 links) oder Valenzband (Abbildung 6 rechts) übertragen wird. In einem ersten Schritt rekombiniert ein Elektron vom Leitungsband ins Valenzband.

Gleichzeitig wird die dabei freiwerdende Energie auf ein zweites Elektron übertragen, das im Leitungsband sitzt (1).

Das damit angeregte Elektron gibt über mehrere Phononen- stöße seine Energie wieder bis zu seinem ursprünglichen Zustand ab (2). Alternativ kann das re- kombinierende Elektron seine Energie auch an ein zweites Elektron im Valenzband abgeben, das dann an die Valenzbandkante gehoben wird und den angeregten Zustand wieder über Phononenschwingungen verlässt. Die Augerlebensdauer berechnet sich zu [Goe97] :

= 1

² (2)

B: Auger-Koeffizient, bei Silizium B=4∙10^-31cm⁶s^-1 n: Elektronenkonzentration im Material

3.2 Störstellenrekombination

Für alle Arten von dotiertem Silizium ist diese Art der Rekombination die bedeutendste. Störstellen im Material entstehen durch verschiedene Defekte im Gitter. Diese Defekte erzeugen Energiezustände in der Bandlücke.

Überschussladungsträger werden dort „gefangen“. Es sind ein Elektronen- oder Locheinfang sowie eine Elektronen- oder Lochemission möglich. Die Rekombination hängt folglich von der Dotierung und der Reinheit des verwendeten Siliziums ab.

Dieser Effekt wird als Shockley-Read-Hall Rekombination bezeichnet. Die Lebensdauer berechnet sich zu [Kar08] :

Abbildung 6: Augerrekombination im Leitungsband (links) und im Valenzband (rechts)

_!" =_#$%$+ _&' + $%(_$+ (_&'

_$+ (_$ (3)

n₀,p₀: Elektronen-/Löcherkonzentration im thermischen Gleichgewicht τ_n

0,τ

p0: Lebensdauer der Elektronen/Löcher im thermischen Gleichgewicht n₁,p₁: Ladungsträgerkonzentration im Störstellenniveau

3.3 Oberflächenrekombination

Durch offene Bindungen an der Oberfläche des Materials existieren im intrinsich verbotenen Band besetzbare Energieniveaus. Diese Energiezustände können neben offenen Bindungen an der Oberfläche auch durch Verunreinigungen, die während des Herstellungsprozesses des Wafers auftreten, zustande kommen. Eine physikalische Beschreibung erfolgt über die Oberflächenrekombinationsrate:

) = * ∙ Δ (4)

S: Oberflächenrekombinationsgeschwindigkeit

,: Überschussminoritätsladungsträgerdichte an der Oberfläche

Diese Formel drückt nochmals aus, dass die Rekombination an der Oberfläche entweder durch Reduktion der Ladungsträgerkonzentration an der Oberfläche reduziert werden kann (Feldeffekt-Passivierung), oder eben durch Absättigung der offenen Bindungen an der Oberfläche. Letzteres minimiert die Zahl der besetzbaren Störstellenniveaus. Beides führt zu einer niedrigeren Oberflächenrekombinations- geschwindigkeit S.

4. Der Laser

Der Laser (light amplification by stimulated emission of radiation), insbesondere der Festkörperlaser, findet in der Industrie auf Grund seiner Effizienz und vielfältigen Einsatzbereiche großen Anklang. Das nächste Kapitel widmet sich der allgemeinen Funktionsweise eines Lasers und dessen variierbaren Parametern.

4.1 Aufbau und Funktionsweise

Ein Laser besteht prinzipiell, wie in Abbildung 7 schematisch dargestellt, aus einem laseraktiven Medium und einer Strahlungsrückkopplung. Ausgekoppeltes Licht ist zeitlich und räumlich extrem kohärent und daher vielseitig einsetzbar.

Im einfachsten Fall betrachtet man im aktiven Medium zwei Energiezustände, den Grundzustand und einen angeregten Zustand. Einfall von Pumplicht in das aktive Medium, das als Gas behandelt wird, stört das thermische Gleichgewicht durch Absorption der Photonen. Damit ist der angeregte Zustand weit mehr besetzt als der Grundzustand – man spricht von Besetzungsinversion. Der angeregte Zustand ist ein metastabiler Zustand, d. h. mit einer gewissen Wahrscheinlichkeit kehrt er unter Emission eines Photons wieder in den Grundzustand zurück (spontane Emission).

Das Photon wiederum regt andere angeregte Zustände dazu an, in den Grundzustand zurückzukehren (induzierte Emission). Die Besonderheit hierbei ist, dass die weiteren emittierten Photonen mit dem Ursprungsphoton in Phase schwingen. Die Häufigkeiten, mit denen Pumpprozesse, induzierte und spontane Emission stattfinden, ist durch die Einsteinkoeffizienten klassifiziert [Kne91] :

-./

-0 = −_&2∙ _&∙ 3_# Absorption

-.4

-0 = −_2&∙ ₂∙ 3_# Induzierte Emission

-.4

-0 = −5_2&∙ ₂ Spontane Emission

(5) (6) (7)

n₁: Teilchenzahl im Grundzustand n₂: Teilchenzahl im angeregten Zustand u_ph: Energiedichte des Feldes

A_ij, B_ij: Einsteinkoeffizienten

Abbildung 7: Schematischer Aufbau eines Lasers: Pumplicht wird in das aktive Medium eingekoppelt und im Resonator (aktives Medium und Spiegel) verstärkt. Ein Teil des Lichts wird wieder ausgekoppelt und ist als Laserstrahlung einsetzbar

Damit möglichst viele Photonen durch ein spontan emittiertes Photon angeregt werden, ist das aktive Medium in einen Resonator eingebaut. Dieser besteht aus zwei Spiegeln, von dem einer nur teilweise reflektiert (ca. 99,5%). Ein kleiner Teil des Lichtes wird folglich ausgekoppelt und ist als Laserstrahl verwendbar.

Um dieses Prinzip optimal auszu- nutzen, ist es von Vorteil, ein 4-Niveau- System zu verwenden. Dieses tritt unter Anderem bei Festkörperlasern auf, deren Wirtskristall aus Vanadium besteht. Dieser ist mit einer geringen Anzahl an Neodym dotiert, so dass das optisch aktive Neodym quasi wieder als Gas betrachtet wird. Durch Pumpen in das 4F_{5 2}⁄ Energieniveau, das sehr schnell durch Phononenschwingung in den metastabilen Zustand übergeht, ist sofort Besetzungsinversion erreicht.

Damit diese kontinuierlich gegeben ist, muss auch der Zustand von 4I_{11 2}⁄ sehr schnell über Phononenschwingungen relaxieren. Der Übergang von 4F_{5 2}⁄

nach 4I_{11 2⁄} emittiert die für das Neodym charakteristische 1064 nm-Strahlung [Mes08] . Um eine Wellenlänge von 355 nm zu erhalten, ist es erforderlich, die Frequenz des emittierten Lichts zu verdreifachen. Dies geschieht mit einem nichtlinearen Kristall in der Länge der Rayleighwellenlänge, in dem das Laserlicht fokussiert wird und die Grundwelle durch die dritte harmonische Oberwelle überlagert wird.

Nun unterscheidet man zwischen Lasern, die im Dauerstrichbetrieb (cw-Laser, cw steht für continuous wave) und im Pulsbetrieb arbeiten. Damit der Laser gepulst arbeiten kann, gibt es verschiedene Methoden den Strahl zu unterbrechen, beispielsweise über akustooptische Schalter, sättigbare Absorber oder elektro- optische Schalter. Im Detail wird hier auf die elektrooptischen Schalter eingegangen.

Diese besitzen Schaltzeiten kleiner 10 ns und basieren entweder auf dem linear elektrooptischen Effekt (Pockelseffekt) in einem Kristall oder auf dem quadratischen elektrooptischen Effekt (Kerreffekt) in einer anisotropen Flüssigkeit.

Beim Anlegen eines Feldes wird das Material doppelbrechend. Um damit schalten zu können, wird ein Güteschalter im Resonator eingebaut (Q-switch-Betrieb), bestehend aus dem elektrooptischen Schalter und einem Polarisator. Bei Anlegen des Feldes wird das Material doppelbrechend und das linear polarisierte einfallende Licht zirkular polarisiert. Danach wird es am Auskoppelspiegel wieder reflektiert und im Material wieder linear polarisiert. Das ist so realisiert, dass das nun linear polarisierte Licht um genau 90° phasenverschoben zum ursprünglichen Strahl ist – es kommt folglich nicht mehr durch den Polarisator [Kne91] .

Im Festkörperlaser sind die aktiven Medien in unterschiedlicher geometrischer Form realisiert. Man unterscheidet zwischen zylinderförmigen (rod), rechteckigen (slab) und scheibenförmigen (disc) Medien.

Bei zylindrischen Stabformen tritt bei der obligatorischen Kühlung des Lasers eine inhomogene Temperaturverteilung im Kristall auf, was zu mechanischen Ver-

Abbildung 8: 4-Niveau-System von Neodym [Mes08]

spannungen führt. Das Gauß´sche Strahlprofil wird dadurch durch den sogenannten Thermischen Linseneffekt gestört. Alternativen mit homogener Kühlung sind bei rechteckigen oder scheibenförmigen Medien zu finden.

4.2 Pulslänge

Die Pulslänge hat entscheidenden Einfluss auf die Art der Wechselwirkung zwischen Laser und Oberflächenmaterial. Je nach Pulslänge (und Intensität) des Strahls unterscheidet man zwischen Bereichen, in denen die Oberfläche geschmolzen, verdampft wird oder ein Plasma entsteht. Pulslängen im Nanosekundenbereich führen bei einer gut wärmeleitenden Oberfläche (z. B. viele Halbleiter) meist zum Schmelzen der Oberfläche, und damit zu einer sehr ungenauen Ablation. Verwendet man Pico- oder Femtosekundenlaser werden die Pulse unter viel niedrigerer Hitzeentwicklung in das Material eingekoppelt. Man spricht dann von kalter Ablation. Damit lassen sich Bereiche mit einer deutlich höheren Auflösung ablatieren.

4.3 Absorption und Reflexion

Die Absorption einer Oberfläche hängt von den optischen Konstanten des Werk- stoffs, dem geometrischen Zustand der Oberfläche (z. B. Rauigkeit), der chemischen Beschaffenheit der Oberfläche (z. B. Nitridschichten auf Silizium, Wasserstoffgehalt im Nitrid) und insbesondere der Temperatur ab. [EBe98] .

Die optischen Konstanten bestimmen die Reflexion und Absorption an der Oberfläche. Aus der dielektrischen Funktion lässt sich der Absorptionskoeffizient bestimmen:

² = ;%<' +=>%<'

;_$? (8)

ε%<': Dielektrische Funktion

>%<': Leitfähigkeit der Probe

;_$: Dielektrizitätskonstante

?: Eingestrahlte Frequenz

Der Brechungsindex n setzt sich aus dem reflektierten (Realteil) und absorbierten (Imaginär-) Teil zusammen:

= + =A (9)

k: absorbierter Anteil

Der Absorptionskoeffizient α ergibt sich zu:

B =4 ∙ C ∙ A

D (10)

Da die Absorption allerdings von einer Vielzahl von Parametern abhängt, ist es nur sinnvoll den Absorptionskoeffizienten als Richtlinie zu verwenden, um zu prüfen ob bei bestimmten Wellenlängen und Brechungsindizes überhaupt Absorption auftritt.

Bei Raumtemperatur und einem Brechungsindex von 2,8 liegt die Absorptionskante für Siliziumnitrid beispielsweise bei einer Wellenlänge von ungefähr 680 nm, für ein Nitrid mit n = 2,1 hingegen bei einer von ungefähr 360 nm. [And08]

4.4 Laser und Materie

Je nach Spezifikation des Lasers lassen sich verschiedene Effekte auf der Oberfläche be- obachten. Dass die Beschreibung rein über die Absorption der Probe nur eine grobe Näherung ergibt, liegt daran, dass sich beim Laserbeschuss der Probe deren Aggregatszustand ändert.

Temperaturen über dem Schmelzpunkt (bei Si ≈ 1400°C) führen zu einer flüssigen Masse auf der Probenoberfläche. Bei Temperaturen über dem Siedepunkt (bei Si ≈ 2350°C) entsteht Gas.

Ein Modell, wie die Änderung der Aggregats- zustände bei Bestrahlung durch den Laser

aussehen könnte, findet sich in Abbildung 9.

Trifft ein weiterer Laserpuls in der Nähe oder auf den gleichen Punkt auf, führt dies zu völlig veränderten Absorptionsbedingungen. Nur ein Bruchteil der Laserleistung trifft dann noch auf die Probenoberfläche, der Rest wird im darüber liegenden Gas und der Flüssigkeit absorbiert.

Ein weiterer Faktor bei der Ablation ist, dass durch Absorption des Laserpulses tiefer in der Schicht durch die extreme thermische Energiezufuhr ein so hoher Druck entsteht, dass das Material aufbricht. Diese frei beweglichen Materieteile spielen bei großen Pulsraten ebenfalls eine Rolle in der Ablation. Durch eine gute und homogene Absaugung lässt sich dieser Faktor allerdings reduzieren. [Die00]

Abbildung 10 zeigt, dass schwache Laserpulse auch zu einer Verdichtung des Oberflächenmaterials (in dieser Arbeit: Siliziumnitrid) führen können. Nachgewiesen wird dies über die Ätzrate einer hochbrechenden Nitridschicht in Flusssäure. Der durch den Laser verdichtete Teil lässt sich deutlich schlechter ätzen (32 min in 5% HF, Abbildung 10).

Abbildung 9: Interaktion eines Lasers mit Materie

Abbildung 10: Verdichtung der Oberfläche durch niedrige eingestrahlte Leistung pro Fläche

Abbildung 11: Amorphes Silizium und Siliziumstaub bei hoher Pulsleistung/ Fläche im tiefengeschärften Bild

In Fehler! Verweisquelle konnte nicht gefunden werden. ist eine Fläche, die mit einer hohen Pulsleistung pro Fläche bestrahlt wurde dargestellt. Dies führt im Silizium zu einer amorphen Oberflächenschicht, sowie Siliziumstaub auf dem Wafer:

Besteht die Probe aus Schichten unterschiedlicher Brechungsindizes spielt für die Absorption in der oberen Schicht auch die Reflexion der Laserstrahlung an der Grenzfläche zwischen erster und zweiter Schicht eine Rolle. Die Zunahme der Absorption ist dabei eine Funktion der beiden Brechungsindizes.

5. Messverfahren

Zur Bestimmung des Schadens, den die Laserablation der SiN-Schicht im Si-Wafer hinterlassen hat, wird die Lebensdauer unter Verwendung der µPCD (microwave- photoconductance-decay) und der QSSPC (quasi-steady-state-photoconductance-decay) gemessen.

Schichtwiderstände sind ebenfalls mit der µPCD bestimmbar, aber auch mit einem 4- Punkt Messgerät.

Mit Hilfe der Kontaktwiderstandsmessung TLM (transmission line model) lässt sich eine Aussage darüber treffen, ob und wie gut die Oberfläche kontaktierbar ist.

Der EDX-Detektor des Rasterelektronenmikroskops (scanning-electron-microscope- energy-dispersed-x-rays) wird zum Nachweis der Elemente Sauerstoff, Kohlenstoff, Stickstoff und Silizium auf der Oberfläche einer ablatierten Schicht verwendet, sowie das Rastelektronenmikroskop zur visuellen Oberflächenstrukturanalyse. Mit dem Ellipsometer werden die Schichtdicken der SiN-Schichten und gleichzeitig deren Brechungsindizes bestimmt.

5.1 µPCD

Ein Messverfahren zur ortsaufgelösten Lebensdauermessung ist die µPCD. Die Messungen in dieser Arbeit wurden mit dem WT-2000 PV der Firma Semilab

durchgeführt.

Das Grundprinzip dieser Methode ist die Mikrowellenreflexion. Befinden sich die Ladungsträger in einem nicht angeregten Zustand im Valenzband, so transmittiert die Mikrowelle durch das Material und reflektiert nur geringfügig. Werden die Ladungsträger durch einen Laser in das Leitungsband ge- hoben, können die Elektronen dort praktisch frei schwingen und reflektieren die Mikrowellenstrahlung in alle Richtungen. An diesem Modell wird deutlich, dass die Reflexion eine Proportionalität zur Leitfähigkeit des Halbleiters aufweist.

Betrachtet man die Leitfähigkeit des Halbleiters, die durch Überschussladungsträger hervorgerufen wird, ergibt sich der Unterschied für die Leitfähigkeit [Iba09] :

Δ> = E ∙ %FΔ + F_#Δ(' (11) σ: Leitfähigkeit

µ_n, µ_P: Beweglichkeit der Elektronen/Löcher n,p: Ladungsträgerdichten

Die Mikrowelle bildet im statischen Fall eine stehende Welle aus und damit führt eine Änderung der Leitfähigkeit zu einer Änderung der reflektierten Mikrowellen- leistung bei Beleuchtung [Kun86] :

Abbildung 12: Mikrowellenreflexion an einer Probe

ΔG

PI.JKLKIMN0K0 = 5 ∙ Δσ (12)

A: Messempfindlichkeit P: Leistung

Die Messempfindlichkeit ist eine Funktion der Mikrowellenleistung, des Abstandes der Probe zum Hohlleiter und der Leitfähigkeit der Probe. Für zu große Leit- fähigkeiten, sowie zu hochohmige Proben wird die Messempfindlichkeit jeweils kleiner.

Nach Beleuchtung durch einen Laser rekombinieren die Ladungsträger wieder. Die Anregung durch den Laser ist so kurz, dass diese Zeitspanne keine Rolle für die Bestimmung der Lebensdauer spielt. Die Rekombination folgt dann einem Ex- ponentialgesetz. Daraus lässt sich die Lebensdauer bestimmen zu:

1

τ_KQQ = − R

RS ln %Δ' (13)

Die Änderung der Ladungsträgerdichte unterliegt wieder einem exponentiellen Zusammenhang [Luk86] :

Δ ~ exp Z− S

_[\] ∙ exp %−B_&²^S' (14) D_n: Diffusionskonstante

α₁: Dämpfungskoeffizient

Dieser Zusammenhang ergibt eingesetzt in Gleichung (12):

1

τ_KQQ = 1

τ_{JIL_}+ B_&²^ = 1

τ_{JIL_}+ 1

τ_`JKabLäMNK (15)

Durch Passivierung der Wafer mit einer Nitrid-Schicht wird der Einfluss der Lebensdauer an der Oberfläche auf die effektive Gesamtlebensdauer minimiert.

Nach flächigem Laserbeschuss der mit SiN passivierten Oberflächen wird diese mit einer Iod-Ethanol-Lösung wieder passiviert, so dass nur noch der Schaden, der in der Siliziumoberfläche erzeugt worden ist, die Lebensdauer vermindert. Die Lebens- dauer im Volumen bleibt konstant und groß, da die Laserstrahlung auf Grund ihrer Wellenlänge und den eingestellten Parametern in einer dünnen Schicht an der Oberfläche des Wafers absorbiert wird. Da die Passivierung durch SiN vorher und durch Iod-Ethanol nach dem Beschuss als ungefähr gleich angenommen wird, lässt sich nun sagen, in wieweit die Lebensdauer an der Oberfläche des Wafers in Abhängigkeit der Laserparameter abgenommen hat.

Es gilt:

1

τ_KQQ = 1

τ_deLIfK.+2S W ≈ 2S

W (16)

S: Oberflächenrekombinationsgeschwindigkeit W: Waferdicke

Diese Gleichung gilt für symmetrische Wafer mit gleicher Oberfläche. Die Lebens- dauer an der Oberfläche ist hier durch die Waferdicke und die Oberflächen- rekombinationsgeschwindigkeit ausgedrückt. [Hof08]

Die Ortsauflösung wird im WT-2000 PV mit einem Zirkulator realisiert. Der Mikrowellen- generator sendet Mikrowellen aus, die durch einen Isolator auf den Zirkulator treffen.

Dieser ist ein Zylinder mit äquidistanten Löchern, durch diese die Mikrowellen- strahlung partiell hindurch kommt. Punkt- uell werden mit dem Laser Ladungsträger angeregt, und dann wie beschrieben die Mikrowellenreflexion gemessen. Danach fährt der Laser- und Messkopf zum nächsten Punkt. Um bessere Messergebnisse zu er- zielen wird ein Bias-Licht hinzu geschaltet, das die Probe flächig mit Licht des AM 1,5- Spektrums beleuchtet. Der Laser erzeugt zwar punktuell sehr hohe Ladungs- trägerkonzentrationen, allerdings ist die Generationsrate gering. Das Bias-Licht gleicht dies aus, so dass der gesamte Wafer ein einheitliches Ladungsträgerniveau aufweist.

Die maximale Auflösung im WT-2000 PV beträgt 125 × 125 µm². Höhere Auf- lösungen werden dann interpoliert. Da die Ablationslinienbreite des Lasers auf dem Wafer zwischen 20-40 µm liegt, ist diese in der µPCD nicht auflösbar. Eine höhere Auflösung trägt hier nicht zu einem Erkenntnisgewinn bei, daher wurde eine Auflösung von 250 × 250 µm gewählt, da diese im Optimum zwischen Dauer der Messung und Informationsgehalt liegt.

5.2 QSSPC

Die QSSPC ist eine Methode zur Lebensdauermessung eines Wafers. Im Gegensatz zur µPCD ist diese Messung aber nicht ortsaufgelöst. Eine Blitzlichtlampe sendet einen Blitz definierter Länge und Intensität aus, dessen Infrarotanteil im IR-Filter gefiltert wird. Um eine homogene Intensitätsverteilung auf der Probe zu bekommen, sind zwei Diffuser zwischen dem IR-Filter und der Probe angebracht. Das nun auf die Probe treffende Licht regt in der Probe Ladungsträger an.

Unter dem Probentisch ist eine Spule angebracht, die ein Magnetfeld erzeugt. Durch die angeregten Ladungsträger ändert sich die Dämpfung im Magnetfeld (die Energie

Abbildung 13: Schematischer Aufbau der µPCD

aus dem Feld erzeugt Wirbelstörme im Silizium) und darüber lässt sich eine Aussage treffen, wie viele Ladungsträger angeregt wurden, sowie über die Höhe der mittleren Lebensdauer.

Je nach erwarteter Lebensdauer unterscheidet man zwischen zwei Messmodi. Bei hohen Lebensdauern über ca. 150 µs empfiehlt es sich, in den transienten Modus zu wechseln. Dabei wird die Lebensdauer nach Aussenden des Lichtblitzes gemessen. Unter ca. 150 µs ist der QSS-Modus zu verwenden, der das Abklingen der Ladungsträger während des Blitzes bestimmt. Die Blitzlänge im transienten Modus liegt bei 1/64 der Länge im QSS-Modus.

Um Emittersättigungsströme zu messen, passt man die Messergebnisse mit einem Modell an den Hochinjektionsbereich an. Hochinjektion bedeutet, dass die Zahl der Überschussladungsträger höher als die Basisdotierung ist. Im QSSPC-Programm fittet man daher so, dass die Überschussladungsträgerdichte viel größer ist als die Basisdotierung des Wafers. [Sin08]

Abbildung 14: Funktionsweise der QSSPC

5.3 REM-EDX

Der Elektronenstrahl des Rasterelektronenmikroskops vom Typ Zeiss Neon 40 EsB beschießt eine Probe, wie in Abbildung 15 dargestellt, um über verschiedene Messverfahren (EsB, InLens, BSE und SE2) ein Bild der Probe herzustellen. EsB steht für energy and angle selective backscattered electrons, BSE für backscattered electrons sowie SE2 für secondary electrons. Im Experiment werden der Inlens- und der Sekundärelektronendetektor verwendet.

Die Elektronen für den Strahl werden bei 1800 K aus einer Schottky-Feld- emissionskathode aus Wolfram und Zirkoniumoxid herausgelöst. Bei dieser Temperatur diffundiert Zirkoniumoxid an die Oberfläche und bildet eine extrem dünne Spitze. Die Austrittsarbeit beträgt dabei 2,8 eV. Nicht aus der Spitze herausgelöste Elektronen werden unterdrückt. Sind die Elektronen herausgelöst werden sie mit eingestellter Beschleunigungsspannung von 5 kV beschleunigt. Bei Spannungen < 20 kV ist auf dem Weg der Elektronen ein Strahl-Booster mit einer Beschleunigungsspannung von 8 kV nachgeschaltet, der die Anfälligkeit der Elektronen auf magnetische Streufelder in diesem Bereich senkt. Nach einem Gegenfeld von ebenfalls 8 kV wird der Strahl mittels eines magnetischen sowie elektrischen Feldes fokussiert. Die beiden Felder wirken für die Elektronen wie eine Linse für Licht, zusätzlich werden durch diese Kombination chromatische Fehler vermindert.

Damit die Elektronen auf dem Weg bis zur Probe keine Stöße durchführen, ist der Bereich bis zu elektro-magnetischen Linse in einem Hochvakuum (< 9 × 10^-9 mbar) untergebracht, das durch eine Ionengetterpumpe kontinuierlich aufrecht erhalten wird.

Der Rest der Probenkammer wird nach Einlegen der Probe mit einer Vor- vakuumpumpe, die zum Schutz des REM gegen Erschütterungen über einen

Abbildung 16: Eindringtiefe des Elektronenstrahls des Elektronenmikroskops in eine Probe

Abbildung 15: Schematischer Aufbau des Rasterelek- tronenmikroskops

Dämpfer an die Kammer angeschlossen ist, vorgepumpt. Die weitere Druck- reduktion bis auf 10^-4 mbar übernimmt eine Turbomolekularpumpe.

Die Bilder entstehen durch Abtasten der Oberfläche mit dem Elektronenstrahl. Dabei werden die Sekundärelektronen aus der Oberfläche oder dicht darunter gemessen.

Sekundärelektronen entstehen durch inelastische Streuung der Primärelektronen mit dem Atomkern oder der Hülle des Substrates. Dabei ist Mehrfachstreuung möglich, zu weit entfernte Elektronen werden jedoch nicht mehr detektiert. Sekundär- elektronenenergien < 5 eV sind für die Oberfläche bildgebend, bei Energien > 50 eV erhält man Informationen über die Tiefe. Die Detektoren beinhalten im Prinzip einen Szintillationszähler, der über einen Photomultiplier das Signal verstärkt, ausgibt, und daraus ein Bild zusammensetzt.

Ein weiterer Detektor, der im Elektronenmikroskop angeschlossen ist, ist der Energy- Dispersed-X-Ray-Detektor. In dieser Arbeit wurde nicht nur die Oberflächenstruktur untersucht, sondern auch deren Beschaffenheit nach Elementen. Der Detektor misst die von Elektronen induzierten j_k-Linien oder andere den Elementen zugeordnete charakteristische Röntgenstrahlung und gibt die Zählraten aus. Über bekannte Röntgenlinien werden Rückschlüsse auf die im Substrat enthaltenen Elemente gezogen. Bei einer Beschleunigungsspannung von 5 kV erhält man für die Zählrate Information aus einer Tiefe bis 200 nm. [Jör04]

5.4 Ellipsometer

Abbildung 17: Funktionsweise des Ellipsometers, links wird linear polarisiertes Licht bekannter Intensität ausgesendet, das auf der Probe reflektiert und rechts senkrecht und parallel zur Einfallsebene detektiert wird.

Das Ellipsometer misst bei verschiedenen Wellenlängen und Winkeln die Polarisation und damit die komplexen Reflexionskoeffizienten des Lichts nach Auftreffen eines Lichtstrahls auf der Oberfläche einer Probe senkrecht und parallel zur Einfallsebene. Grundlage hierfür sind die Fresnel´schen Formeln. Aus der Messung ergibt sich ein experimenteller Zusammenhang, der danach einem mathematischen Modell angepasst werden muss. Das Modell muss je nach Beschaffenheit der Probe gewählt werden. Besteht die Probe aus mehreren Schichten, so muss dies im Modell berücksichtigt werden. Gleiches gilt für verschiedene Materialien und deren Eigenschaften.

Sind diese Informationen hinreichend präzise geklärt, lässt sich eine Aussage über die Schichtdicke und den (hier: wellenlängenabhängigen) Brechungsindex der Probe treffen. [JAW09]

5.5 Kontakt- und Schichtwiderstand

Zur Bestimmung der Kontakt- und Schicht- widerstände werden auf zwei Kontakt- fingern jeweils zwei Kontakte aufgebracht.

Zwischen den beiden Kontakten auf einem Finger wird der Widerstand gemes- sen, um zu veri- fizieren, dass der Kontakt zwischen Finger und Mess- apparatur vernach- lässigbar klein ist.

Dadurch, dass die Finger aus hochleitfähigem Silber bestehen, wird außerdem angenommen, dass der Widerstand in den Fingern selbst minimal ist.

Um die Widerstände genau bestimmen zu können, benötigt man die Werte für den Abstand der Finger, die Fingerbreite, die Länge des Fingers und den Strom, der zwischen den Kontakten fließt. Der Gesamtwiderstand beträgt:

R_mKn = 2 ∙ R_op.qKa+ R_rfp00Ka (17)

R_Finger: Widerstand zwischen Finger und Silizium

R_Emitter: Widerstand zwischen zwei Fingern im Emitter

Der Fingerwiderstand tritt beim Stromfluss zweimal auf, einmal beim Eintritt vom ersten Finger in die Probe und einmal beim Austritt aus dem Silizium in den zweiten Finger. Der Emitterwiderstand lässt sich ermitteln zu:

R_rfp00Ka = d ∙ ρ_u

Z (18)

d: Abstand zwischen zwei Fingern ρ_S: Schichtwiderstand

Z: Länge des Fingers

Für den Widerstand am Finger ist die Überlegung, in welcher Region des Fingers der Strom wieder in den Finger eintritt, obligatorisch. Da der Strom den Weg des

Abbildung 18: Schema zur Kontakt- und Schichtwiderstandsmessung per TLM- Methode

geringsten Widerstands fließt wird er möglichst direkt in der Nähe der Fingerkante wieder in den Finger fließen. Den Abstand, in dem er das vollzieht, nennt man Transferlänge L_T:

L_x = yρ_z

ρ_u (19)

ρ_C: Spezifischer Kontaktwiderstand

Mit dieser Relation wird der Widerstand zwischen Finger und Halbleiter berechnet.

Es gilt:

R_op.qKa = ρ_z

L_xZ coth %L

L_x' (20)

L: Fingerbreite

Da in dieser Arbeit Fingerbreiten von 325-350 µm verwendet wurden, wird der Kotangens Hyperbolicus mit eins für ~ ≥ 1,5 ~_ genähert:

R_op.qKa = ρ_z

L_xZ (21)

Daraus ergibt sich ein Gesamtwiderstand von:

R_mKn%d' = 2 ∙ ρ_z

L_xZ + d ∙ ρ_u

Z (22)

Über diese Geradengleichung lassen sich der Schichtwiderstand aus der Steigung der Geraden berechnen, sowie der Kontaktwiderstand aus dem Schnittpunkt der Geraden mit der Gesamtwiderstandsachse. [Die98]

In dieser Arbeit wurde ein TLM (transmission line model) verwendet. Kontaktiert wird hier der erste Finger mit dem ersten Kontakt und danach wird der zweite Kontakt nacheinander auf eine definierte Anzahl an Folgefingern gesetzt und jeweils die Kontaktwiderstände zwischen dem ersten und dem i-ten Finger gemessen. Die Breite der Kontaktfinger hat damit unwillkürlich Einfluss auf das Ergebnis. Zwar wird die Breite der Finger im Programm wieder abgezogen, diese Näherung birgt jedoch die Annahme, dass der Strom durch die Kontakte widerstandsfrei fließt. Damit dieser Fehler nicht zu groß wird, wird die Zahl der gemessenen Finger gering gehalten.

6. Experimentelle Durchführung

Ziel der Untersuchungen ist es, die SiN Schichten vollständig zu entfernen. Solange noch Stickstoff auf der Oberfläche nachgewiesen werden kann, ist die SiNX-Schicht nicht vollständig entfernt.

Zuerst werden dazu der Laser und die Einflüsse der verschiedenen Einstellungen des Lasers auf die Probe untersucht. Die Einflüsse werden zur groben Klassifizierung mit dem Lichtmikroskop untersucht, eine feine Einteilung erfolgt mit dem Raster- elektronenmikroskop. Die Oberflächenanalyse liefert dabei eine Aussage über die Homogenität der Oberfläche, als auch über die darauf vorkommenden Elemente.

Die Kontaktwiderstandsmessungen sollen belegen, dass keine nennenswerte SiNX- Schicht nach passender Laserbestrahlung vorhanden ist und ein guter Kontakt formiert werden kann.

Über die Schichtwiderstände und Lebens- daueranalysen lässt sich ein Rückschluss über die Größe des Laserschadens auf der unter der Passivierungsschicht liegenden Siliziumschicht ziehen. Dabei ist die Frage, wie in Abbildung 19 dargestellt, inwieweit die Bestrahlung durch den Laser die Oberfläche beschädigt wird. Möglich ist sehr wenig Schaden nur in den obersten Atom- lagen (1), tieferer zylinderförmiger Schaden (2), oder dass die Energie des Lasers aus- reicht, dass die nicht direkt unter der ent- fernten Fläche liegenden Gebiete so stark von der Hitzeentwicklung affektiert werden, dass auch dort Schaden auftritt (3).

6.1 Trumpf Nd:YVO

-Laser

Der Laserbeschuss der beschichteten Si-Wafer erfolgte mit dem VektorMark 6 der Firma Trumpf, einem Neodym-Yttrium-Vanadat-Laser im Q-switch Modus (elektrooptischer Güteschalter) mit einer Wellenlänge von 355 nm und Pulslängen von 5-200 ns. Gepumpt wird im Dauerstrichbetrieb mit einer 808 nm-Laserdiode. Der Laserkristall besitzt Stabform und die Güte des Strahlprofils liegt bei ‚² ≤ 1,2. Die x- y-Ansteuerung wird über zwei bewegliche Spiegel, die mit einem Galvanometer angetrieben werden, geregelt. Damit der Fokus auf der Oberfläche überall gleich ist, ist im Strahlverlauf nach den Spiegeln ein Planfeldobjektiv installiert. Die Leistung der Absauganlage beträgt mindestens 150 m³/h. Die Ansteuerung der Laser- parameter erfolgt ausschließlich über die zugehörige Software TruMark. Einstellbare Parameter sind dabei die Pulsfrequenz, die Verfahrgeschwindigkeit, die Leistung und die Defokussierung.

Abbildung 19: Ein Laserpuls öffnet die SiN_X-Schicht und fügt der darunterliegenden Silizium Schicht entweder wenig Schaden (1), tieferen zylinderförmigen Schaden (2) oder sogar Schaden zu, der sich nicht nur in Richtung des Pulses ausbreitet (3)

0 2 4 6 8 10 12 14 16 18

0 50 100

Pulsspitzenleistung [kW]

Pulsfrequenz [kHz]

Trumpf Vektormark 6 Exponentieller Fit

Die Pulsfrequenz gibt die Zahl der abgegebenen Laserpulse pro Sekunde an. Die Pulsfrequenz in Abhängigkeit der Pulsspitzen- leistung kann Abbildung 20 ent- nommen werden. Mit Hilfe der Pulsfrequenz lässt sich außerdem ausrechnen, wie viele Pulse bei einer definierten Geschwindig- keit auf eine definierte Ober- fläche einschlagen.

Beispielsweise trifft bei einer Pulsfrequenz von 10 kHz und einer Geschwindigkeit von 220 mm/s alle 22 µm ein Laserpuls auf der Oberfläche auf. Visuell lässt sich dies leicht verifizieren, da die Pulse hier farblich abgestuften kreisrunden Flächen mit eben einem Abstand von 22 µm entsprechen.

Vergleicht man die im Beispiel genannten hohen Vorschubgeschwindigkeiten mit Niedrigen bei einer ähnlichen Pulsfrequenz wird klar, dass es zwei Möglichkeiten zur Ablation einer Oberfläche gibt: Mit einzelnen aufeinanderfolgenden Pulsen eine komplette Linie ablatieren (s. Abbildung 21) oder mit vielen überlagerten Pulsen pro Linie. Letzteres lässt sich noch verfeinern, indem man zwischen direkt aufeinanderfolgenden Pulsen (s. Abbildung 22) oder zeitlich weit auseinander stehenden Pulsen (s. Abbildung 23) unterscheidet. Letzteres bedeutet, dass der Laser die gleiche Fläche erst nach Abkühlen des Substrates wieder überfährt.

Abbildung 22: Laserpulse bei v=5 mm/s, Pulsfrequenz 9 kHz, Leistung 30%

Abbildung 23: Laserpulse bei v=5 mm/s, Pulsfrequenz 10 kHz, Leistung 20%, 30 Sequenzen

Abbildung 21: Laserpulse bei v=200 mm/s, Pulsfrequenz 10 kHz, Leistung 30%

Abbildung 20: Pulsspitzenleistung in Abhängigkeit der Pulsfrequenz

Die Geschwindigkeit des Laserstrahls beeinflusst die Wechselwirkung des Strahls mit dem Oberflächenmaterial. Für große Geschwindigkeiten ist der Puls nicht mehr symmetrisch um einen Punkt verteilt, sondern es entstehen elliptische Formen, die sich sehr schwer handhaben lassen (vgl. Abbildung 24). Insbesondere wird die Leist- ung eines Pulses nicht mehr gleichmäßig auf die SiNX Schicht gebracht. Damit lassen sich hohe Geschwindigkeiten nicht für eine präzise Ablation einsetzen.

Als nächste Größe spielt die Defokussierung eine Rolle. Diese ist eng mit der Leistung pro Fläche verknüpft. Die Leistung lässt sich in der Software prozentual einstellen (linear), bei zunehmendem Fokus nimmt aber die Fläche quadratisch ab.

Bei einem defokussierteren Strahl lässt sich folglich die Leistung pro Fläche viel feiner einstellen, als bei einer Probe, die genau im Fokus liegt. Der Fokus des Vektormark 6 sollte exklusive der Probenhöhe in einer Höhe über der z = 0 Achse bei z = 3.8 mm liegen. Zu beachten ist, dass die Defokussierung über zwei Wege einstellbar ist: Verschiebung des Laserkopfes in z-Richtung und Verschiebung einer Linse im Laserkopf. Dies führt zu unterschiedlichen Ergebnissen, speziell erlauben positive Werte der z-Achse eine Verschiebung des Fokus nach oben, sowie negative Werte der Defokus-Einstellung eine Verschiebung des Fokus nach unten.

Eine weitere Herausforderung stellen die ersten und letzten Pulse einer geschossenen Linie dar. Bei den meisten Einstellungen emittiert der Laser dort nicht die eingestellten Parameter. Um dies bestmöglich zu verhindern wurde die Erstpulsunterdrückung aktiviert, sowie die Einstellung der Qualität optimiert.

Niedrige Qualität kann ein Nachlaufen des Lasers zur Folge haben. Die über Galvanometer gesteuerten Spiegel fahren dabei schon die programmierte Linie ab,

Abbildung 24: Elliptische Formen nach Ablation bei v = 880 mm/s, Frequenz 40 kHz, Leistung 100%

ohne dass der Laser die dafür eingestellte Leistung bringt. Eine zu hohe Qualität hingegen kann zu Einbränden führen. Dies hängt ebenfalls mit den internen Parametern des Lasers zusammen, beispielsweise ist es möglich, dass die Spiegel noch nicht richtig in Position sind und der Laser schon aktiv ist. Dies führt dazu, dass schon Pulse auf die Probe treffen, bevor das eigentliche Programm beginnt.

Um die entsprechenden Lebensdauermessmethoden anwenden zu können, benötigt man Flächen, und nicht die bisher vorgestellte Linienablation. Bei der zwei- dimensionalen Ablation spielen zwei Effekte eine Rolle: der Spurabstand der einzelnen Linien, sowie die Geschwindigkeit. Damit die Ablation glatter und gleichmäßiger wird, wird der Spurabstand zum Teil mit einer Verschiebung der Linien in deren Ausbreitungsrichtung verknüpft. Die Geschwindigkeit limitiert hier wieder die Vorhersagbarkeit und Präzision der eingestellten Parameter. Ist die Geschwindigkeit bei überlappendem Spurabstand zu hoch, führt dies dazu, dass der durch den Laser gestörte Bereich gleich wieder getroffen wird. Trifft der Strahl auf die Störung, so ändert sich dessen Absorptionsverhalten gegenüber einer ungestörten Stelle. Bei der Parametersuche wurden aus Gründen der Effizienz kleine Flächen (0,25 ×0,5 cm²) ablatiert. Für die Wafer, an denen die Lebensdauer- messungen durchgeführt werden, sind größere Flächen von 2,5 × 2,5 cm² realisiert.

Daher ist es nicht sinnvoll, Parameter zu suchen, bei denen das Resultat der Ablation von der Länge der Linien abhängt, was eben bei hohen Geschwindigkeiten der Fall ist.

Abbildung 25: Parameter bei 0,03 mm Spurabstand Abbildung 26: Parameter bei 0,05 mm Spurabstand

In Abbildung 25 und Abbildung 26 wird der Einfluss des Spurabstands deutlich.

Alle Einstellungen bis auf den Spurabstand wurden bei diesem Vergleich konstant gehalten. Man sieht deutlich, dass die Linien bei 30 µm deutlich näher zusammen- liegen, als bei 50 µm Spurabstand. Für eine gleichmäßige und vor Allem vollständige Ablation empfiehlt sich folglich eher der Parametersatz, der für die Probe der linken der beiden Abbildungen verwendet wurde.

6.2 Herstellung und Verwendung der Proben

In der Arbeit wurden ausschließlich monokristalline nach dem float-zone Verfahren hergestellte Wafer ver- wendet, da die Lebensdauer im Vo- lumen möglichst hoch sein sollte, um eine große Empfindlichkeit gegenüber dem durch den Laser eingebrachten Oberflächenschaden zu bekommen.

Die verschiedenen Si-Scheiben mit den Dicken von 300 (±25' µm und 525 %±10' µm sind jeweils mit Bor p- dotiert, erstere mit einem spezifischen Widerstand von 2-3 Ω†‡, letztere mit einem von 1,7-2,3 Ω†‡.

Die 525 µm dicken Proben wurden mit einem Laser auf Stücke der Größe 3,5 × 5 cm² zerkleinert.

Die Wafer wurden danach einer Reinigung mit Salzsäure und Fluss- säure, sowie einer Piranha-Reinigung bestehend aus H2O2 und H2SO4 im Verhältnis 1:3 unterzogen. Ein Teil der 525 µm dicken Wafer wurde mit einem Phosphor-Emitter versehen (Schicht- widerstand: 58 Ω/sq). Der restliche Teil der Proben wurde im Anschluss mit verschiedenen Nitriden beschichtet. Dabei wurde sowohl mit einer ammoniakreichen Gaszusammensetzung als auch einem niedrigen Ammoniakgehalt gearbeitet.

Ein Teil der Proben wurde einer Lebensdauermessung im beschichteten Zustand unterzogen, danach wurde mit dem Laser die SiNX-Schicht ablatiert und die Reduktion der Lebensdauer in einer Iod-Ethanol-Lösung gemessen (Gruppe A, Abbildung 27 linke Spalte). Die Emitterproben wurden ebenfalls mit dem Laser beschossen, auf einen Teil danach Kontaktfinger mit dem Elektronenstrahl- verdampfer aufgebracht (50 nm Titan, 50 nm Palladium, 3 µm Silber), um den Kontaktwiderstand per TLM zu messen (Gruppe B, Abbildung 27 Mitte). Der andere Teil der Emitterproben wurde wieder passiviert und ein Vergleich der Emitter- sättigungsströme vor und nach Laserbeschuss durchgeführt (Gruppe C, Abbildung 27 Mitte).

Die dünneren Wafer sind ebenfalls mit einem SiNX beschichtet und wurden danach mit einem Diamantritzer in ca. 5 × 5 cm² Stücke gebrochen (Gruppe D, Abbildung 27 rechte Spalte). Die Vorgehensweise ist ab da analog zu Gruppe A.

Der Einfluss der Oberflächenrekombination beschränkt sich bei den Lebensdauer- messungen nur auf den Schaden, der nicht mit der Iod/Ethanol-Lösung passivierbar ist und den der Laser an der Siliziumoberfläche hinterlassen hat. Dadurch, dass die Volumen-Lebensdauer des Si-Wafers als konstant betrachtet wird, kann aus der

Abbildung 27: Schema zur Herstellung der verwendeten Wafer

Gesamtlebensdauer die Oberflächenrekombinationsgeschwindigkeit abgeschätzt werden.

7. Ergebnisse und Auswertung

Die Untersuchungen mit dem Lichtmikroskop liefern erste Hinweise über die Dicke der SiNX-Schicht auf der Si-Scheibe und den vom Laser verursachten Schaden.

Verfeinert wurden diese Aussagen, in Hinblick auf die an der Oberfläche vorliegenden Elemente und die Beschaffenheit der Oberfläche mit dem Raster- elektronenmikroskop, sowie die Schichtdicke mit dem Ellipsometer. Es wurde gezielt nach glatten und ebenen Oberflächen gesucht, bei denen die SiNX-Schichten vollständig abgetragen waren.

Nach dieser Phase wurden schlussendlich Aussagen über den Schaden im Silizium mit Hilfe der Schichtwiderstandsmessung, den Emittersättigungsströmen und der ortsaufgelösten µPCD getroffen.

7.1 Schichtdicke und Brechungsindex

Dieses Kapitel gibt einen kurzen Überblick über Brechungsindizes und Schichtdicken der verwendeten Nitrid-Schichten. Gemessen wurde dies mit einem Ellipsometer der Firma J.A.Woollam. Die nachfolgende Tabelle fasst die Ergebnisse zusammen.

Darauffolgend wird darauf eingegangen, wie die Ergebnisse berechnet wurden.

In Tabelle 1 sind die optisch sichtbare Farbe, die gemessenen Brechungsindizes und die Dicke der Schichten dargestellt. Da die niedrigbrechenden SiN_X-Schichten in zwei unterschiedlichen Abscheidungsprozessen entstanden sind, wurden die Ergebnisse separat behandelt.

Tabelle 1: Brechungsindizes, Schichtdicken sowie Farbe der verschieden brechenden SiN-Schichten

Farbe n(355 nm) d [nm]

Niedrigbrechendes SiN Blau 2,16 72

Mit Emitter Tiefblau 2,09 67

Mittelbrechendes SiN mit Emitter Goldblau 2,62 87

Hochbrechendes SiN Golden 2,89 94

Der Brechungsindex wurde bei einer Wellenlänge von 355 nm ausgewertet, da dies der Wellenlänge des Lasers entspricht.

Die Unterschiede im Brechungsindex und der Schichtdicke sind in erster Linie eine Funktion des Ammoniak:Silan-Verhältnises der Gasflüsse, der Temperatur, der Frequenz des Plasmas und der Dauer der Abscheidung. Zu Fehlern bei der Ab- scheidung kann es beispielsweise kommen, wenn die Wafer schlechten Kontakt zu den Graphitstäben im Boot haben.

Die Messungen im Ellipsometer wurden bei verschiedenen Winkeln zwischen 60-80°

relativ zur Waferoberfläche durchgeführt. Als vordefinierte Programme wurden jeweils eine modellierte Schicht Silizium geladen, sowie für das Dielektrium eine Schicht, die nach dem Cauchy-Modell gefittet wird. Weicht der Fit im Wellenlängenbereich um 350 nm weit vom gemessenen Wert ab, wurde die Cauchyschicht mit weiteren Oszillatormodellen überlagert. Damit lässt sich ein