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Elektrische und strukturelle Eigenschaften gebondeter
Promotionsausschuß:
Vorsitzender: Prof. Dipl.-Ing. Kai Kröger
Halbleiterstrukturen
vorgelegt von
Diplom-Ingenieur
Alexander Reznicek
aus Berlin
Von der Fakultät III: Prozeßwissenschaften
der Technischen Universität Berlin
zur Erlangung des akademischen Grades
Doktor der Ingenieurwissenschaften
- Dr.-Ing. -
genehmigte Dissertation
Berichter: Prof. Dr. rer. nat. Georg Hinrichsen
Berichter: Prof. Dr. rer. nat. habil. Ulrich Gösele
Tag der wissenschaftlichen Aussprache: 13.05.2002
Berlin 2002
D 83

Abstract
In der vorliegenden Arbeit wurden die Eigenschaften von UHV-gebondeten Silizium-
Silizium- und Silizium-Metall-Grenzflächen untersucht. Ziel der Arbeit war neben dem
physikalischen Verständnis der Vorgänge an der gebondeten Grenzfläche die Lösung der u.a.
von der Industrie vorgegebenen ingenieurtechnischen Probleme.
Gebondete Siliziumwafer weisen je nach Bondprozedur unterschiedliche Grenzflächen und
Eigenschaften auf. UHV-gebondete Waferpaare bilden beim Bonden bei Raumtemperatur
kovalente Bindungen quer über die Grenzfläche. An der Grenzfläche herrschen nanoskopische
Fehlpassungen. Tempern der Waferpaare bewirkt eine Umordnung und Diffusion an der
Grenzfläche. Bei Temperaturen über 800°C findet die Ausbildung von Versetzungsnetzwerken
statt. An hydrophob gebondeten Waferpaaren werden nanoskopische Hohlräume an
der Grenzfläche beobachtet, die je nach Ausheiztemperatur ihre Form verändern. Nach dem
Tempern bei 1000°C sind diese nanoskopischen Hohlräume oktaedrisch begrenzt. Bei
höheren Temperaturen lagern sich in den nanoskopischen Hohlräumen Siliziumoxidausscheidungen
ab. Auch hydrophil gebondete Wafer weisen an der Grenzfläche nanoskopische
Hohlräume auf.
Bei gebondeten Waferpaaren bilden sich an der Grenzfläche elektrisch aktive Störstellenzustände.
Diese Zustände bewirken die Ausbildung einer Raumladungszone und einer
Potentialbarriere, die den Stromfluß behindert. Die Zustandsdichte an der Grenzfläche ist in
der Nähe der Bandmitte kontinuierlich. Die Störstellenzustände resultieren aus Kristalldefekten
des Siliziums und von Verunreinigungen an der Grenzfläche. Bei niedrig dotierten
Waferpaaren fließen nur geringe Stromdichten, während bei hochdotierten Waferpaaren
Stromdichten von 70 A/cm 2 und mehr beobachtet werden. Bei pn-Dioden beeinflussen die
Störstellenzustände die elektrischen Eigenschaften massiv. Sie wirken als Generations- bzw.
Rekombinationszentren und erzeugen einen hohen Leckstrom bzw. vermindern den
Durchlaßstrom. An den Grenzflächen hydrophob gebondeter und getemperter Waferpaare
wird eine Borverunreinigung gefunden, die sich je nach Dotierung auf die Leitfähigkeit der
Grenzfläche auswirkt; demzufolge beobachtet man unterschiedliche Stromdichten. Auch beim
hydrophilen und hydrophoben Bonden von hochdotierten Wafern wird eine Stromdichte über
70 A/cm 2 beobachtet. An schwach dotierten hydrophilen Waferpaaren werden nach dem
Tempern bei 950°C-1100°C geringe Stromdichten gemessen. Hier haben sich an der Silizium-
Siliziumoxid-Grenzfläche wieder Störstellen gebildet. Bei Verwendung von hochdotierten
Wafern tunneln die Ladungsträger durch das Siliziumoxid, und es werden Stromdichten über
70 A/cm 2 beobachtet. Bei allen verwendeten Bondmethoden zeigt sich: Bei gleichen
Dotierungen leiten pp-Übergänge besser als nn-Übergänge.
Durch das UHV-Bonden lassen sich auch Silizium-Metall-Übergänge herstellen. Beim
Bedampfen mit einem ferromagnetischen Metall kommt es, wie auch beim UHV-Bonden, zu
einer Reaktion an der Grenzfläche zwischen Metall und Silizium. Die entstehende Reaktionsschicht
ist beim UHV-Bonden jedoch dünner als beim Bedampfen. Die elektrischen
Eigenschaften der beim UHV-Bonden entstandenen Schottkydiode sind, verglichen mit den
gewachsenen Schichten, schlecht. Die Grenzfläche weist viele Defekte auf, die den Leckstrom
lokal erhöhen. Die Reaktion beim Bedampfen und beim Bonden kann durch eine
Zwischenschicht aus Siliziumoxid vermindert werden.
Metall-Metall-Bonden wurde auch bei der Herstellung eines Spin-Valve-Transistors
angewandt. Durch das UHV-Bonden von spinselektiven Metallschichtstrukturen wurde ein
spinselektives Bauelement hergestellt. Seine Funktionsweise basiert auf der Injektion von
heißen Elektronen in eine spinselektive Basis. Je nach Spinorientierung und Magnetisierung
der ferromagnetischen Schichten werden die Elektronen spinselektiv gefiltert. Die
hergestellten Spin-Valve-Transistoren zeigen einen Magnetowiderstand größer als 100%.

Inhaltsverzeichnis
1. EINLEITUNG....................................................................................................................................1
1.1. ÜBERBLICK .................................................................................................................................................. 1
1.2. AUFGABEN UND ZIELSTELLUNG DER ARBEIT............................................................................................. 3
2. THEORETISCHE GRUNDLAGEN ...............................................................................................4
2.1. ATOMARES VERBINDEN VON OBERFLÄCHEN............................................................................................. 4
2.1.1. Wafer-Bonden ....................................................................................................................................... 4
2.1.2. Entwicklung der Grenzflächen beim Tempern...................................................................................... 6
2.1.3. Defekte an gebondeten Grenzflächen.................................................................................................... 9
2.2. ELEKTRISCHE EIGENSCHAFTEN VON KORNGRENZEN............................................................................. 10
2.2.1. Modell der doppelten Schottkybarriere ............................................................................................... 10
2.2.2. Leitwertverfahren für MOS-Grenzflächen .......................................................................................... 13
2.3. MAGNETISCHE EIGENSCHAFTEN FERROMAGNETISCHER SCHICHTSYSTEME......................................... 17
2.3.1. Effekt der magnetfeldabhängigen Widerstandsänderung .................................................................... 17
2.3.2. Der Spin-Valve-Transistor................................................................................................................... 20
3. EXPERIMENTELLES ...................................................................................................................25
3.1. VERWENDETE SILIZIUMSCHEIBEN............................................................................................................ 25
3.2. REINIGUNG DER SILIZIUMOBERFLÄCHEN ................................................................................................ 26
3.3. BONDEN DER SILIZIUMOBERFLÄCHEN...................................................................................................... 27
3.3.1. Hydrophiles Bonden............................................................................................................................ 27
3.3.2. Hydrophobes Bonden .......................................................................................................................... 27
3.3.3. Bonden im Ultrahochvakuum.............................................................................................................. 28
3.4. TEMPERN DER GEBONDETEN WAFERPAARE ............................................................................................ 29
3.5. BESTIMMUNG DER BONDQUALITÄT .......................................................................................................... 30
3.6. STRUKTURIERUNG UND KONTAKTIERUNG DER GEBONDETEN WAFER................................................... 31
3.6.1. Elektrische Kontaktierung der gebondeten Strukturen ........................................................................ 31
3.6.2. Strukturierung der Spin-Valve-Transistoren........................................................................................ 32
3.7. LOCK-IN-THERMOGRAPHIE ...................................................................................................................... 34
3.8. ELEKTRISCHE MESSUNGEN....................................................................................................................... 35
3.9. SPREADING-RESISTANCE- MESSUNGEN ................................................................................................... 36

3.10. MAGNETISCHE MESSUNGEN ................................................................................................................... 36
3.11. RÖNTGENREFLEKTOMETRIE................................................................................................................... 37
3.12. ELEKTRONENMIKROSKOPISCHE UNTERSUCHUNGSMETHODEN............................................................ 37
4. ERGEBNISSE UND DISKUSSION...............................................................................................38
4.1. STRUKTUR GEBONDETER GRENZFLÄCHEN.............................................................................................. 38
4.1.1. Hydrophobe Grenzflächen................................................................................................................... 38
4.1.2. UHV-gebondete Grenzflächen ............................................................................................................ 42
4.1.3. Hydrophile Grenzflächen..................................................................................................................... 46
4.1.4. Modell zur Strukturentwicklung.......................................................................................................... 47
4.1.5. Absolute Drucksensoren durch UHV-Bonden..................................................................................... 49
4.2. ELEKTRISCHE EIGENSCHAFTEN GEBONDETER SILIZIUMGRENZFLÄCHEN ............................................. 51
4.2.1. UHV-gebondete Siliziumgrenzflächen................................................................................................ 51
4.2.2. Hydrophob gebondete Siliziumgrenzflächen....................................................................................... 71
4.2.3. Hydrophil gebondete Siliziumgrenzflächen ........................................................................................ 75
4.2.4. Zusammenfassung der Ergebnisse....................................................................................................... 78
4.3. GEWACHSENE UND UHV-GEBONDETE SILIZIUM-METALL-GRENZFLÄCHEN......................................... 79
4.3.1. Herstellung und Vergleich der Grenzflächen ...................................................................................... 79
4.3.2. Diskussion der Ergebnisse................................................................................................................... 87
4.4. DER SPIN-VALVE-TRANSISTOR................................................................................................................. 89
4.4.1. Realisierung und Charakterisierung..................................................................................................... 89
4.4.2. Diskussion der Meßergebnisse ............................................................................................................ 96
5. SCHLUSSFOLGUNGEN FÜR TECHNOLOGISCHE ANWENDUNGEN .............................99
6. ZUSAMMENFASSUNG UND AUSBLICK ...............................................................................101
7. ANHANG......................................................................................................................................... A1
Literaturverzeichnis...................................................................................................................................... A1
Verzeichnis der verwendeten Symbole ........................................................................................................ A9
Vorträge und Veröffentlichungen............................................................................................................... A13
Danksagung ................................................................................................................................................ A15
Eidesstattliche Erklärung............................................................................................................................ A17
Lebenslauf .................................................................................................................................................. A19

1. Einleitung
1.1. Überblick
Das atomare Verbinden von Festkörperoberflächen ist ein in der Physik schon lange
bekanntes Phänomen. Es wurde erstmals im frühen Mittelalter von dem Franziskanermönch
Bartholomaeus Anglicus bei Experimenten mit Gold und Silber beobachtet und dokumentiert
[1]. Auch bei Halbleitern läßt sich dieses Phänomen beobachten. Bringt man zwei spiegelpolierte
Siliziumoberflächen in sehr engen Kontakt, so haften sie schon bei Raumtemperatur
aneinander. Dieser Effekt des atomaren Verbindens von Siliziumoberflächen wurde 1986 von
Shimbo und Lasky unabhängig voneinander entdeckt. Shimbo suchte im Auftrag von Toshiba
nach einer Methode, um das teure epitaktische Wachsen von Schichten zu ersetzen [2],
während Lasky bei IBM den ersten SOI-Wafer (Silicon-on-Insulator) herstellte [3].
In Anlehnung an die englischsprachige Literatur hat sich im deutschsprachigen Raum der
Begriff Wafer-Bonden zur Beschreibung dieses Phänomens durchgesetzt. „Wafer“ steht für
englisch „Scheibe“, nämlich die verwendete Siliziumeinkristallscheibe, und verbinden heißt
englisch to bond.
Der Erfolg des Bondprozesses hängt sehr stark von der Kristall- und Oberflächenqualität, der
Reinheit der Chemikalien und der Umgebungsatmosphäre ab. Schon kleinste Partikel
verursachen ungebondete Bereiche. Aufgrund dieser Schwierigkeiten wurde das Wafer-
Bonden lange Zeit als Technologie nicht verwendet. Während der folgenden Jahre bekam
man die Probleme immer mehr in den Griff, und die das Bonden bestimmenden
physikalischen und chemischen Prozesse wurden in umfangreichen Untersuchungen erforscht
[4-16].
So produzierte IBM 1998 mit der SOI-Technologie einen neuen Mikrochip, der den
Wirkungsgrad von Computern und Kommunikationssystemen um 35% hinaufsetzte. Auf
SOI-Wafern produzierte Transistoren waren schneller und verbrauchten deutlich weniger
Leistung. Die Entwicklung des Smart-Cut-Prozesses durch Bruel [17,18] und später des
Smarter-Cut-Prozesses durch Tong [19,20] verbilligte die Herstellung von SOI-Wafern
mittels Wafer-Bondens wesentlich, und die SOI-Technologie etablierte sich nun zunehmend
für DRAM-Speicher. Das Wafer-Bonden findet auch in mikroelektromechanischen Systemen
(MEMS) [6,9,21-27] und in der Optoelektronik Anwendung [28-38]. Für die Flugzeug- und
Automobilindustrie wurden z.B. gebondete mikromechanische Beschleunigungssensoren
entwickelt [39]. Durch Wafer-Bonden lassen sich heutzutage fast alle Halbleitermaterialien
miteinander verbinden, wie GaAs/GaAs, InP/InP, GaAs/InP, SiC/SiC und andere III-V, IV-IV
bzw. II-VI-Halbleiter [40-47]. Besonders wichtig ist der Bondprozeß für Kombinationen von
Materialien mit unterschiedlichen Gitterkonstanten, wie z.B. Si/GaAs. Diese machen ein
epitaktisches Wachsen ohne den Einbau einer hohen Dichte störender Versetzungen schwierig
oder unmöglich.
Bei den ersten Anwendungen vermied man einen Stromfluß über die gebondete Grenzfläche.
Das Bonden wurde nur als Methode zum mechanischen Verbinden von Wafern genutzt. Der
Stromfluß über die Grenzfläche wurde jedoch physikalisch untersucht. Shimbo zeigte an
hydrophil gebondetem, getempertem, hoch p-dotiertem Silizium einen Ohmschen Strom-
Spannungs-Verlauf [2]. Genauere Untersuchungen folgten von Bengtsson [48-52]. Er
untersuchte den Stromfluß über hydrophil und später auch hydrophob gebondete Silizium-
Silizium-Grenzflächen. Gebondete hydrophile Wafer zeigten eine nichtlineare Strom-
Spannungs-Kennlinie bei Stromfluß über die Grenzfläche. Nach Tempern bei 1100°C
1

verringerte sich der Widerstand drastisch. Infolge der Nichtstöchiometrie des Siliziumoxids
und möglicher Verunreinigungen auf den Oberflächen vor dem Bonden existieren Zustände
an der Grenzfläche, wie sie schon von MOS-Strukturen bekannt sind [53]. Diese Zustände
erzeugen eine Raumladungszone, und es bildet sich eine Barriere, die den Stromfluß
behindert. An hydrophob gebondeten Wafern ließ sich nach Tempern bei verschiedenen
Temperaturen immer eine lineare Strom-Spannungs-Charakteristik feststellen [54-57].
Allerdings wurden die meisten dieser Messungen nur für geringe Stromdichten von maximal
250 mA/cm 2 durchgeführt. Durch hydrophiles und hydrophobes Bonden von p- und ndotierten
Wafern wurden auch pn-Übergänge hergestellt und elektrisch charakterisiert.
Hydrophile Übergänge dieser Art untersuchte u.a. Bengtsson [10,50].
Strukturuntersuchungen hydrophil gebondeter Waferpaare zeigten eine 1-5 nm dicke
Siliziumoxidschicht an der Grenzfläche. Beim Tempern bei Temperaturen über 1000°C löst
sich diese Siliziumoxidschicht zwischen den Wafern teilweise auf. Es bilden sich kleine
Siliziumoxidinseln, und das kristalline Silizium wächst lokal zusammen [58-60]. An
hydrophoben Wafern wurden nach dem Tempern oberhalb von 1000°C Schraubenversetzungsnetzwerke
an den Grenzflächen beobachtet, die mit 20-30 nm großen
nanoskopischen Hohlräumen dekoriert sind [61-63].
Veröffentlichungen der letzten Jahre zeigen einen immer größer werdenden Anteil an
Bauelementen mit gebondeten Grenzflächen [54,64-72], wobei bei manchen ein Stromfluß
senkrecht über die gebondete Grenzfläche benutzt wird. Bei Silizium ist u.a. die
Prozessierung von Strukturen auf SOI-Basis zu nennen. Nakagawa entwickelte einen IGBT
(insulated gate bipolar transistor) mit Durchbruchspannungen von 1800 V auf der Basis von
gebondetem Silizium [73], und Hobart stellte 2001 einen doppelseitigen IGBT mit
Durchbruchspannungen von 1700-1800 V vor [74]. Im Bereich der Laser und Leuchtdioden
hat das Bonden von III-V-Halbleitern Einzug gehalten [37,38,75-78].
Neben Halbleiter-Halbleiter-Übergängen sind auch Übergänge von einem Halbleiter in ein
ferromagnetisches Metall technologisch interessant. Solch ein direkter Übergang von einem
ferromagnetischen Metall zum Silizium würde die Möglichkeit einer Spininjektion eröffnen.
Den Spin der Elektronen selektiv einzustellen und in einen Halbleiter zu injizieren, wäre ein
wichtiger Schritt auf dem Weg zum Bau eines Quantencomputers. Dazu ist es nötig, die
Elektronen selektiv nach ihrer Spinpolarisation zu filtern. Ein magnetoelektronisches
Bauelement zum Selektieren des Spins von heißen Elektronen ist der von Monsma und
Lodder 1995 vorgestellte Spin-Valve-Transistor [79,80]. Sie stellten durch Bonden eines
ferromagnetischen Schichtsystems ein spinselektives Bauelement mit einem Magnetowiderstandseffekt
von 215 % bei 77 K her. Der Magnetowiderstandseffekt wurde in den
letzten Jahren weiter erhöht und liegt heute bei Raumtemperatur bei 200-300 % [81-91]. Zum
Beginn dieser Arbeit war die Gruppe um Lodder weltweit die einzige, die einen bei
Raumtemperatur funktionierenden Spin-Valve-Transistor realisiert und untersucht hatte. Die
Firmen Toshiba [92] und IMEC arbeiten derzeit an Projekten, Spin-Valve-Transistoren
herzustellen und suchen nach Möglichkeiten, sie technologisch einzusetzen. Spinselektive
Strukturen könnten für neuartige magnetische Sensoren und magnetoelektronische
Bauelemente eingesetzt werden. Einige Beispiele sind magnetische Speicher (MRAM),
magnetische Leseköpfe für Festplatten mit höchster Packungsdichte und Magnetfeldsensoren
für die verschiedensten Anwendungen [93-96]. Nicht zuletzt könnte, wie oben erwähnt, der
Spin-Valve-Transistor für die Realisierung eines Quantencomputers eine entscheidende Rolle
spielen.
2

1.2. Aufgaben und Zielstellung der Arbeit
Das Bonden von Silizium im Ultrahochvakuum bei Raumtemperatur wurde 1995 am Max-
Planck-Institut für Mikrostrukturphysik [97] realisiert, und bis jetzt ist die MPI-Gruppe die
einzige weltweit, die dieses Verfahren bei Raumtemperatur beherrscht. Mit der entwickelten
Anlage können ganze 100 mm Siliziumwafer gebondet werden. Andere Gruppen bonden nur
kleine Waferstücke und benötigen erhöhte Temperaturen und Anpreßdrücke oder aber eine
zusätzliche Ionenstrahlaktivierung der Oberfläche zur Realisierung des Bondens [98-101].
Die strukturellen Eigenschaften UHV-gebondeter Siliziumgrenzflächen sind teilweise schon
untersucht worden, jedoch ist über die elektrischen Eigenschaften UHV-gebondeter
Übergänge kaum etwas bekannt. Die Aufgabe dieser Arbeit war die Herstellung und die
elektrische und strukturelle Charakterisierung solcher Übergänge. Es sollte untersucht
werden, ob und wie der Strom über die gebondeten Siliziumgrenzflächen fließt. Mit den
gewonnenen Erkenntnissen sollte in einer Zusammenarbeit mit der Infineon AG geprüft
werden, ob sich das Bonden zur Herstellung von Hochleistungsbauelementen einsetzen läßt.
Hochleistungsbauelemente arbeiten typischerweise mit Stromdichten bis zu 70 A/cm 2 , und
diese hohe Stromdichte muß bei geringem Spannungsabfall über die gebondete Grenzfläche
fließen. Neben UHV-gebondeten Grenzflächen sollten auch hydrophile und hydrophobe
Grenzflächen charakterisiert werden. Es war zu überprüfen, ob sich diese Bondarten auch zur
Herstellung von Hochleistungsbauelementen eignen, da das UHV-Bonden aufgrund der
apparativen Erfordernisse ein relativ teurer Prozeß ist.
Durch das Wafer-Bonden lassen sich abrupte Übergänge oder vergrabene Schichten in
Bauelementen herstellen. Durch das Bonden von zwei schon prozessierten Wafern ist es
möglich, völlig neuartige Bauelemente zu entwickeln. Prozessierte Wafer erlauben aber nur
Temperaturen von maximal 450°C. Oberhalb dieser Temperatur werden die Strukturen auf
dem Wafer zerstört. Daher war eine weitere Aufgabe zu überprüfen, ob sich die Bondprozesse
und Temperungen auch bei Temperaturen unterhalb von oder bei 450°C durchführen lassen
und die gewünschten Eigenschaften der gebondeten Grenzflächen erhalten bleiben.
Mit der Transmissionselektronenmikroskopie sollte die Struktur der Grenzflächen und deren
Entwicklung nach dem Tempern untersucht werden.
Ein weiteres Aufgabenfeld betraf die Untersuchung, ob sich ein direkter Übergang von einem
ferromagnetischen Metall zu Silizium durch UHV-Bonden herstellen läßt, was für die
elektrische Spininjektion von entscheidendem Vorteil wäre. Silizium weist gegenüber
ferromagnetischen Metallen eine hohe Reaktivität auf. So kommt es beim Bedampfen einer
Siliziumoberfläche mit einem ferromagnetischen Metall immer zur Ausbildung einer
Reaktionsschicht aus dem entsprechenden Metallsilizid. Die Idee in dieser Arbeit ist es, die
Übergänge durch Bonden im UHV bei Raumtemperatur herzustellen und so die Bildung einer
Reaktionsschicht zu vermeiden. Dazu sollte die UHV-Anlage für diese Experimente
modifiziert werden, um dann diese Übergänge im UHV zu bonden und anschließend
strukturell zu charakterisieren.
Abschließend sollte noch eine weitere Aufgabe gelöst werden. Die Herstellung von Spin-
Valve-Transistoren auf quadratzentimetergroßen Siliziumstücken wird bis jetzt nur von der
Gruppe um Lodder in den Niederlanden beherrscht. In der vorliegenden Arbeit sollte anhand
der bekannten Veröffentlichungen und mit Hilfe der UHV-Bondanlage versucht werden, eine
Spin-Valve-Struktur auf ganzen 100 mm Siliziumwafern herzustellen, diese zu Spin-Valve-
Transistoren zu prozessieren und anschließend zu charakterisieren.
3

2. Theoretische Grundlagen
2.1. Atomares Verbinden von Oberflächen
2.1.1. Wafer-Bonden
Siliziumwafer können durch Bonden miteinander verbunden werden. Es gibt im wesentlichen
drei unterschiedliche Arten, Siliziumwafer bei Raumtemperatur zu bonden: hydrophil,
hydrophob und im UHV. Beim hydrophilen und hydrophoben Bonden bewirken, abhängig
von der Oberflächenbeschaffenheit, Wasserstoffbrückenbindungen bzw. van-der-Waals-
Kräfte das gegenseitige Aneinanderhaften. Diese beiden Bindungsarten sind jedoch nicht stark
genug, um diese Verbindung irreversibel zu machen. Lediglich beim Bonden im
Ultrahochvakuum kommt es bei Raumtemperatur zur Ausbildung von kovalenten Bindungen
quer über die Grenzfläche. Die Stärke der gegenseitigen Adhäsion beschreibt man durch die
spezifischen Bondenergie. Das ist die Energie pro Fläche, die man braucht, um die Wafer
wieder voneinander zu trennen. Bei schwach gebondeten Wafern läßt sich eine hohe Bondenergie
durch eine thermische Nachbehandlung erreichen. Dabei kommt es zu chemischen
Reaktionen an der Grenzfläche, die zur Ausbildung von kovalenten Bindungen führen. Diese
Zusammenhänge sollen in den folgenden Abschnitten erörtert werden.
2.1.1.1. Hydrophiles Verbinden von Siliziumoberflächen
Unter normalen atmosphärischen Bedingungen ist Silizium mit einer 1-2 nm dicken Schicht
aus natürlichem Siliziumdioxid bedeckt [102-104]. Bei der Reinigung der Siliziumoberflächen
mit stark oxidierenden basischen Lösungen wird das natürliche Oxid abgeätzt,
und es bildet sich ein chemisches Oxid an der Oberfläche [105,106]. Dieses Oxid enthält
kovalent gebundenen Wasserstoff und ist daher nicht stöchiometrisch zusammengesetzt
[107,108]. Es reagiert sofort mit Wasser und bildet an der Oberfläche Silanol-Gruppen (Si-
OH), die die Oberfläche hydrophil, d.h. wasseranziehend, machen. Die Silanol-Gruppen sind
mit einigen Monolagen adsorbiertem Wasser bedeckt (Abb.2.1) [109-111]. Bringt man zwei
solche Oberflächen in sehr engen Kontakt, so haften sie aufgrund von Wasserstoffbrückenbindungen,
die sich zwischen den beiden Grenzflächen ausbilden, aneinander (Abb.2.3). Die
Bondenergie für hydrophil gebondete Waferpaare beträgt 100-150 mJ/m 2 .
adsorbiertes Wasser
Wasserstoffbrückenbindung
Silanolgruppen
Siliziumoxid
O
H
H H O
H H O H
H
H H O O H H
O H H H O
OH OH OH OH OH OH OHOH
Siliziumwafer
Abb. 2.1: Schematische Darstellung einer hydrophilen Siliziumoberfläche.
4

2.1.1.2. Hydrophobes Verbinden von Siliziumoberflächen
Für die meisten elektrischen Anwendungen stört die Oxidschicht an der Grenzfläche. Sie kann
entfernt werden, indem man die Wafer vor dem Bonden mit verdünnter Flußsäure oder
Ammoniumfluoridlösung behandelt [112,113]. Diese Behandlung führt zu einer Oberfläche,
die mit kovalent gebundenem Wasserstoff bedeckt ist [114,115]. Die Oberfläche läßt sich
nicht mit Wasser benetzen; sie ist hydrophob. Es bilden sich vereinzelt Si-F-Bindungen aus,
die in Gegenwart von Wasser durch Silanol-Gruppen ersetzt werden können [116]. Der
Wasserstoff ist an der Oberfläche in Form von Monohydriden (Si3-Si-H), Dihydriden (Si2-Si-
H2) und Trihydriden (Si-Si-H3) gebunden [115-117]. Die unterschiedlichen Hydride bilden
sich, abhängig von der Oberflächenorientierung und der Konzentration der Flußsäure, in
unterschiedlichem Maße an den Stufen der atomar rauhen (100)-Siliziumoberfläche
[118,119]. (111)-Siliziumoberflächen lassen sich durch Ätzen mit Ammoniumfluorid atomar
glatt erhalten. Dabei bilden sich an der Oberfläche nur Monohydride [120,121]. Hydrophobe
Oberflächen werden schneller als hydrophile Oberflächen durch Kohlenwasserstoffe
kontaminiert [122]. Daher müssen sie sofort nach der Entfernung der Oxidschicht gebondet
werden. Nach dem Bonden haften die Wafer aufgrund von van-der-Waals-Kräften, die sich
zwischen den gegenüberliegenden Siliziumatomen ausbilden (Abb. 2.4) [113,123]. Van-der-
Waals-Bindungen sind wesentlich schwächer als Wasserstoffbrückenbindungen. Daher ist
auch die Bondenergie geringer. Sie beträgt 20-30 mJ/m 2 [123].
2.1.1.3. Verbinden von Siliziumoberflächen im Ultrahochvakuum
Bei den bis jetzt vorgestellten Bondmethoden ist die Bondenergie bei Raumtemperatur gering.
Die Waferpaare lassen sich leicht wieder trennen. Für technische Anwendungen wird eine
höhere Bondenergie benötigt. Eine Möglichkeit ist die später beschriebene thermische
Behandlung der gebondeten Waferpaare, wobei sich Si-O-Si bzw. Si-Si-Bindungen quer über
die Grenzfläche bilden. Dafür benötigt man Temperaturen von 600-1000°C. Eine Motivation
in dieser Arbeit ist das Bonden von bereits prozessierten Wafern. Temperaturen oberhalb von
450°C zerstören jedoch die prozessierten Leiterbahnen von integrierten Schaltkreisen. Daher
stellt das Bonden im Ultrahochvakuum eine Lösung dar. Die maximale Temperaturbelastung
bei den Vorbehandlungen beträgt 450°C, und der eigentliche Bondprozeß findet bei
Raumtemperatur statt. Das Bonden beruht auf dem Zusammenhalt der Atome ähnlich dem im
Festkörper. Bricht man einen Kristall auseinander, so findet man an der Bruchfläche viele
unabgesättigte Bindungen (engl. dangling bonds). Diese sind sehr reaktiv, da sie versuchen,
sich wieder abzusättigen. Die Energie, die den Kristall zusammenhält, ist je nach Orientierung
unterschiedlich. Für das in dieser Arbeit verwendete (100)-Silizium beträgt die Oberflächenenergie
2250 mJ/m 2 [124]. Daher kann man beim Bonden zweier (100)-Siliziumoberflächen
im Idealfall eine Bondenergie von 2250 mJ/m 2 erwarten. Absorbierte Verunreinigungen, wie
z.B. Kohlenwasserstoffe, verringern die Bondenergie sehr stark [125]. Scheerschmidt
[97,126-129] simulierte mit molekulardynamischen Berechnungen das Bonden von (100)-
Siliziumoberflächen und sagte voraus, daß es theoretisch möglich ist, Oberflächen auf diese
Art zu verbinden. Wenig später wurde diese Voraussage experimentell bestätigt [97]. Da bei
diesem Prozeß die Oberflächen extrem sauber sein müssen, werden die Vorbehandlungen und
die Bondprozedur im Ultrahochvakuum (UHV) durchgeführt. Als Ausgangsmaterial dienen
hydrophobe Siliziumoberflächen. Die Wasserstoffterminierung wird im UHV bei 450°C
thermisch desorbiert (Abb. 2.2) [98,130,131]. Zurück bleibt eine Siliziumoberfläche mit nicht
5

abgesättigen Bindungen. Diese Oberflächen werden gebondet, und es bilden sich aus den
nicht abgesättigen Bindungen kovalente Silizium-Silizium-Bindungen. Diese bewirken eine
sehr hohe Bondenergie, die in der Größenordnung der Bruchenergie von massivem Silizium
liegt. Ist die Oberfläche durch Kohlenwasserstoffe in geringer Konzentration kontaminiert,
sinkt die Bondenergie nur unwesentlich, da die hauptsächlich gebildeten kovalenten
Bindungen für eine sehr hohe Bondenergie ausreichen. Lagert man ein UHV-gebondetes
Waferpaar bei höheren Temperaturen aus, so läßt sich Kohlenstoff in Form von Siliziumkarbid
an der Grenzfläche nachweisen.
Siliziumwafer
H H H H H H H H H H
H H H H H H H H H H
Siliziumwafer
450 °C
- H 2
Kontakt
bei RT
Siliziumwafer
Siliziumwafer
Raumtemperatur
20 - 30 mJ/m 2 > 2000 mJ/m 2
Abb. 2.2: Schematische Darstellung des UHV-Bondens.
2.1.2. Entwicklung der Grenzflächen beim Tempern
2.1.2.1. Hydrophile Grenzflächen
Wie schon beschrieben haften die Wafer beim Raumtemperaturbonden über Wasserstoffbrückenbindungen
des an den Oberflächen adsorbierten Wassers aneinander. Tempert man
hydrophile Waferpaare, so läßt sich die chemische Entwicklung der Bondgrenzfläche und die
damit verbundene Zunahme der Bondenergie in vier Temperaturbereiche einteilen (vgl. auch
Abb. 2.5).
Raumtemperatur bis 110°C: Die Haftung wird noch durch die Wasserstoffbrückenbindung
bestimmt. Die Bondenergie nimmt etwas zu, da die Wassermoleküle an der Grenzfläche
beweglich sind und nicht kontaktierte Bereiche ausfüllen. Das Wasser kann auch mit dem
Oxid an den Grenzflächen reagieren [132]. Dabei entstehen neue Silanol-Gruppen gemäß der
Reaktion:
Si – O – Si + H – O – H → Si – OH + Si – OH (2.1)
Am Waferrand tritt noch ein weiterer Effekt auf. Ein kleiner Teil der Wassermoleküle
diffundiert in die umgebende Atmosphäre. Dabei bilden sich einige stärkere Siloxan-
Bindungen (Si-O-Si), die die Bondenergie lokal erhöhen.
110°C bis 150°C: In diesem Temperaturbereich treten bereits erste kovalente Bindungen auf.
Einige der Wassermoleküle diffundieren lokal so weit weg, daß es zur Polymerisation der
Silanol-Gruppen kommt [133].
Si – OH + HO – Si → Si – O – Si + H – O – H (2.2)
6

Diese Reaktion ist reversibel bis zu Temperaturen kleiner 425°C, solange an der Grenzfläche
noch Wasser vorhanden ist. Ein Teil des Wassers diffundiert auch in das Siliziumoxid und
reagiert dort mit dem Silizium nach [134]:
Si + 2H2O → SiO2
+ 2H2 (2.3)
Der sich bildende Wasserstoff sammelt sich in Form von Blasen an der Grenzfläche oder löst
sich teilweise in der Oxidschicht. Die Bondenergie steigt in diesem Temperaturbereich schnell
an und erreicht 1200 mJ/m² [135,136].
150°C bis 800°C: Die Bondenergie bleibt in diesem Bereich mit ca. 1200 mJ/m² annähernd
konstant. Die meisten Silanol-Gruppen sind polymerisiert und haben Siloxan-Bindungen
gebildet. Das Wasser hat mit dem Silizium reagiert oder ist wegdiffundiert. Da die Wafer nie
perfekt glatt und eben sind, haften sie jetzt nur noch lokal kovalent aneinander. Es bilden sich
kleine Zwischenräume. Zudem behindern die gebildeten Wasserstoffblasen die komplette
Bondung der Grenzflächen. Die Bondenergie wird bestimmt durch den Bruchteil der
kontaktierten Fläche.
Temperaturen über 800°C: Die Blasen an der Grenzfläche verschwinden, und die
Bondenergie steigt stark an. Das bei der Reinigung entstandene chemische Oxid enthält
interne Hydroxyl-Gruppen (-OH) in der Nähe der Grenzfläche [137]. Die Viskosität des
Siliziumoxids wird stark reduziert, wenn es Wasser enthält [138]. Daher nimmt man an, daß
die nicht kontaktierten Bereiche der Grenzfläche bei diesen Temperaturen durch viskoses
Fließen des Oxids kontaktiert und dabei alle Zwischenräume ausgefüllt werden. Es bilden sich
an der gesamten Grenzfläche kovalente Bindungen [139].
Siliziumoxid
Wasserstoffbrückenbindungen
Siliziumoxid
Siliziumwafer
OH OH OH OH OH OH OH OH
H2OHO H O H O H OHO 2 2 2 2 2
H OHO 2 2 H O H O H OH O
2 2 2 2
OH OH OH OH OH OH OHOH
Siliziumwafer
Raumtemperatur
150 mJ/m 2
Siliziumwafer
∆ T Si-O-Si-
O O O O O O O O O O O
Bindungen
Siliziumwafer
nach Tempern über 800°C
> 2000 mJ/m 2
Abb.2.3: Hydrophil gebondete Oberflächen bei Raumtemperatur und nach dem Tempern.
Nach dem Bonden bei Raumtemperatur beträgt die Dicke der Siliziumoxidschicht 4-5 nm und
verringert sich beim Tempern über 1000°C auf 2-3 nm. Bei längerem Tempern bei 1100°C
zerfällt das Oxid in isolierte Bereiche. Die anfangs durchgehende Oxidschicht bildet Inseln
von 50-100 nm Durchmesser. An den Durchbrüchen wachsen die Siliziumeinkristalle
zusammen. Der Zerfall des Oxids wird durch die Minimierung der Grenzflächenenergien
bewirkt [60].
7

2.1.2.2. Hydrophobe Grenzflächen
Hydrophobe Wafer haften aufgrund von van-der-Waals-Kräften zwischen den wenig polaren
Si-H-Bindungen aneinander. Eine kovalente Bindung zwischen den Grenzflächen und damit
eine hohe Bondenergie läßt sich ebenfalls nur durch Tempern erreichen. Hierbei werden die
bei Raumtemperatur vorhandenen Si-H-Bindungen aufgebrochen und Si-Si-Bindungen über
die Grenzfläche geknüpft (vgl. auch Abb. 2.5). Dieser Prozeß läßt sich in vier Temperaturbereiche
unterteilen.
Raumtemperatur bis 150°C: Es finden keine Reaktionen an der Grenzfläche statt. Die
Bondenergie bleibt in diesem Bereich fast konstant.
150°C bis 300°C: An der Grenzfläche sind keine makroskopischen Blasen zu beobachten.
Auf den wasserstoffterminierten Oberflächen befinden sich teilweise adsorbierte HF-
Moleküle. Diese werden thermisch desorbiert, verdampfen und bedecken die Oberflächen
[140]. Ähnlich wie bei den hydrophilen Wafern füllen die HF-Moleküle nicht kontaktierte
Bereiche aus und bilden zusätzlich Wasserstoffbrückenbindungen. Diese sind stärker als die
van-der-Waals Bindungen und erhöhen die Bondenergie leicht.
300°C bis 700°C: Es bilden sich große wasserstoffhaltige Blasen an den Grenzflächen. Die
Desorption von Wasserstoff von den Waferoberflächen beginnt. Das Monohydrid und das
Dihydrid sind gleichzeitig an der Oberfläche vorhanden [141], wobei das Dihydrid etwas
instabiler ist als das Monohydrid. Im Ultrahochvakuum zerfällt das Dihydrid ab 367°C und
das Monohydrid ab 447°C [142]. Es bilden sich an der Grenzfläche bei längerer Lagerung
schon ab 300°C erste Blasen. Die meisten Blasen, die sich beim Tempern zwischen 300°C
und 400°C entwickeln, lösen sich nach einigen Tagen Lagerung an Luft wieder auf. Je höher
die Ausheiztemperatur ist, desto länger dauert das Auflösen. Ein kleiner Teil des Wasserstoffs
diffundiert ins Silizium, der Rest wandert an der Grenzfläche zum Rand und entweicht [143].
Blasen, die sich nicht auflösen, stammen von HF-Molekülen oder Kohlenwasserstoffen.
Temperaturen über 700°C: Sämtlicher Wasserstoff ist von der Grenzfläche verschwunden.
Die Siliziumatome diffundieren entlang der Grenzfläche und es bildet sich ein Versetzungsnetzwerk
aus. Die Bondenergie erreicht die Werte von massivem Silizium (Abb. 2.4).
van-der-Waals-
Wechselwirkung
Siliziumwafer
H H H H H H H H H H
H
H H H H H H H H H H H
Siliziumwafer
Raumtemperatur
20 - 30 mJ/m 2
Siliziumwafer
∆ T Si-Si-
Bindungen
Siliziumwafer
nach Tempern über 700°C
> 2000 mJ/m 2
Abb.2.4: Hydrophob gebondete Oberflächen bei Raumtemperatur und nach dem Tempern.
8

2.1.3. Defekte an gebondeten Grenzflächen
An gebondeten Grenzflächen können ungebondete Bereiche in Form von Blasen auftreten.
Zwei unterschiedliche Arten von Blasen sind möglich: Blasen, die schon bei Raumtemperatur
an der gebondeten Grenzfläche vorhanden sind, und Blasen, die sich erst bei höheren
Temperaturen bilden. Die Blasen bei Raumtemperatur resultieren aus Rauhigkeiten an der
Waferoberfläche oder adsorbierten Partikeln. Partikel fungieren als Abstandshalter und
unterbinden den sehr nahen Kontakt und damit die Wechselwirkung zwischen den
Grenzflächen. Die daraus resultierenden nichtgebondeten Bereiche sind viel größer als das
Partikel selbst. Wird z.B. ein Partikel mit einem Durchmesser von 1 µm an der Grenzfläche
eingeschlossen, so entsteht im Falle eines ca. 500 µm dicken Wafers um es herum ein
ungebondetes Gebiet mit einem Durchmesser von ca. 1 cm [12,144]. Die im vorigen Kapitel
beschriebenen chemischen Reaktionen beim Tempern von gebondeten Wafern erzeugen
Blasen an den Grenzflächen. Die Blasenbildung beginnt merklich bei 300°C; bei
Temperaturen über 1000°C verschwinden die Blasen wieder. Nach Mitani [145] begünstigen
auf der Oberfläche adsorbierte Kohlenwasserstoffe die Ausbildung von Blasen während des
Temperns. Kohlenwasserstoffe bedecken die Oberfläche nur als einzelne Moleküle oder als
dünner Film und beeinflussen die Oberflächenrauhigkeit nur gering. Sie führen bei
Raumtemperatur nicht zu ungebondeten Bereichen, jedoch haftet der organische Film nur sehr
schwach auf der Oberfläche und vermindert damit die Bondenergie. Die während des
Temperns desorbierten Kohlenwasserstoffmoleküle sind an der Grenzfläche beweglich und
erzeugen einen Dampfdruck. Überschreitet dieser Dampfdruck die Adhäsionsenergie, so
entstehen kleine Blasen. Die an der Grenzfläche diffundierenden Wasserstoffmoleküle
sammeln sich dort und führen so zum Wachstum der Blasen [146]. Die Ausbildung von
Blasen kann vermieden werden, wenn sich an der Grenzfläche keine Kohlenwasserstoffmoleküle
befinden [145,147].
Bondenergie in mJ/m 2
3000
2500
2000
1500
1000
500
0
hydrophil Si/Si
hydrophob Si/Si
0 100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000
Ausheiztemperatur in °C
Abb. 2.5: Abhängigkeit der Bondenergie hydrophil und hydrophob gebondeter Siliziumwafer
von der Ausheiztemperatur nach [16].
9

2.2. Elektrische Eigenschaften von Korngrenzen in Halbleitern
Die elektrischen Eigenschaften von Korngrenzen in Silizium und anderen Halbleitern sind in
den letzten 25 Jahren bereits eingehend erforscht worden [148-175]. Der Stromfluß über die
Korngrenzen wurde an Bikristallen oder in polykristallinem Silizium untersucht. Beim
hydrophoben und UHV-Bonden erzeugt man durch das Zusammenfügen von zwei perfekten
Einkristallen eine künstliche Korngrenze. Die elektrischen Eigenschaften dieser künstlichen
Korngrenze (Bondgrenzfläche) sollten ähnlich denjenigen von eingewachsenen Korngrenzen
in Silizium sein. Die Theorie zum Stromfluß über Korngrenzen in Silizium und anderen
Halbleitern, die in den experimentellen Kapiteln benutzt wird, soll hier kurz vorgestellt
werden. Zum Verständnis der späteren Auswertung werden die wichtigsten Modelle und
Auswertemethoden für Stromfluß über Korngrenzen kurz erläutert.
2.2.1. Das Modell der doppelten Schottkybarriere
Taylor und Odell [174] führten das Modell der doppelten Schottkybarriere zur Erklärung der
Ergebnisse ihrer Untersuchungen an Germanium-Bikristallen ein. In diesem Modell nehmen
sie an, daß durch gestörte Bindungen an der Korngrenze tiefe Störstellen in der Bandlücke des
Halbleiters entstehen. Diese Störstellen werden durch eingefangene Ladungsträger aufgeladen,
und es bildet sich an der Korngrenze eine von zwei Verarmungszonen umgebene
Potentialbarriere, die den Fluß von freien Ladungsträgern behindert.
φ B
ξ
Ε FB
E eff
d L
d R
Ladung
E L
E F
freie Zustände
besetzte Zustände
Abb. 2.6: Bändermodell einer Korngrenze im n-Halbleiter ohne angelegte Spannung.
Dieses Modell und dessen Weiterentwicklungen sollen im folgenden anhand eines n-
Halbleiters erklärt werden. Abb. 2.6 zeigt den Verlauf der Bandkanten in der Umgebung einer
Korngrenze im thermodynamischen Gleichgewicht. Bei einem n-Halbleiter sind an der
Korngrenze Elektronen aus der näheren Umgebung eingefangen. Es bildet sich eine
Raumladungszone und eine Potentialbarriere mit der Höhe Φ . Die Breite der Raumladungs-
zone ist d = d + d . Die Breite der Korngrenze und damit der kristallographisch gestörte
L
R
Bereich kann vernachlässigt werden, da die Potentialbarriere groß gegen die Temperaturspannung
kT/e ist; so kann man freie Ladungsträger in der Raumladungszone vernachlässigen
10
B
E V

[176], und es müssen nur die ortsfesten Donatorrümpfe in der Ladungsbilanz berücksichtigt
werden. Die Breite der Raumladungszone beträgt je nach Dotierung etwa 0.1-1 µm. Daher
kann man die Grenzfläche als Ebene ansehen und den Verlauf der Bandkanten durch Lösung
der Poisson-Gleichung mit zwei Parabelästen von gegeneinander geschalteten Schottkykontakten
erklären [177]:
2
e N D
2
V ( x)
= ( x + d L, R ) (2.4)
2 εε
0
ε ist die relative Dielektrizitätskonstante des Halbleiters, ε 0 die Dielektrizitätskonstante des
Vakuums, e die Elementarladung und N D die Dotierungsdichte des Halbleiters. Die
Barrierenhöhe kann man aus (2.4) als Rand der jeweiligen Raumladungszone berechnen nach:
2
L, R
e N D d
Φ B ( 0 ) = (2.5)
2 εε
Da der kristallographisch gestörte Bereich an der Korngrenze verglichen mit der Weite der
Raumladungszone nur eine geringe Ausdehnung hat, wird im folgenden die Konzentration der
Störstellenzustände N T auf die Fläche bezogen. Die Gesamtladung der Raumladungszonen
beträgt L R , wobei Q ist. Die gefüllten Zustände an der Korngrenze
erzeugen eine Ladung Q , wobei η der Besetzungsgrad der Störstellenzustände ist.
Es gilt N D , da im Kristall Ladungsneutralität herrschen muß. Legt man eine
Spannung V an die Grenzfläche an, so fließt ein Strom I mit der Stromdichte J.
Q Q Q + =
L, R = N D d L, R
T N T ⋅ η
N T ⋅ η = d ⋅
=
eV 1
φ B
ξ
Ε FB
d L
J th
Abb. 2.7: Bändermodell einer Korngrenze im n-Halbleiter bei einer angelegten Spannung.
Der Stromfluß wird bestimmt durch die thermische Emission von Majoritätsladungsträgern
über die Potentialbarriere hinweg. Der gesamte Strom in diesem Stromkreis ist
= J + ∂ Q / ∂ V . Dabei ist ∂ Q R / ∂ V die Änderung der Ladung der zweidimensionalen
J R R
11
0
d R
eV
EL EF E V

Ladungsdichte in der rechten Raumladungszone d R und J R der gesamte real fließende Strom
in dieser Raumladungszone. Die Ladung Q ist:
R
QR 0 D B
= 2εε
N ( Φ + eV)
(2.6)
Die Höhe der Barriere Φ B hängt von der an der Grenzfläche eingeschlossenen Ladung Q und
der angelegten Spannung V ab. Zur Berechnung der zweiten Stromkomponente J R nimmt
man eine thermische Emission aller - über, in und aus der Barriere fließenden - Ströme an.
Die Stromdichte der Elektronen mit genügend hoher thermischer Energie zum Überqueren der
Barriere von links nach rechts (LR) bzw. von rechts nach links (RL) wird gegeben durch
[153]:
∗ 2 − ( ζ+
ΦB
) / kT
∗ 2 − ( ζ+
Φ eV)
/ kT
J = A T ⋅ e
und J = A T e B +
⋅
(2.7)
i, LR
∗
A ist die effektive Richardsonkonstante und ζ ist der Abstand zwischen dem Ferminiveau
und dem Leitungsbandminimum im neutralen Kristall außerhalb der Raumladungszone. Für
∗
-2 −2
-2 −2
A gilt in p-Silizium der Wert von 79.2 A cm K und in n-Silizium von 252 A cm K .
Bei angelegten Wechselspannungen benötigt man zusätzlich die Ströme der durch die
Zustände eingefangenen Elektronen J fang und der aus den Zuständen emittierten Elektronen
J emis . Für diesen Zweck nimmt man an, daß eine Verteilung der einfangenden Zustände
N T ( E)
in der Grenzfläche existiert und diese Zustände nur Elektronen mit Leitungsbandzuständen
austauschen und nicht untereinander [153].
dJ
dJ
fang
emis
*
[ 1−
f ( E, E ) ]
eV
e − / kT −(
ζ+
Φ ) / kT
T ( E)
dE
F ⋅ ( 1+
) ⋅ e B
− ( ζ+ Φ eV / kT
[ 1− f E F ] B+
E, ⋅ e
1 )
∫ −∫
J d
Hier ist σ der Einfangquerschnitt, der unabhängig von der Energie E angenommen wird;
f ( E, E F ) ist die Fermiverteilungsfunktion der eingefangenen Elektronen, und eV1
ist die
kleine Energiedifferenz zwischen den Ferminiveaus im linken, mehr negativen Kristall und
der Korngrenze. Im Nichtgleichgewicht hängt das Ferminiveau an der Grenzfläche E F und
somit auch eV 1 von der Energie E der eingefangenen Zustände ab. Die resultierende positive
Stromdichte JR
der thermisch emittierten Elektronen in der rechten Raumladungszone kann
nun berechnet werden als:
1
J R = Ji,
LR − Ji,
RL + emis d J fang
(2.10)
2
J = J − J
(2.11)
i, LR
i, RL
= A σ N
(2.8)
=
2 A
*
σ N
T
( E)
d E ( )
i, RL
2 − ( ζ+
Φ ) / kT
J = A T ⋅ e B ⋅ 1−
e
∗
-eV / kT ( )
(2.9)
Da die Zahl der an der Korngrenze eingefangenen und wieder emittierten Elektronen klein ist
gegenüber den direkt über die Barriere emittierten Elektronen kann man diese Terme
vernachlässigen und (2.10) reduziert sich zu:
R
Die Stromdichte J R ist die thermisch aktivierte Stromdichte über die Potentialbarriere. Sie
erhält zur Unterscheidung einen neuen Index J und ist mit (2.7):
th
th
(2.12)
Die effektive Barrierenhöhe E eff , die die Ladungsträger überwinden müssen, ergibt sich als
E eff = Φ B + ξ . Mit Gleichung (2.12) läßt sich aus dem Verlauf der I-U-Kurve die
Barrierenhöhe Φ in Abhängigkeit von der angelegten Spannung berechnen. Pike und Seager
B
12

zeigten, daß man daraus auch die Zustandsdichte T ermitteln kann. N T E erhält man aus
der positiven Ladung der Raumladungszone bzw. der negativen Ladung der an der
Grenzfläche gefangenen Elektronen durch eine Integration über alle besetzten Zustände. Eine
Ableitung dieses Zusammenhanges nach der angelegten Spannung ergibt für eV>>kT [150]:
1
kT
N ( )
EC
⎛ εε
⎡
⎤
0 N D ⎞ 1 ⎛ q ⎞ 1
∫ N
≅ ⎜
⎟ ⋅ ⎢ + ⎟
T E f´ E dE
+ 1
+
2
⎥
⎝ 2e
⎠ ⎢⎣
Φ
⎜
dΦ
B/dV
0
B ⎝
⎠ Φ B + eV ⎥⎦
( ) ( ) (2.13)
Unabhängig davon läßt sich die Barrierenhöhe auch aus der Kapazität ermitteln. Die
Kapazitäten der Raumladungszonen sind:
2
e εε 0 N D
C L =
und
2Φ
B
HF =
Die Gesamtkapazität bei hohen Frequenzen ist: C CL
⋅ CR
CL
+ CR
. Bei null Volt kann
man aus der Hochfrequenzkapazität CHF,0 die Gesamtbreite der Raumladungszone, die
Grenzflächenladungsdichte Q und die Barrierenhöhe Φ berechnen nach:
εε 0 eεε
0 N D
C HF, 0 = = =
d Q
Bei angelegter Spannung ist die Kapazität CHF:
1
C
HF
1
=
0
C
HF
C
B
R
e N
D
8Φ
⎛ Φ ⎞
⎜ B + eV
⎟
⎜
1+
⎟
⎝ Φ B ⎠
2
e εε 0 N D
= (2.14)
2
εε
B
0
( Φ + eV)
B
(2.15)
(2.16)
Trägt man (2CHF,0/CHF-1) 2 über der angelegten Spannung auf, erwartet man eine Gerade,
deren Schnittpunkt mit der Spannungsachse die Barrierenhöhe ergibt.
2.2.2. Das Leitwertverfahren für die MOS-Grenzfläche
Nicollian und Goetzberger veröffentlichten 1967 das Leitwertverfahren für eine MOS-
Grenzfläche (MOS, engl. für Metall-Oxid-Halbleiter). Ausgangspunkt war die Feststellung,
daß experimentell unter Wechselspannungsbedingungen nicht nur eine Kapazität, sondern
auch ein Leitwert beobachtet wird. Da vom Halbleiter zum Metall und umgekehrt wegen des
Oxids kein Strom fließen kann, muß dieser im Meßkreis gemessene Verlust durch die
Wechselwirkung zwischen freien Elektronen und Grenzflächenzuständen an der Oxid-
Halbleiter-Grenzfläche verursacht werden. Eine anschauliche Erklärung für diesen
Verlustmechanismus ist in den Originalarbeiten [178,179] gegeben. Werner [168] zeigte in
seiner Arbeit, daß diese Methode auch für Korngrenzen in Silizium bei Spannungen kleiner
als der halbe Bandabstand angewendet werden kann. Bei Silizium sind das rund 0,6 V. Die
Abbildung 2.8 zeigt den Vergleich einer MOS-Grenzfläche und einer Korngrenze für kleine
angelegte Wechselspannungen. An den beiden Grenzflächen sind durch Elektroneneinfang
geladene Störstellen vorhanden. Unter Gleichspannungsbedingungen fließt an der MOS-
Grenzfläche aufgrund des Oxids kein Strom, während an der Korngrenze ein Strom thermisch
emittierter Elektronen über die Barriere Φ B fließt. Legt man eine Wechselspannung an die
Grenzfläche an, läßt sich ein frequenzabhängiger Leitwert beobachten, aus dem die
13

Zustandsdichte der Grenzflächenzustände bestimmt werden kann [168,178-180]. Es wird
angenommen, daß ein Austausch von Ladungsträgern nur mit dem Majoritätsträgerband
stattfindet. Ein Austausch mit dem Minoritätsträgerband und Rekombinationen werden
vernachlässigt. Für die unter Gleichspannungsbedingungen an der Grenzfläche vorliegenden
Konzentrationen freier Elektronen und Löcher muß gelten:
c >> c
(2.17)
n n dc
p p dc
n dc und p dc sind die an der Grenzfläche vorliegenden Ladungsträgerkonzentrationen. c n und
n/p n/p
cp
sind die Einfangkoeffizienten definiert als cn/p
= th th . Ist die Gleichung (2.17) erfüllt,
wird die Besetzung der Grenzflächenzustände durch das Quasi-Ferminiveau freier Elektronen
beschrieben.
σ v ⋅
Die Nettostromdichte J SS der an der Oxid-Halbleiter-Grenzfläche eingefangenen Elektronen
kann für ein einzelnes Störstellenniveau durch die Shockley-Read-Hall-Statistik für
Grenzflächenzustände beschrieben werden [180].
SS
(
J = e R − G ) (2.18)
th
R n und G n sind die Einfangrate bzw. die Emissionsrate der pro Zeiteinheit und
Flächeneinheit aus dem Leitungsband eingefangenen bzw. ins Leitungsband emittierten
Elektronen. Sobald an der Grenzfläche ein Elektron eingefangen wird, muß sich aus Gründen
der Ladungsneutralität auch eine positive Ladung in der Raumladungszone bilden. Damit
+
vergrößert sich die Raumladungszone. Die zeitliche Änderung der positiven Ladung Q und
die dadurch entstehende Verschiebungsstromdichte J SS ist gleich der in (2.18) gegebenen
Stromdichte.
+
dQ
J ss = e
(2.19)
dt
Im folgenden wird für die Störstellenzustandsdichte N T ein Störstellenniveau mit der
2
Flächendichte N S ( cm ) eingesetzt. Unter stationären Bedingungen, also bei einer angelegten
Gleichspannung V muß an der Grenzfläche das Quasi-Ferminiveau der Elektronen im Band
mit dem Quasi-Ferminiveau der Störstellenzustände übereinstimmen, da vorausgesetzt wird,
daß allein mit dem Leitungsband Ladungsträger ausgetauscht werden können.
−
dc
E F
E V
φ B
E L ξ
J SS
MOS-Grenzfläche
Metall
eV
eV 1
Φ B
ξ
n
th
n
J th
J SS
Korngrenze im n-Halbleiter
Abb. 2.8: Vergleich der Bändermodelle einer MOS-Grenzfläche und einer Korngrenze im n-
Halbleiter.
14
eV
EV EF E V

Erzeugt man durch eine Wechselspannung δV
, mit eδV

die Suszeptanz B:
n ωC
n
B SS = = ωC
SS
(2.29)
1+
ω
Durch die Wechselspannung wird die Barrierenhöhe moduliert. Die effektive Spannung
bewirkt eine Variation der Barrierenhöhe δΦ .
()
tn
2 2
τ n
kT δn
δΦ = (2.30)
e n
Nun läßt sich der Strom J t schreiben als t = Y ⋅
(2.31)
SS J SS () SS δΦ
Ähnlich wie für ein einzelnes Niveau beschrieben, kann die Admittanz für eine
kontinuierliche Zustandsdichte NSS
berechnet werden. Für eine kontinuierliche Zustandsdichte
findet der Austausch von Ladungsträgern mit dem Leitungsband innerhalb weniger kT
um das Ferminiveau statt [179, 182]. Für die Admittanz ergibt sich:
m
(
dc
n 2 NSS
2 2
G SS = e ln 1+
ω τ m ) (2.32)
2 τ
N
= ) (2.33)
n 2 SS
B SS e arctan ( 1 + ω τ m
τ m
Die Bestimmung der Zustandsdichte NSS oder der Konzentration N S und des Einfangquerschnitts
der Störstellen an der MOS-Grenzfläche kann entweder mit den Debye-
Gleichungen (2.27) und (2.29) oder mit (2.32) und (2.33) durchgeführt werden. Dazu müssen
G SS und BSS
zuerst aus dem gemessenen Leitwert und der gemessenen Suszeptanz extrahiert
werden, da zusätzlich noch die Kapazitäten des Oxids COx
und der Raumladungszone
mitgemessen werden [179]. Als Grundlage dient das Ersatzschaltbild in Abb. 2.9.
AC δU
C Ox
C C HF δΦ (ω) SS GSS (ω)
Abb. 2.9: Ersatzschaltbild der MOS-Grenzfläche.
Für die Bestimmung der Zustandsdichte und des Einfangquerschnitts kann entweder die
Frequenzabhängigkeit der Kapazität oder die des Leitwerts analysiert werden, da beide
Größen über die Kramer-Kronig-Beziehung [179] miteinander verknüpft sind. Wegen der
hohen Oxidkapazität COx
ist es jedoch wesentlich einfacher, das Verhalten des Leitwerts als
Funktion der Temperatur zu analysieren.
Für den Fall eines einzelnen Niveaus hat G SS/ω
nach (2.27) ein Maximum für ω τ n = 1.
Der
Wert von G SS/ω
am Maximum ist C tn /2 . Für eine kontinuierliche Zustandsdichte hat G SS/ω
nach (2.32) ein Maximum für ω τ m = 1,98 , und der Wert des Maximums ergibt sich aus
(2.32) Für beide Fälle kann man aus der Lage des Maximums die Konzentration NS
bzw. die
Zustandsdichte N und den Einfangquerschnitt bestimmen [149,183].
SS
16

2.3 Magnetische Eigenschaften von ferromagnetischen Schichtsystemen
Wie in der Einleitung gezeigt, kann man neben reinen Silizium-Silizium-Übergängen auch
Silizium mit dünnen Metallschichten auf der Oberfläche bonden. Diese Zwischenschichten
haben ein großes Potential für die Anwendung in magnetoelektronischen Bauelementen. In
diesem Kapitel sollen kurz die physikalischen Grundlagen dieser Schichtsysteme und die
Wirkungsweise des Spin-Valve-Transistors vorgestellt werden.
2.3.1. Der Effekt der magnetfeldabhängigen Widerstandsänderung
Der GMR-Effekt (GMR- Giant Magneto Resistance) beruht auf der spinselektiven Durchlässigkeit
von magnetischen Schichtsystemen. Zur Erklärung des GMR-Effekts dient
folgendes Modell: Die elektrische Leitung in magnetischen Metallen, insbesondere in den
Übergangsmetallen Eisen, Kobalt und Nickel, ist abhängig vom Spin der Leitungselektronen.
Einmal ist der Spin parallel zur lokalen Magnetisierung und im anderen Fall antiparallel. Der
Widerstand für einen elektrischen Strom in Metallen wird bestimmt durch die freie Weglänge
der Elektronen. Liegen starke und effektive Streuprozesse vor, erhält man eine kurze freie
Weglänge und der Widerstand ist groß. Im Gegensatz dazu führen schwache Streuprozesse zu
einer großen freien Weglänge und einem kleinen Widerstand. Der GMR-Effekt basiert auf der
Tatsache, daß die Streuprozesse für die eine Spinorientierung effektiver sind als für die
andere, wobei ein Umklappen des Spins ausgeschlossen wird.
Die Streuung von Elektronen in einem magnetischen Metall ist sehr effektiv, wenn deren Spin
antiparallel zum lokalen magnetischen Moment ist. Das führt zu einer sehr kurzen freien
Weglänge für aufwärts polarisierte Elektronen in einer Region, in der das Magnetfeld abwärts
polarisiert ist. Eine schwache Streuung erfahren Elektronen, deren Spin parallel zum
magnetischen Moment ist. Das führt zu einer sehr großen freien Weglänge und einem kleinen
effektiven Widerstand für aufwärts polarisierte Elektronen in einem aufwärts polarisierten
Magnetfeld.
Die elektrische Leitung in einem magnetischen Mehrschichtsystem ist in Abbildung 2.10
dargestellt. Im Bild a) sind die aufeinanderfolgenden ferromagnetischen Kobaltschichten
aufgrund der antiferromagnetischen Kopplung durch die Kupferschicht antiparallel
magnetisiert. Durch ein von außen angelegtes Magnetfeld, das stark genug ist, die
magnetische Kopplung zu überwinden, werden sie parallel magnetisiert (b). Im Fall der
antiparallelen magnetischen Momente (a) ist die Streuung der Elektronen wesentlich
wahrscheinlicher als im Fall der parallelen Momente (b).
Spin
Spin
Stromfluß
Spin
Cu
M Co
Cu
M Co
Cu
a b
Abb. 2.10: Prinzip der Stromleitung in einem magnetischen Mehrschichtsystem;
unterschiedliche Streuprozesse erzeugen unterschiedliche Widerstände bei antiparalleler (a)
und paralleler (b) Magnetisierung.
17
Spin
M
M
Cu
Co
Cu
Co
Cu

Elektronen behalten ihre Spininformation innerhalb ihrer mittleren freien Weglänge für Spin-
Umklapp-Prozesse, wenn sie durch einen Festkörper fließen. Daher wird das aufwärts
polarisierte Elektron in der aufwärts magnetisierten Metallschicht wenig gestreut, durchquert
die einige Nanometer dicke Zwischenschicht und wird dann in der abwärts magnetisierten
Schicht stark gestreut. Sind beide Metallschichten aufwärts magnetisiert, kann das Elektron
ohne größere Behinderung beide Schichten durchdringen, und es fließt ein höherer
elektrischer Strom. Als Folge kann man eine signifikante Widerstandsänderung zwischen
paralleler und antiparalleler Magnetisierung der Metallschichten feststellen. Dieser Effekt
wird Magnetowiderstand MR genannt und ist definiert als:
MR
( % )
ρ
− ρ
ρ
AF FM
HK
HS
= 100 × = 100 ×
(2.34)
FM
Hierbei ist ρ AF der Widerstand für die antiparallele Orientierung der Magnetisierung in den
Schichten, ρ FM der für die parallele Orientierung, R H der Widerstand der Schicht bei der
K
Koerzitivfeldstärke und R H der bei der Sättigungsfeldstärke. Typische Werte für den GMR-
S
Magnetowiderstand sind einige Prozent.
Der Widerstand wird meist bei Stromfluß parallel zu den Metallschichten gemessen (engl.
current in plane – CIP). Diese einfache Messung hat einige Nachteile. Der Spin-Valve-Effekt
wird vermindert, da viele Elektronen einfach nur in einer Schicht fließen (Abb. 2.11a).
Spinunabhängige Streuung an den Grenzflächen reduziert den CIP-Magnetowiderstand in
dünnen Metallschichten sehr stark. Die grundlegenden Prozesse des GMR-Effekts lassen sich
in der CIP-Geometrie schwer beobachten. Mißt man den Strom senkrecht zu den
Metallschichten (current perpendicular to the planes – CPP), löst man diese Probleme, weil
die Elektronen alle magnetischen Schichten durchqueren müssen (Abb. 2.11b). Allerdings
gibt es dort ein anderes Problem: Der senkrechte Widerstand von ultradünnen Mehrschichtsystemen
ist sehr klein und kann mit normalen Techniken nur sehr schwer gemessen werden.
Spin
CIP-Stromfluß
Spin
R
R
− R
M
Cu
Co
Cu
M Co
Cu
M
a b
Abb. 2.11: Stromfluß im CIP-GMR (a) und im CPP-GMR (b).
HS
Spin
CPP-Stromfluß
Abbildung 2.11 demonstriert, daß ein hoher elektrischer Widerstand nur erreicht werden
kann, wenn die Elektronen mindestens zwei antiparallel zueinander orientierte Schichten
durchqueren. Beim CIP-GMR wandern die Elektronen meist parallel zu den magnetischen
Schichten und durchqueren dabei kaum mehrere Schichten, während sie beim CPP-GMR alle
Schichten durchqueren. Daher ist der Magnetowiderstand im CPP-GMR wesentlich größer.
Valet und Fert entdeckten 1986 den GMR-Effekt und zeigten, daß der Magnetowiderstand
eine Folge von Streuprozessen im Metall und an den Grenzflächen ist [184-186]. Sie
beschreiben den Stromtransport im CPP-GMR in einem Zweikanalmodell als eine Reihenschaltung
von zwei Widerständen. Zur Entwicklung eines Modells für den spinabhängigen
Transport von heißen Elektronen in einer spinselektiven Schicht wie z.B. beim Spin-Valve-
Transistor wurde das für den CPP-GMR entwickelte Modell der in Reihe geschalteten
18
M
Cu
Co
Cu
Co
Cu

Widerstände auf den Spin-Valve-Transport erweitert. Im Unterschied zum Fermitransport
wird hierbei gezeigt, daß die auf die Elektronen wirkenden Streumechanismen abhängig von
der Energie der Elektronen sind.
Die drei wichtigsten Streuprozesse im GMR sind die spinabhängige Streuung in den
magnetischen Schichten, die spinabhängige Streuung an den Grenzflächen und die Reflexion
an den Grenzflächen aufgrund des Bandversatzes zwischen den Metallschichten. Die
Elektronen werden in den Metallschichten an Phononen und Magnonen quasi-elastisch und an
Defekten elastisch gestreut. An den Grenzflächen findet eine nahezu temperaturunabhängige
elastische Streuung an Defekten und Verunreinigungen statt.
Den Zusammenhang des Magnetowiderstandes mit der Bandstruktur zeigt Abbildung 2.12.
Dort sind die berechneten Zustandsdichten ferromagnetischer Metalle abgebildet [187]. Zur
Betrachtung des Stromflusses wird angenommen, daß die Elektronen hauptsächlich im 3s-
Band fließen [188]. Abbildung 2.12 zeigt, daß ohne Umklappen des Spins die aufwärts
polarisierten Elektronen, die Majoritätselektronen, nur innerhalb des aufwärts polarisierten s-
Bandes streuen können. Dieses s-Band hat nur sehr wenige Zustände zur Verfügung, während
die abwärts polarisierten Elektronen, die Minoritätselektronen, nicht nur in s-Zustände streuen
können, sondern auch in die entfernteren, aber reichlich vorhandenen, abwärts polarisierten d-
Zustände. Die lokale spinabhängige Zustandsdichte ändert sich mit der lokalen
Magnetisierung. Bei höheren Energien ändern sich die Zustandsdichten und folglich die
Relaxationszeit und die freie Weglänge; daher verändern sich auch die Widerstände.
Bei Gesamtdicken der Schichtsysteme von 1-10 nm ist der Widerstand der Grenzflächen
höher als der Widerstand der Schichten. Man erwartet daher, daß der Beitrag der
Grenzflächen zum CPP-GMR auch höher ist als der der Schicht. Den Hauptteil des
Widerstandes im CPP-GMR bilden Streuungen und Reflexionen an den Grenzflächen. Diese
bewirken außerdem eine erhöhte Wahrscheinlichkeit für das Umklappen des Spins [189,190].
Selbst an ideal glatten Grenzflächen findet eine spinabhängige Reflexion statt [191].
Abb. 2.12: Spinabhängige Zustandsdichten in ferromagnetischen Metallen [187].
19

2.3.2. Der Spin-Valve-Transistor
2.3.2.1. Funktionsprinzip des Spin-Valve-Transistors
Wie im vorigen Kapitel gezeigt, wird der Spin-Valve-Effekt durch die unterschiedliche freie
Weglänge der Elektronen in den verschieden magnetisierten ferromagnetischen Schichten
erzeugt. Der Spin-Valve-Transistor basiert auf der Injektion heißer Elektronen in eine
spinselektive Basis. Ein Schema eines Spin-Valve-Transistors zeigt Abbildung 2.13.
V EB
-
VBC
+
I E
I B
I C
e -
e -
e -
e -
Si-Emitter
Si-Kollektor
spin-selektive
Schicht
Abb. 2.13: Schematischer Querschnitt durch einen Spin-Valve-Transistor [80].
Am Emitter liegt die Spannung in Vorwärtsrichtung der Schottkydiode an. Der Kollektor ist
in Rückwärtsrichtung zur gemeinsamen Basis gepolt. Aufgrund der unterschiedlichen
Siliziumorientierungen und der Prozessierungen weisen die Schottkybarrieren unterschiedliche
Höhen auf. An der Oberseite der spinselektiven Schicht ist die Emitter-Schottkybarriere
höher als die Kollektor-Schottkybarriere an der Unterseite. Dieser geringe Unterschied soll
die quantenmechanische Reflexion am Übergang Basis-Kollektor verringern. Das wird in
Abbildung 2.14 anhand des Bändermodells erläutert.
EL EF V EB
e -
0.83 eV
0.78 eV
V BC
(100)-Si H Pt Fe Au Co Pt Pt
(111)-Si
spin-selektive
Emitter Kollektor
Basis
Abb. 2.14: Bändermodell des Spin-Valve-Transistors.
20
e -
e -
EL EF

Die Emitterspannung beschleunigt die Elektronen über die Barriere. Die entstandenen heißen
Elektronen werden hinter der Barriere zu quasi-ballistischen Elektronen, die in der Basis
spinselektiv gestreut werden, wobei die Stärke der Streuung durch den Magnetisierungszustand
des Basis bestimmt wird. Die Wahrscheinlichkeit, daß diese Elektronen auch die
Kollektorbarriere überwinden, wird bestimmt durch die Anzahl der Kollisionen in der Basis,
bei denen sie Energie verlieren bzw. ihre Richtung ändern können. Energieärmere Elektronen
werden an der Kollektorbarriere quantenmechanisch reflektiert. Daher trägt nur ein sehr
geringer Teil des Emitterstromes I E zum Kollektorstrom I C bei. Daraus ergibt sich das
Transferverhältnis α als:
IC
α = (2.35)
I
Der Zusammenhang zwischen der Kollektorstromdichte J C und der injizierten Emitterstromdichte
J ist nach [192]:
E
C
E
E
qm
C
E
r
−W
/ λ ( M)
J = J α α α M e + J
LS
(2.36)
α E beschreibt die Emittereffektivität, α qm die quantenmechanische Durchlässigkeit und α C
die Kollektoreffektivität. λ ( M)
r ist die freie Weglänge der injizierten heißen Elektronen in der
W/
λ ( M)
Metallschicht der Dicke W und der Faktor e
r
−
beschreibt die Transmissionswahrscheinlichkeit
der heißen Elektronen in der Basis. J LS ist der Leckstrom, der durch die in
Sperrichtung gepolte Kollektor-Schottkybarriere bestimmt wird. M repräsentiert den
Avalanche-Faktor und ist abhängig vom Aufbau des Bauelements; erfolgt keine
Stoßionisation, so ist er gleich eins. Der Leckstrom der Kollektor-Schottkybarriere trägt zum
Kollektorstrom J C bei.
Mit dem Spin-Valve-Transistor läßt sich der senkrechte GMR-Effekt schon bei drei Schichten
nachweisen. Grundlage ist die exponentielle Verstärkung des Magnetowiderstandes aufgrund
der Abhängigkeit der freien Weglänge der Elektronen in der Metallbasis von der
Magnetisierung. Die Elektronenenergie kann durch unterschiedliche Emitter-Schottkybarrieren
variiert werden. Im Spin-Valve-Transistor können spinabhängige Streuzentren im
Unterschied zum CPP-GMR genau lokalisiert werden. Die relative Änderung des Kollektorstromes
wird nicht durch spinunabhängige Streuprozesse verringert. Es kann die direkte
Magnetfeldabhängigkeit der freien Weglänge aufgrund des Elektronenspins für jede Schicht
und Grenzfläche bestimmt und mit variierten Basisdicken genau berechnet werden.
Der gesamte Elektronentransport vom Emitter zum Kollektor des Spin-Valve-Transistors
kann in vier voneinander unabhängigen Schritten beschrieben werden: Zuerst findet die
Injektion von Elektronen über die Schottkybarriere mit einer bestimmten Winkel- und
Energieverteilung in die Oberfläche der Metallbasis statt (Emittereffizienz α E ). Die heißen
Elektronen werden durch die Metallbasis transportiert, wobei sich die anfängliche
Energieverteilung durch inelastische Streuprozesse aufweitet. Elastische Streuprozesse
verändern die Richtung der Elektronenbewegung und reduzieren r die Wahrscheinlichkeit des
−W
/ λ ( M)
Eintritts in den Kollektor (Metallbasis-Transportfaktor e ). Vor dem Eintritt in den
Kollektor erfahren einige Elektronen eine quantenmechanische Reflexion an der Grenzfläche
vom Metall in den Halbleiter (quantenmechanischer Transmissionsfaktor α qm ). Beim
Transport im Halbleiter kann eine Rückstreuung in die Metallbasis erfolgen
(Kollektoreffizienz α C ). Problematisch ist der stark temperaturabhängige Leckstrom. Er wird
zum gesamten Kollektorstrom addiert. Diese Transportfaktoren und der Leckstrom werden im
nächsten Kapitel genauer diskutiert.
21

2.3.2.2. Elektronentransport im Spin-Valve-Transistor
Emittereffizienz αE - thermionische Emission: Ein Elektron kann auf verschiedenen Wegen
über einen Metall-Halbleiter-Übergang transportiert werden. Die Möglichkeiten sind in
Abbildung 2.15 für einen n-Halbleiter dargestellt.
Halbleiter
d
c
e
b
a
x M
V EB
x I
∆Φ E
Φ E
∆Φ EC
E F
Metall
∆Φ C
Φ C
x M
- V EB
a
b
Halbleiter
Abb. 2.15: Elektrontransportprozesse an der Emitter-Schottkybarriere und der Kollektor-
Schottkybarriere: a) thermische Emission über die Barriere, b) temperaturabhängiges Tunneln
durch die Barriere: thermische Feldemission, c) direktes Tunneln durch die Barriere:
Feldemission, d) Rekombination in der Raumladungszone und e) Rekombination in der
neutralen Zone (Lochinjektion).
Technisch ist es heute möglich, nahezu ideale Schottkybarrieren herzustellen, in denen der
Prozeß (a), beschrieben durch die thermische Emissionstheorie (vgl. Kap. 2.2.1.), bei
Raumtemperatur der Haupttransportprozeß ist. Die Prozesse (b) und (c) spielen nur bei hohen
Dotierungen und niedrigen Temperaturen eine Rolle. Unter normalen Bedingungen können
noch (d) und (e) zum Stromtransport beitragen. Die Beiträge der anderen Transportprozesse
hängen sehr stark von der Temperatur, der Dotierung und der angelegten Spannung ab.
In Abbildung 2.15 ist Φ E die Barrierenhöhe am Emitter und ∆ E die aufgrund des
angelegten Feldes und der Bildkraft verringerte Barrierenhöhe. Das Maximum der Schottkybarriere
liegt nicht an der metallurgischen Metall-Halbleiter-Grenzfläche ( ), sondern ist
aufgrund der Bildkraft-Korrektur [193,194] ein paar Nanometer in den Halbleiter ( )
verschoben. ist der Punkt, an dem ein Elektron im Emitter genug Energie hat, um die
Kollektorbarriere der Höhe zu überwinden. ∆ ist die Energiedifferenz zwischen der
Emitter- und Kollektorbarriere quer über die Metallbasis-Struktur.
Φ
x = 0
x M
x I
Φ C
Φ EC
Drei Wahrscheinlichkeiten bestimmen die Emittereffizienz: Die Wahrscheinlichkeit TU,
daß
ein Elektron den Weg zur Barriere ohne Streuung passiert. Streut es doch, ergibt sich die
Wahrscheinlichkeit SC
, daß es bei diesem Streuprozeß vorwärts streut und der Winkel zum
Eintritt in den Kollektor ausreicht und dann die Wahrscheinlichkeit S E , daß das unter
ungünstigem Winkel gestreute Elektron an der Emitterbarriere rückgestreut wird. Die
Wahrscheinlichkeit, daß ein Elektron emittiert wird, ist dann 1 - SE
, und daß es nach einer
Rückstreuung am Emitter unter einem günstigen Winkel zum Kollektor fliegt, ist S C − SE
.
Die Kollektorwahrscheinlichkeit ergibt sich als: T + 2S
− S [195,196].
22
U
C
E
c

Metallbasis-Transportfaktor – Transport heißer Elektronen in Metallen: Die Elektronen
werden mit einer Energie in das Metall injiziert, die rund 1 eV über dem Ferminiveau des
Metalls liegt. Das beeinflußt die Streuprozesse im Metall. Es können Streuungen an
Phononen, Verunreinigungen, Defekten und Elektron-Elektron-Streuungen auftreten. In den
meisten Metallen, besonders in den dünnen Filmen, finden die Streuungen hauptsächlich an
Verunreinigungen und Defekten statt. Die Energieabhängigkeit dieser Streuprozesse ist
ähnlich der Energieabhängigkeit von Streuungen an Phononen [193]. Die ungefähre Energieabhängigkeit
der freien Elektron-Elektron-Weglänge kann aus der Zustandsdichte geschlossen
werden. Streuen heiße Elektronen an Elektronen, deren Energie unterhalb des Ferminiveaus
liegt, besetzen beide Elektronen nach dem Stoß unbesetzte Zustände.
Der Transport heißer Elektronen in der Metallbasis mit E < 2 eV wird hauptsächlich durch
elastische Streuung bestimmt. Die exponentielle Abhängigkeit rührt von dem kleinen
Eintrittswinkel der Elektronen in die Kollektorbarriere (θ ≈ 10°
, [197,198]) her. Somit
schließt eine einzige Streuung eines Elektrons schon einen Eintritt in den Kollektor aus.
Daher wird der Kollektorstrom von Elektronen bestimmt, die ballistisch vom Emitter zum
Kollektor gelangen, was mit BEEM (Ballistische Elektronen-Emissions-Mikroskopie)
bestätigt wurde [199].
Quantenmechanischer Transmissionsfaktor αqm an der Kollektorbarriere: Im Vergleich
zum klassischen Transport erlaubt die Quantenmechanik Teilchen auch Energiebarrieren zu
überwinden, die höher als ihre eigene Energie sind. Auch kann ein Teilchen mit höherer
Energie an einer niedrigeren Barriere reflektiert werden. Die mittlere kinetische Energie der
Elektronen ist im Metall viel höher als im Halbleiter, z.B. in Gold 5,5 eV [200]. Diese Energie
geht verloren, wenn das Elektron vom Metall in das Leitungsband des Halbleiters eintritt. Der
relativ hohe Energieverlust wird hier durch ein einfaches Stufenmodell der Kollektor-
Schottkybarriere erklärt und soll die wichtigsten Parameter verdeutlichen. In diesem Modell
ist die Wahrscheinlichkeit für eine quantenmechanische Reflexion [202]:
R
2
1−
χ
( )
( E)
E = mit ( E)
1+
χ(
E)
C
m
2
χ = ⋅
(2.37)
m
1
E
E + E
Hier ist m1
die effektive Masse des Elektrons im Metall und m 2 die im Halbleiter. E ist der
Überschuß in der Elektronenenergie im Vergleich zur Barriere und E 0 ist die Schritthöhe
berechnet vom Boden des Leitungsbandes im Metall, z.B. 6,6 eV am Gold-Silizium-Übergang
(Barrierenhöhe + Fermienergie). Daraus läßt sich die Transmissionswahrscheinlichkeit zu
α qm = 1−
R ( E)
berechnen. Für eine hohe Transmissionswahrscheinlichkeit muß E groß sein
und E 0 klein. Einen hohen Wert für E erreicht man, indem man Strukturen mit einem großen
Unterschied zwischen den Barrierenhöhen des Emitters und des Kollektors herstellt. Für eine
hohe Energie der heißen Elektronen oder eine Barrierenhöhendifferenz größer als 0,1 eV wird
α qm fast eins. Ein Nachteil einer hohen Barrierendifferenz ist die Zunahme der
Wahrscheinlichkeit von Streuprozessen, besonders an optischen Phononen. Die
quantenmechanische Transmission muß unter Berücksichtigung dieser Parameter optimiert
werden.
Transport im Halbleiter - Kollektoreffizienz αC: Wie schon erwähnt, ist der Akzeptanzwinkel
für den Eintritt in den Kollektor mit θC ≈ 10°
sehr klein. Die Kollektoreffizienz wird
bestimmt durch die Emittereffektivität und die exponentielle Abhängigkeit der freien
23
0

Weglänge in der Metallbasis. Sind die Elektronen in den Halbleiter eingetreten, wird die
Kollektoreffizienz durch einen weiteren Faktor beschränkt: Elektron-Phonon-Streuungen
können die Elektronen vor dem Maximum der Kollektorbarriere wieder in das Metall
zurückwerfen. Elektronen, deren Energie knapp oberhalb der Schwellenergie für einen Eintritt
in den Kollektor liegt, haben eine große Wahrscheinlichkeit, durch Streuungen wieder zurück
in das Metall emittiert zu werden. Hinter dem Maximum der Schottkybarriere werden die
Elektronen durch das anliegende elektrische Feld in die Verarmungszone beschleunigt und
wandern in den neutralen Teil des n-Halbleiters. Die Streuung hinter der Barriere wird
bestimmt von der Dotierung des Halbleiters, da diese die Länge der Raumladungszone und
damit die Beschleunigung durch das elektrische Feld bedingt.
Kollektor-Leckstrom: Der Leckstrom der Kollektorbarriere ist das größte Problem, denn er
behindert die Messung des Stromes heißer Elektronen im Kollektor. Er wird bestimmt von
Elektronen, deren thermische Energie höher ist als die Barrierenhöhe (Transportprozeß (a) in
der rechten Seite der Abbildung 2.15). Der Leckstrom ist abhängig von der Temperatur, wie
aus der in Kapitel 2.2.1. gezeigten Gleichung (2.7) für die thermische Emission hervorgeht.
Zur Erinnerung sei sie hier wiederholt:
∗ 2 −(
ΦB
) / kT
J = J = A T ⋅ e
(2.38)
LS
th
Für kleine Kollektorbarrieren ist der Leckstrom bei Raumtemperatur zu hoch. Injiziert man
bei Raumtemperatur in einen Spin-Valve-Transistor einen Strom von rund 2 mA, so erhält
man am Kollektor nur einen Strom von ungefähr 10 nA. Das geringe Transferverhältnis α
erfordert einen sehr geringen Leckstrom bei Raumtemperatur, da sonst der Leckstrom die
geringe Stromänderung des Spin-Valve-Effektes überdeckt. Ein niedriger Leckstrom kann
durch höhere Barrieren erreicht werden. Allerdings muß man gleichzeitig auch die
Emitterbarriere erhöhen. Weiter läßt sich der Leckstrom durch niedrige Temperaturen und
kleine aktive Bauteilflächen verringern. Die niedrige Temperatur bewirkt eine steigende freie
Weglänge in der Metallbasis und einen Anstieg des Magnetowiderstandes.
Nahezu ideale Schottkybarrieren erhält man nur durch das Aufdampfen von z.B. Platin auf
eine perfekte einkristalline Siliziumoberfläche im UHV. Da man für einen Spin-Valve-
Transistor zwei ideale Schottkybarrieren benötigt, läßt er sich am einfachsten durch UHV-
Bonden realisieren.
24

3. Experimentelles
3.1. Verwendete Siliziumwafer
Für die Untersuchungen im Rahmen dieser Arbeit wurden einseitig polierte, einkristalline
Siliziumwafer mit einem Durchmesser von 100 mm und einer Dicke von 525 µm ± 25 µm
benutzt.
Zur Charakterisierung der elektrischen Eigenschaften wurden (100)-orientierte Wafer
unterschiedlicher Dotierung untersucht. Eine Übersicht über die Dotierungen gibt Tabelle I.
Die niedrig dotierten Wafer waren doppelseitig poliert und wiesen auf der einen Seite eine
höherdotierte epitaktisch aufgewachsene Siliziumschicht auf, die die spätere elektrische
Kontaktierung der Proben verbessern sollte. Im Verlauf der Arbeit wurden zwei Chargen von
Wafern benutzt. Bei der ersten Charge betrug der spezifische Widerstand der 1 µm dicken
epitaktischen Schicht 0,04 Ωcm für beide Dotierungen. Bei der zweiten Charge wiesen die ndotierten
epitaktischen Schichten mit ρ = 0,005 Ωcm bzw. die p-dotierten Schichten mit ρ =
0,001 Ωcm einen geringeren Widerstand auf. Die Dicke der Schicht betrug hier 0,3 µm.
Bezeichnung in
dieser Arbeit
p++
p+
p01
p10
p16
p40
n++
n+
n10
Dotierstoff
Bor
Bor
Bor
Bor
Bor
Bor
Arsen
Antimon
Phosphor
Spezifischer Widerstand
in Ω cm
0,002
0,02
0,11
9,6
16,4
40,4
0,005
0,016
9,8
Dotierdichte
in cm -3
5⋅ 10
2⋅ 10
3⋅ 10
1⋅ 10
19
18
17
15
14
8⋅ 10
14
3⋅ 10
1⋅ 10
19
18
3⋅ 10
14
3⋅ 10
Tabelle I: Bezeichnungen und Dotierungseigenschaften der verwendeten Wafer.
Für die Untersuchung der Reaktionen von ferromagnetischen Metallschichten mit Silizium
beim UHV-Bonden wurden (100)-orientierte Wafer verwendet. Dabei spielte die Dotierung
der Wafer keine Rolle. Es wurden daher p-dotierte Wafer mit einem Widerstand > 5 Ωcm
benutzt.
Bei der Herstellung der Spin-Valve-Strukturen war der als Emitter eingesetzte Wafer ein hoch
n-dotierter (100)-Wafer (ρ = 0,01 Ωcm) mit einer 15 µm dicken, niedrigdotierten
epitaktischen Siliziumschicht (ρ = 2 Ωcm). Der Kollektorwafer war n-dotiert, (111)-orientiert
und hatte einen spezifischen Widerstand von 10 Ωcm.
Alle Wafer waren mit dem Czochralski-Verfahren hergestellt worden. Czochralski-Wafer
weisen eine deutlich höhere Konzentration an interstitiellen Sauerstoffatomen auf als Wafer,
die nach dem teuren Float-Zone-Verfahren hergestellt werden [202]. Kommerziell hergestellte
Wafer haben oft einen sogenannten Flat an einer Seite des Wafers. An dieser Stelle ist zur
Orientierung parallel zu einer -Richtung ein Stück vom Kristall abgesägt worden.
25

3.2. Reinigung der Siliziumoberflächen
Für eine hohe Bondqualität muß die Siliziumoberfläche frei von Verunreinigungen durch
Partikel, organische Moleküle und Metallionen sein. Die Reinheit der Oberfläche steht im
direkten Zusammenhang zur Bondqualität und damit zu den strukturellen und besonders den
elektrischen Eigenschaften der gebondeten Grenzfläche.
Die verwendete Reinigungsmethode muß alle Verunreinigungen effektiv entfernen und darf
dabei nicht die Oberflächenrauhigkeit vergrößern. In dieser Arbeit wurde dieselbe
Reinigungsmethode verwendet, wie sie auch in der Halbleiterindustrie eingesetzt wird. Sie
wird RCA-Reinigung genannt und entspricht dem einschlägigen Industriestandard, dem sog.
VLSI-Standard. Es handelt sich dabei um eine naßchemische Reinigungsmethode [203]. Sie
besteht aus zwei Schritten: Die RCA-1-Lösung ist NH4OH : H2O2 : H2O im Verhältnis 1:1:5
und die RCA-2-Lösung besteht aus H2SO4 : H2O2 : H2O im Verhältnis 1:1:6.
Die benutzten Chemikalien sind höchstrein, staubfrei und entsprechen auch dem VLSI-
Standard. Die Siliziumwafer werden in die Lösungen gestellt und innerhalb von 10 Minuten
auf 75 - 80°C erhitzt und dann 10 Minuten bei dieser Temperatur gehalten. Nach jedem
Reinigungsschritt spült man die Wafer mehrmals mit deionisiertem Wasser.
Das deionisierte Wasser wird mit einem System der Firma Millipore erzeugt. Ein Vorsystem
vom Typ RX-75 erzeugt Wasser mit der Qualität von destilliertem Wasser (15 MΩcm).
Dieses destillierte Wasser wird durch ein angeschlossenes sog. Super-Q-System geleitet.
Dabei werden Restionen, organische Verbindungen und Partikel weiter verringert. Den
Abschluß bildet ein Partikelfilter mit einer Porenweite von 0.22 µm. Das so produzierte
deionisierte Wasser hat einen Widerstand von 18 MΩcm und der TOC-Wert (total organic
contaminants) liegt im Bereich von 5-10 ppb.
Wasserunlösliche organische Verbindungen machen die Siliziumoberfläche hydrophob und
verhindern somit die Entfernung von metallischen Verunreinigungen. Daher müssen zuerst
die organischen Verunreinigungen von der Oberfläche entfernt werden. Die RCA-1-Lösung
entfernt diese organischen Verunreinigungen, indem das Ammoniumhydroxid das natürliche
Oxid der Oberfläche auflöst und das Wasserstoffperoxid ein neues chemisches Oxid bildet.
Das Ammoniumhydroxid bindet gleichzeitig Metalle wie Kupfer, Silber, Cadmium, Nickel
und Kobalt unter Komplexbildung [203]. Weiterhin sorgt die RCA-1-Lösung für die
Entfernung von Partikeln. Diese haften durch Adhäsion oder elektrostatische Kräfte an der
Siliziumoberfläche. Durch das Auflösen der Oxidschicht gehen diese Kräfte verloren und die
Partikel schweben größtenteils in der Lösung. Durch ein anschließendes mehrmaliges Spülen
mit DI-Wasser werden alle Partikel entfernt. Die optimale Konzentration und die optimale
Dauer der Anwendung dürfen nicht überschritten werden, da sonst die Oberfläche durch das
Ammoniumhydroxid ungleichmäßig angegriffen wird und die Mikrorauhigkeit steigt.
Die RCA-2-Lösung entfernt die Metallkontaminationen auf der Siliziumoberfläche. Metalle
wie Kupfer, Eisen, Kobalt, Nickel, Magnesium, Chrom, Mangan, Blei und die Alkalimetalle
gehen in Lösung und können wieder durch Spülen mit DI-Wasser entfernt werden. Die so
gereinigten Wafer haben eine hydrophile Oberfläche.
Sind die Wafer vor dem Bonden mit Fotolack bearbeitet worden oder wurden sie lange in den
handelsüblichen Waferboxen gelagert, so weisen sie in erheblichen Maße organische
Verunreinigungen auf. Diese lassen sich durch eine Behandlung mit heißer Piranha-Lösung
(H2SO4: H2O2 im Verhältnis 4:1 oder 2:1) vor der RCA-Reinigung größtenteils entfernen
[204].
26

3.3. Bonden der Siliziumoberflächen
3.3.1. Hydrophiles Bonden
Zum Bonden von hydrophilen Wafern haben Stengl und Gösele 1988 einen Mikroreinraum
entwickelt [205,206]. Dieser Mikroreinraum ermöglicht das Bonden von hydrophilen Wafern
bei Reinraumverhältnissen unter normalen Laborbedingungen.
Die gereinigten Wafer werden bis unmittelbar vor der Kontaktierung unter deionisiertem
Wasser gelagert. Zum Bonden baut man zwei gereinigte Wafer in einen Halter im
Mikroreinraum ein. Der erste Wafer liegt am Waferrand auf sechs Teflonstiften auf und zeigt
mit der zu bondenen Oberfläche nach oben. Die Teflonstifte arretieren gleichzeitig den Wafer.
Drei der Stifte enthalten drehbare Teflon-Abstandshalter. Diese Abstandshalter werden über
den ersten Wafer gedreht und der zweite Wafer wird, mit der zu bondenen Seite nach unten
zeigend, eingebaut. Die Abstandshalter trennen die Wafer rund 1 mm. Die Wafer werden nun
mit ca. 30 U/min in Rotation versetzt und der Zwischenraum mit einem genau justierten,
laminaren Strahl aus deionisiertem Wasser gespült. Diese Reinigung entfernt mögliche
Partikel zwischen den Wafern. Gleichzeitig baut sich durch Kapillarkräfte zwischen den
Wafern ein Wasserfilm auf, der eine weitere Kontamination mit Partikeln verhindert. Das
Spülen dauert ungefähr fünf Minuten. Anschließend werden die Wafer mit einer transparenten
Plastikhaube abgedeckt und mit 2800 U/min schnell rotiert. Über der Plastikhaube befindet
sich eine Infrarot-Lampe (250 W), die die Wafer beim Rotieren auf ca. 80°C erwärmt. Durch
die Rotation und das Infrarot-Licht wird das zwischen und auf den Oberflächen befindliche
Wasser entfernt. Die Plastikhaube verhindert dabei die Verwirbelung der Luft um das
Waferpaar und damit eine nachträgliche Kontamination des Zwischenraumes. Der Trockenprozeß
dauert sieben Minuten. Die Abdeckhaube ist so konstruiert, daß sich durch das Drehen
der Haube die Abstandshalter zwischen den Wafern entfernen lassen, ohne dabei die Haube
abzunehmen. Sind die Abstandshalter entfernt, fallen die Wafer aufeinander. Sie sind jedoch
noch durch ein dünnes Luftpolster getrennt. Durch einen leichten initialen Druck in der Mitte
des Waferpaares wird ein lokaler Kontakt zwischen den Oberflächen hergestellt und die
Bondwelle ausgelöst. Von dieser Stelle aus breitet sich der gebondete Bereich über den
gesamten Zwischenraum bis zum Rand des Waferpaares aus, wobei das Luftpolster hinausgedrückt
wird.
3.3.2. Hydrophobes Bonden
Das hydrophobe Bonden geschieht manuell in einem Reinraum der Klasse 1 (ca. 1 Partikel ≥
0,5 µm pro Kubikfuß, d.h. pro 0.03 m 3 Reinraumluft). Die gereinigten Wafer werden wieder
unter deionisiertem Wasser gelagert. Jeder der zu bondenden Wafer wird in einem speziell
modifizierten Waferhalter gehalten und zur Entfernung der dünnen Siliziumoxidschicht eine
Minute in zweiprozentige Flußsäure getaucht. Anschließend werden die Wafer aus der
Flußsäure genommen, schnell aus den Haltern entfernt, anhand der Flats gegenseitig justiert
und gebondet. Diese Prozedur sollte so schnell wie möglich durchgeführt werden und darf
höchstens 15 Sekunden dauern, da sonst die hydrophoben Oberflächen stark mit Kohlenwasserstoffen
aus der Reinraumluft kontaminiert werden. Die Bondwelle wird in der Mitte
durch leichtes Drücken ausgelöst. Das Ausbreiten der Bondwelle kann man bei absoluter
Ruhe als leichtes Knistern wahrnehmen. Beim hydrophoben Bonden wird manchmal ein
Luftpolster an der Grenzfläche eingeschlossen, welches durch leichtes Massieren von der
Grenzfläche zum Rand gedrückt werden kann und dort entweicht.
27

3.3.3. Bonden im Ultrahochvakuum
3.3.3.1 Die UHV-Bondanlage
Für das UHV-Bonden wird eine spezielle Ultrahochvakuumanlage benutzt. Bis jetzt ist diese
UHV-Bondanlage am Max-Planck-Institut für Mikrostrukturphysik weltweit die einzige, mit
der ganze Wafer bei Raumtemperatur gebondet werden können. Die Anlage ist für 100 mm
Wafer ausgelegt. Sie besteht aus einer runden zentralen Kammer, an die acht weitere
Kammern angeflanscht sind. In der Mitte der zentralen Kammer befindet sich ein höhenverstellbarer
Transfermechanismus, der durch Vor- und Rückwärtsbewegung den Transport
der Wafer in die und aus den Kammern ermöglicht. Die Kammern seien hier im einzelnen
kurz vorgestellt.
Der erste Flansch beherbergt den Einschleusmechanismus. Dieser besteht aus der ersten und
zweiten Einschleuskammer. Ursprünglich hatte die Anlage nur eine einzelne Einschleuskammer.
Im Rahmen dieser Arbeit wurde jedoch ein größerer Durchsatz an gebondeten
Wafern benötigt. Für schnellere Pumpzeiten, besseres Vakuum und höhere Lagerkapazität
war eine zweite Kammer nötig. Diese wurde vor die schon vorhandene Einschleuskammer
gesetzt und ermöglicht nun das Einschleusen von zwölf vorgebondeten Waferpaaren statt
vorher nur einem. In der zweiten Einschleuskammer befinden sich vier Schneidkanten zum
Trennen der vorgebondeten Waferpaare. Am zweiten Flansch befindet sich die
Wendekammer. Dort ist es möglich, die Wafer um 180° zu drehen. Anschließend folgt die
Heizkammer. Hier können die Wafer bei Temperaturen von maximal 750°C geheizt werden.
Über die Wafer wird während des Heizens eine vergoldete, wassergekühlte Haube abgesenkt.
Die Haube sorgt durch die Reflektion der Wärmestrahlung für eine gleichmäßige Temperatur
beider Wafer bei nur einem Heizelement. Die Heizkammer enthält gleichzeitig ein
Quadrupol-Massenspektrometer. Am nächsten Flansch befindet sich die Bondkammer. In
dieser Kammer werden die Wafer, mit den zu bondenden Seiten zueinander zeigend, in einen
Mechanismus von Abstandshaltern gelegt, der von außen ausgelöst werden kann. Die
Kammer enthält die Möglichkeit, einen mechanischen Druck auf das Waferpaar beim Bonden
auszuüben, und eine Heizplatte für maximal 400°C. Die nächsten drei Kammern wurden im
Rahmen dieser Arbeit ergänzt. In der ersten neuen Kammer befinden sich vier
Elektronenstrahlverdampfer mit je 200 Watt Leistung, mit denen Metalle verdampft werden
können. Je nach Bestückung der Quellen waren das Palladium, Iridium, Eisen, Kobalt und
Nickel in Form von Metalldrähten bzw. Gold, Silber und Antimon, die in Form von Stücken
aus kleinen Graphittöpfchen verdampft wurden. Gleichzeitig befindet sich an dieser Kammer
ein RHEED-System (RHEED- Reflection High Energy Electron Diffraction). Die zweite neue
Kammer beinhaltet einen weiteren Elektronenstrahlverdampfer. Dieser ist mit 6 kW
wesentlich leistungsfähiger. Er wird zum Verdampfen von Platin benutzt. Platin erreicht einen
hohen Dampfdruck erst in der Schmelze bei 1800°C. Das Platin liegt direkt auf einem
wassergekühlten Kupferblock und bildet so beim Verdampfen seinen eigenen Tiegel. Als
dritte neue Kammer wurde eine Lagerkammer für vorgebondete oder schon fertige
Waferpaare installiert, um die Häufigkeit von Ein- und Ausschleusvorgängen so niedrig wie
möglich zu halten. Die achte Kammer beinhaltet die Möglichkeit einer Plasmabehandlung.
Diese wurde im Rahmen dieser Arbeit nicht benutzt, und so diente diese Kammer für andere
Versuche oder auch als ein weiteres Lager.
Die Anlage wird insgesamt von sieben Turbomolekularpumpen, zwei Ionengetterpumpen und
drei Titansublimationspumpen mit Stickstoffkühlung evakuiert, und die Drücke in den
Kammern werden mit Meßköpfen ständig überwacht. In der ersten Einschleuskammer
-8 -10
herrscht ein Druck von 10 mbar, in der zweiten Einschleuskammer 2 ⋅10
mbar, und in der
-11
restlichen Anlage herrschen Drücke von < 4 ⋅10
mbar.
28

3.3.3.1 Die UHV-Bondprozedur
Als Ausgangmaterial für das UHV-Bonden dienen hydrophob gebondete Waferpaare. Diese
werden in die erste Einschleuskammer der UHV-Anlage eingeschleust, und die Kammer wird
auf einen Druck von 10 -8 mbar gepumpt. Von dort wird ein vorgebondetes Waferpaar in die
zweite Einschleuskammer transferiert und mit Hilfe der vier beweglichen Schneidkanten
wieder getrennt. Der obere Wafer wird mit dem Transfermechanismus der zentralen Kammer
direkt in die obere Lage der Heizkammer gebracht. Der untere Wafer wird in der
Wendekammer gedreht, so daß die zu bondende Seite nach unten zeigt, und anschließend in
die untere Lage der Heizkammer gelegt. Durch das Wenden verhindert man, daß während des
Heizens Partikel auf die Oberfläche fallen. Die wassergekühlte Haube wird über die Wafer
gesenkt. Die Wafer werden mit 5 K/min auf maximal 450°C geheizt, dann fünf Minuten bei
dieser Temperatur gehalten und wieder auf Raumtemperatur abgekühlt. Die Desorption des
Wasserstoffs von der Oberfläche wird mit dem Quadrupol-Massenspektrometer überwacht,
und die Rekonstruktion der Oberfläche läßt sich bei Bedarf mit RHEED überprüfen. Nach
dem Abkühlen wird der unten liegende Wafer in der Wendekammer gedreht und in die untere
Lage der Bondkammer gelegt. Den oberen Wafer legt man auf die Abstandshalter. Die Wafer
liegen mit den zu bondenden Seiten zueinander. Durch eine mechanische Vorrichtung werden
die Abstandshalter entfernt, der obere Wafer fällt auf den unteren und die Wafer bonden ohne
zusätzlichen externen Druck.
Für die Untersuchung der Reaktion von ferromagnetischen Metallen mit Silizium beim UHV-
Bonden wurde das ferromagnetische Metall auf hydrophoben oder hydrophilen Wafern
abgeschieden. Das Wachsen der Metallschicht läßt sich mit dem RHEED in situ beobachten.
Anschließend wurde gebondet und dabei teilweise ein Anpreßdruck auf das Waferpaar
ausgeübt. Eine genaue Beschreibung der Versuche erfolgt in Kap. 4.3.
Die Prozedur zur Herstellung der Spin-Valve-Transistoren sei hier an einem Beispiel erläutert.
Nach dem Heizen wird auf die niedrig dotierte Seite des als Emitter fungierenden (100)-
Siliziumwafers Platin abgeschieden. Danach werden in der anderen Aufdampfkammer die
Schichten aus Eisen, Gold und Kobalt abgeschieden. Abschließend folgt eine Schicht Platin.
Der (111)-Siliziumwafer des Kollektors wird nur mit einer Platinschicht bedampft und
anschließend wird Platin auf Platin gebondet. Während des Bedampfens rotiert der Wafer
langsam, um eine größere Homogenität der Schichten zu erreichen.
3.4. Tempern der gebondeten Waferpaare
Die hydrophil und hydrophob gebondeten Waferpaare müssen zur Erhöhung der Bondenergie
getempert werden. Dazu wurden sie direkt nach dem Bonden in einem Dreizonen-Quarzglas-
Rohrofen vom Typ Carbolite ausgeheizt. Die Wafer stehen beim Tempern aufrecht in einem
Waferhalter aus Quarzglas. Die maximal mögliche Temperatur des Ofen ist 1200°C. Das
Tempern geschah immer unter Argon als Schutzgas. Die Aufheiz- und Abkühlrate betrug stets
10 K/min. Dieser Ofen wird nur zum Tempern von Halbleitern verwendet, was eine
Kontamination durch diffundierende Metallionen vermindern soll. Neben ganzen Wafern
wurden für die Untersuchung der strukturellen Entwicklung auch Bruchstücke von UHV-
gebondeten Wafern getempert. Beim Tempern ist darauf zu achten, daß es möglichst mit noch
nicht vorher getemperten Proben geschieht, da mehrfaches Tempern nach den während dieser
Arbeit gewonnenen Erkenntnissen die Ergebnisse verfälschen kann. Das zeigt sich besonders
bei der Blasenentwicklung in hydrophil gebondeten Waferpaaren.
29

3.5. Bestimmung der Bondqualität
Nach dem Bonden von zwei Siliziumoberflächen kann es vorkommen, daß an der gebondeten
Grenzfläche ungebondete Bereiche in Form von Blasen vorhanden sind (siehe Abb.3.1 oben).
Diese inneren Grenzflächen können mit zwei zerstörungsfreien Methoden untersucht werden.
Die einfachste Methode ist die Durchstrahlung mit Licht im nahen Infrarot (IR) (1200 - 1800
mm) [207]. Niedrig dotiertes Silizium ist transparent für Licht dieser Wellenlängen. Nur bei
sehr hoch dotiertem Silizium (>10 19 cm -3 ) versagt diese Methode. Sie beruht auf der Tatsache,
daß der Lichtstrahl an ungebondeten Bereichen teilweise reflektiert wird und mit dem
transmittierten interferiert. Dabei entstehen Newton‘sche Interferenzringe, aus deren Anzahl
und Abstand die Dicke der Blase berechnet werden kann [208]. Die laterale Auflösung dieser
Methode ist mit 1 mm relativ gering. Als Lichtquelle diente eine Infrarotlampe. Zur
Aufnahme des Bildes wurde eine CCD-Kamera vom Typ Hitachi KP-160 CCD verwendet.
Die Kamera war an einen Monitor und an einen Computer angeschlossen. Die Informationen
von der Grenzfläche ließen sich in Echtzeit verfolgen, z.B. die Ausbreitung der Bondwelle.
Die zweite Methode ist die Ultraschallmikroskopie, die eine wesentlich höhere Auflösung
erlaubt [16]. Ein Ultraschallmeßkopf sendet in periodischen Abständen fokussierte Ultraschallimpulse.
Die Ultraschallwellen werden an ungebondeten Bereichen stärker reflektiert als
an Stellen, an denen der Wafer gebondet ist. Die Wellen werden von dem Meßkopf wieder
empfangen und nach der Verarbeitung in einem Computer als Bild dargestellt. Der
verwendete Meßkopf arbeitet mit 100 MHz und erlaubt eine laterale Auflösung von 20 µm.
Zur Untersuchung diente ein Ultraschallmikroskop C-SAM 300 DX der Firma Sonoscan Inc.
Die Kopplung zwischen dem Meßkopf und dem Waferpaar erfolgte über ein Wasserbad, dem
zur Verringerung der Oberflächenspannung etwas Isopropanol zugegeben wurde. Die
Messung erfolgt, indem der Ultraschallmeßkopf das gebondete Waferpaar abrastert. Das
erfordert eine lange Meßzeit. Daher sind zeitliche Aussagen mit dieser Methode nur bedingt
möglich. Abbildung 3.1 zeigt ein UHV-gebondetes Waferpaar im Infrarot-
Durchstrahlungsbild und als ultraschallmikroskopische Aufnahme.
Abb.: 3.1: Infrarot-Durchstrahlungsbild und ultraschallmikroskopische Aufnahme eines
UHV-gebondeten Waferpaares.
30

Eine weitere Methode zur Charakterisierung von gebondeten Grenzflächen ist die
Bestimmung der Bindungsenergie. Eine einfache Möglichkeit zur Bestimmung dieser Energie
ist der Klingentest [209]. Dazu wird eine sehr dünne Rasierklinge (80-150 µm) der Dicke h
am Rand des gebondeten Waferpaares parallel zur Oberfläche eingeschoben. Dabei öffnet
sich die Grenzfläche lokal. Dieser Vorgang kann mit der IR-Kamera verfolgt werden. Nach
der Einstellung eines Gleichgewichts zwischen der elastischen Verbiegung des Wafers EB und
der Adhäsionsarbeit WA läßt sich eine Öffnung der Länge L beobachten. Daraus läßt sich
nach Gleichung (3.1.) die Grenzflächenenergie („Bondenergie“) γ berechnen.
2
3
3E
h D
W A = 2 γ = E B =
(3.1)
4
16 L
E ist der Elastizitätsmodul für Silizium in der Kristallrichtung der Rißausbreitung und D ist
die Dicke des Wafers. Der E-Modul für (100)-Silizium ist 180.5 GPa [210]. Diese Methode
ist nicht besonders genau, da die Rißlänge aus dem IR-Durchstrahlungsbild bestimmt wird.
Die Kontrastgrenze des IR-Durchstrahlungsbildes zeigt nicht genau die tatsächliche Position
der Rißkante. Da die Rißlänge mit L 4 in die Formel (3.1) eingeht, ist der meßtechnische
Fehler nicht zu vernachlässigen. Zum Abschätzen der Bondenergie im Rahmen dieser Arbeit
reicht diese Methode jedoch völlig aus. Bondenergien über 2000 mJ/m 2 lassen sich so nicht
bestimmen, da solche Energien der Bindungsenergie in massivem Silizium entsprechen und
das Silizium beim Einführen der Klinge zerbricht.
3.6. Strukturierung und Kontaktierung der Proben
3.6.1. Elektrische Kontaktierung der gebondeten Strukturen
Nach der Bestimmung der Bondqualität wurden die Wafer elektrisch kontaktiert. Die Wafer
wiesen auf der Rückseite eine höher dotierte Schicht auf oder waren komplett hochdotiert. Zur
Erzielung eines Ohmschen Kontakts wurde Metall auf die Rückseiten aufgebracht. Die
Siliziumoxidschicht wurde zuvor mit Flußsäure entfernt, und dann wurde je nach Dotierung
unterschiedlich verfahren. Die p-dotierten Wafer wurden in einer Vakuumanlage mit 100 nm
Gold und 1 µm Aluminium beschichtet. Auf die n-Wafer wurde nur 1 µm Aluminium
aufgedampft. Gold erzeugt auf p-Silizium eine sehr niedrige Schottkybarriere und Aluminium
auf n-Silizium [193]. Zuerst wurden die Wafer mit der Lock-in-Thermographie untersucht.
Anschließend wurden aus dem Zentrum der Wafer 3×1 mm 2 große Stücke gesägt.
Bondgrenzfläche
Stromkontakt
Stromkontakt
Spannungskontakt
Spannungskontakt
Abb. 3.2: Vierpunktkontaktierung der elektrischen Meßproben.
31

In der Mitte wurden die Stücke 200 µm von oben und unten eingesägt. Somit entstanden vier
Kontaktflächen für die später verwendete Vierpunktmeßmethode. Zur Stabilisierung und zum
Einbau in den Kryostaten wurde die Probe auf einen Transistorsockel geklebt. Zuvor war in
die Mitte des Transistorsockels eine dünne Glasscheibe geklebt worden, um die Probe vom
Sockel elektrisch zu isolieren. Auf diese Glasscheibe wurde die Probe nun hochkant
aufgeklebt, so daß die Kontaktflächen zur Seite zeigten (Abb. 3.2). Die Flächen wurden mit
Leitsilber und dünnem Kupferdraht kontaktiert. Die Enden des Kupferdrahtes wurden an die
Kontakte des Transistorsockels gelötet und die Kontaktierung und gegenseitige Isolierung
durch Leitfähigkeitsmessungen überprüft.
Für die Hochstrommessungen wurden ganze Wafer verwendet. Die Wafer wurden in den
Produktionsprozeß der Infineon AG integriert und prozessiert. Aufgrund teilweiser Bonddefekte
im Randbereich wurde vorher der Rand mit einem Laser abgetrennt. Die
verbleibenden Wafer hatten einen Durchmesser von 85 mm. Auf die Wafer wurde eine 20 µm
dicke Aluminiumschicht aufgedampft, wobei zum Rand ein Bereich von 5 mm frei blieb.
Prozeßbedingt war nur Aluminium als Kontaktierungsmetall möglich.
3.6.2. Strukturierung der Spin-Valve-Transistoren
Der gebondete Wafer mit der Spin-Valve-Struktur wird durch Brechen geviertelt. Ein Viertel
davon wird strukturiert (vgl. Abb. 3.3). Dazu muß der (100)-Emitterwafer durch selektives
Ätzen abgedünnt werden. Hierzu legt man das Bruchstück in eine 90°C heiße, 22 prozentige
Lösung von Tetramethylammoniumhydroxid (TMAH). Das TMAH ätzt Silizium anisotrop.
Es löst (100)-Siliziumflächen, greift aber (111)-Siliziumflächen fast nicht an [211]. Es wird
geätzt, bis der (100)-Wafer auf 20-40 µm abgedünnt ist. Dazu wird nach sieben Stunden das
erste Mal die Dicke gemessen. Bei bekannter Ausgangsdicke wird der Ätzverlauf jetzt
überwacht, bis die gewünschte Dicke erreicht ist. Nun werden aus dem Viertel 1 cm 2 große
Stücke gesägt. Mit einem Randstück wird die Ätzrate bestimmt. Dazu mißt man die Dicke,
legt das Stück in die TMAH-Lösung und stoppt die Zeit, bis man die Metallschicht sieht. Mit
bekannter Ätzrate wird nun ein Stück aus der Mitte auf genau 20 µm gedünnt (Bild a). Zur
Strukturierung der Transistoren wird die Photolithographie verwendet. Dazu klebt man die
Probe auf einen Teller, bringt einen Tropfen Fotolack in der Mitte auf und rotiert den Teller
erst mit 50 U/min fünf Sekunden lang und dann eine Minute lang bei 6000 U/min. Die Dicke
des Fotolacks beträgt nun 1-2 µm. Der Lack wird auf einer Heizplatte bei 90°C eine Minute
lang gehärtet. Anschließend wird eine Maske mit mehreren 200 µm×200 µm großen
Quadraten auf das Stück gelegt und der Fotolack in einem UV-Belichtungsgerät 45 Sekunden
lang belichtet. Danach wird die Probe eine Minute auf 120°C geheizt und anschließend der
Fotolack mit einem Entwickler teilweise entfernt. Der Fotolack löst sich dort auf, wo das UV-
Licht hingelangt (Bild b). Nun wird die Probe mit Wasser gespült und zur Entfernung der
Oxidschicht 45 Sekunden in gepufferte Flußsäure (HF/NH4F) gelegt. Auf diese Struktur wird
nun in einer Hochvakuumanlage erst eine 10 nm dicke Schicht Chrom gesputtert und danach
eine 100 nm dicke Goldschicht aufgedampft. Das gesputterte Chrom produziert einen
Ohmschen Kontakt zum Silizium. Danach folgt in einem anderen Elektronenstrahlverdampfer
eine 200 nm dicke Schicht aus Siliziumoxid. Diese dient zum Schutz der Goldschicht bei der
weiteren Behandlung (Bild c). Nun wird die Probe in einem Ultraschallbad mit Aceton 5-20
Sekunden lang behandelt, wobei sich der Fotolack komplett ablöst (Bild d). Anschließend legt
man die Probe wieder in die TMAH-Lösung, bis das gesamte (100)-Silizium abgeätzt ist und
man die Metallschicht erkennt. Dort, wo das Gold war, bleibt das Silizium stehen (Bild e).
Nun folgt zur Prozessierung der Metallbasis ein zweiter Lithographieschritt. Dazu wird
32

wieder Fotolack aufgebracht und eine Maske mit Strukturen der Abmessungen 250 µm×500
µm auf die schon prozessierten Strukturen gelegt. Da jetzt die Oberseite geschützt ist, wird
nun auf das (111)-Silizium ein elektrischer Kontakt für den Kollektor durch eine
Chrom/Gold-Schicht aufgebracht. Danach wird belichtet, entwickelt (Bild f) und mittels
Ionenstrahlätzen (2 h bei 1 kV) die freiliegende Metallschicht weggesputtert (Bild g). Der
Fotolack wird komplett entfernt, es wird mit Wasser gespült und dann mit gepufferter
Flußsäure auch das Siliziumoxid aufgelöst. Die oberste Siliziumschicht wird durch das
Ionenstrahlätzen amorphisiert. Das führt zu einem hohen Leckstrom an der Kollektorbarriere.
Daher legt man die Probe zwei Minuten lang in TMAH-Lösung, um die amorphisierte
Siliziumschicht zu entfernen (Bild h). Nun werden die fertigen Transistoren elektrisch
kontaktiert. Dazu klebt man das prozessierte Stück mit Leitsilber auf eine Leiterplatte. Den
Emitter und die Metallbasis kontaktiert man mit einem Drahtbonder. Mit diesem Gerät wird
mit Ultraschall ein dünner Golddraht auf das Bauelement und auf die Leiterplatte kalt
geschweißt und so eine makroskopische Kontaktmöglichkeit geschaffen. Das Ergebnis sind
Spin-Valve-Transistoren mit einem 200 × 200 µm 2 großen Emitter und einer 250 × 500 µm 2
großen Metallbasis.
Si
Metallbasis
n-(111) Si
n + - Si-Schicht
a)
SiO 2
Au
Si
Metallbasis
n-(111) Si
n + - Si-Schicht
c) d)
Au
Si
Metallbasis
n-(111) Si
n + - Si-Schicht
e) f)
Fotolack
n-(111) Si
n + - Si-Schicht
Au
Au
Si
Metallbasis
g) h)
Si
Metallbasis
n-(111) Si
n + - Si-Schicht
b)
Au
Si
Metallbasis
n-(111) Si
Au
Si
Metallbasis
n-(111) Si
Au
Si
Metallbasis
n-(111) Si
Au
Fotolack
n + - Si-Schicht
n + - Si-Schicht
Au
n + - Si-Schicht
Fotolack
Abb. 3.3: Schematische Darstellung der Prozessierung des Spin-Valve-Transistors.
33

Zur Abschätzung des magnetfeldabhängigen Widerstandes wurde vor dieser aufwendigen
Prozessierung der CIP-Widerstand gemessen. Dazu wurde ein 5×10 mm 2 großer Streifen aus
dem Wafer gesägt und mit TMAH der (100)-Siliziumwafer komplett entfernt. Die
freiliegende Metallschicht wurde mit zwei Golddrahtkontakten versehen. Es wurde auf eine
Vierpunktkontaktierung verzichtet, da die Kontaktwiderstände vom Gold zur Metallschicht
vernachlässigbar klein waren und es sich nur um einen Vorversuch handelte.
3.7. Lock-in-Thermographie
Die Lock-in-Thermographie ist eine Methode zur zerstörungsfreien und kontaktlosen
Abbildung von Defekten in Halbleiter-Bauelementen. Mit ihr können Leckströme in
integrierten Schaltkreisen oder in Solarzellen abgebildet werden. Das Prinzip besteht aus der
Detektion einer lokalen Temperaturmodulation in der Probe. Die Temperaturmodulation wird
durch eine von außen eingebrachte elektrische Verlustleistung erzeugt.
Am Max-Planck-Institut für Mikrostrukturphysik ist seit 1997 von Otwin Breitenstein ein
hochempfindliches Lock-in-Thermographie-System entwickelt worden [212-216]. Im Gegensatz
zu früheren Meßsystemen erlaubt es eine Signalauflösung von 10 µK nach 1000
Sekunden Meßdauer bei einer Ortsauflösung von 5 µm. Das System besteht aus einer
schnellen hochempfindlichen Infrarotkamera (Focal Plane Array Kamera mit InSb-Sensor)
mit 128×128 Pixeln Auflösung. Die Kamera arbeitet mit einer Bildrate von 200 Hz und einer
Pixelrate von 3,5 MPixel/s und sendet die Signale an zwei parallel arbeitende Frame-Grabber-
Karten in einem PC. Die gesamte Bildbearbeitung erfolgt auf den beiden Frame-Grabber-
Karten, die einen digitalen Signalprozessor und 2 MB RAM enthalten.
Das Prinzip der Lock-in-Thermographie besteht aus der periodischen Anregung von
Wärmequellen in der Probe, hier in der gebondeten Grenzfläche, und der anschließenden
Detektion der Oberflächentemperaturmodulation. Dazu wird an die Probe eine mit einer
Lock-in-Frequenz modulierte Spannung (2,7 Hz) angelegt. Die in der Probe fließenden
Ströme bilden lokale periodische Wärmequellen, die detektiert werden. Die Kamera detektiert
Wellenlängen zwischen 3 und 5 µm. Der InSb-Sensor in der Kamera wird mit flüssigem
Stickstoff gekühlt. Die Kamera wird durch einen Controller gesteuert. Jedes Pixel in einem
Einzelbild wird online lock-in korreliert, d.h. in zwei Kanälen mit sin- und cos-
Gewichtungsfaktoren multipliziert. Diese Faktoren approximieren harmonische Funktionen
und sind zur Lock-in-Frequenz synchronisiert. Die Addition der gewichteten Bildinformationen
ergibt das 0°- und 90°-Bild. Daraus kann das Amplituden- und das Phasenbild
berechnet werden. Die Wärmequellen an der gebondeten Grenzfläche liegen 525 µm unter der
Oberfläche. Die entstehenden Wärmewellen breiten sich kugelförmig aus und werden durch
das Silizium exponentiell gedämpft. Die Meßfrequenz muß optimiert sein, damit man die
Stromdichteverteilung von der Grenzfläche erhält und nicht die der Metallkontakte auf den
Rückseiten der Wafer. Durch diese Effekte sinkt die Auflösung bei Abbildung eines
Waferpaares auf ~1 mm. Für die Untersuchungen war diese Auflösung jedoch ausreichend.
Zur Aufnahme eines Thermographiebildes wurde das gebondete Waferpaar auf einen
Probenhalter gelegt. Auf dem Wafer lag eine 12,5 µm dicke Nickelfolie, die zum Rand 3 mm
Abstand hatte. Das Ganze wurde mit einer schwarz lackierten Folie bedeckt. Durch ein
Vakuum hielt sich der Wafer auf dem Probenhalter und die Folie schmiegte sich an die
Oberfläche an. Die schwarze Lackierung der Folie erhöht die Infrarot-Emissivität. Die
Nickelfolie diente zur elektrischen Kontaktierung und homogenen Stromeinspeisung. Die
Unterseite des Waferpaares wird durch den Probenhalter aus Kupfer elektrisch kontaktiert.
34

3.8. Elektrische Messungen
Zur Charakterisierung der elektrischen Eigenschaften wurden an den 3×1 mm 2 großen Proben
die Strom-Spannungs- (I-U) und die Kapazität-Spannungs-Kurven (C-V) temperaturabhängig
aufgenommen. Zur Messung war ein Testpoint-Programm erstellt worden, das die Spannung,
den Strom und die Temperatur regelte und die Meßdaten aufnahm. Die I-U-Messung erfolgte
mit einer Stromquelle vom Typ Hewlett-Packard Modular DC Source 4142B. Die C-V-
Messung wurde realisiert mit einem Precision LCR Meter 4284A von Hewlett-Packard. Es
waren Frequenzen von 20 Hz bis 1 MHz möglich. Zur Messung der Spannung diente ein
Keithley 2000 Multimeter. Die Temperatur wurde über einen Eigenbauregler auf der Basis
eines Eurotherm-Moduls geregelt. Mit einem stickstoffgekühlten Kryostaten waren
Meßtemperaturen zwischen 77 K und 370 K möglich.
Die Proben wurden nach der Vierpunkt-Methode kontaktiert und gemessen (vgl. Abb. 3.2).
An den Stromkontakten wurde ein Strom eingespeist und an den Spannungskontakten die
Spannung durch eine Kompensationsschaltung stromlos gemessen. Der vom Strom abhängige
Spannungsabfall an den Kontakten (und damit eine Verfälschung der an der Grenzfläche
anliegenden Spannung) wird dadurch vermieden. Der Widerstand der Grenzfläche ist meist
größer als der Materialwiderstand des Wafers. Zur Überprüfung der Meßmethode wurde die
Strom-Spannungsverteilung für eine Probe berechnet [217]. Der eine Wafer wurde mit 13×72
0,07 Ω-Widerständen simuliert, der andere Wafer mit 13×72 0,2 Ω-Widerständen, und die
Grenzfläche soll einen Widerstand von 100 Ω aufweisen. Der Einfluß der höher dotierten
Rückseite wurde durch 0.01 Ω-Widerstände an den Kontaktgebieten simuliert. Das in
Abbildung 3.4 dargestellte Ergebnis dieser Simulation zeigt eine geringe Spannungsdifferenz
an den Kontakten. Nahezu der gesamte Spannungsabfall findet an der Grenzfläche statt.
Die Hochstrommessungen wurden durch die Firma Infineon durchgeführt. Die prozessierten
Wafer wurden mit einem Anpreßdruck von 0,5-1 kN/cm 2 kontaktiert, der Strom angelegt und
die abfallende Spannung gemessen.
Spannung in Volt
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
Stromkontakt Spannungskontakt
gebondete
Grenzfläche
Stromkontakt Spannungskontakt
Abb. 3.4: Simulierte Spannungsverteilung an einer Vierpunktmeßprobe (vgl. Abb. 3.2).
35

3.9. Spreading-Resistance-Messungen
Spreading-Resistance-Messung, die Messung des Ausbreitungswiderstandes, ist eine Methode
zur Bestimmung von Dotierungsprofilen. Sie wurde in dieser Arbeit zur Untersuchung von
Dotierungsänderungen in der Nähe der Grenzfläche benutzt.
Dazu wurde ein Stück aus dem Zentrum des gebondeten Waferpaares auf einen Probenhalter
geklebt, unter einem Winkel von 10° zur Grenzfläche spiegelpoliert und gemessen. Die
Messung erfolgte mit dem System SSM 130 der Firma Solid State Measurement. Zur
Messung wird eine Zweispitzensonde benutzt. Die Meßspitzen werden auf die
Probenoberfläche abgesenkt und der Strom zwischen den Spitzen in Abhängigkeit von der
Spannung gemessen. Für den Ausbreitungswiderstand RS gilt theoretisch: R S = ρ/2 D . ρ ist
der spezifische Widerstand und D der Abstand der Meßspitzen [218]. Praktisch gilt dieser
Zusammenhang jedoch nicht exakt, und man führt einen Korrekturfaktor K(ρ) ein. Es gilt
( ) D
nun: = K ρ ⋅ρ/2
. Der Korrekturfaktor muß mit Eichproben experimentell ermittelt
R S
werden. Dafür standen pro Dotierung jeweils acht Eichproben bekannter Dotierung zur
Verfügung. Die angelegte Spannung betrug 10 mV. Der Spitzenabstand lag bei 80 µm und die
Auflagekraft 100 mN. Die Messung erfolgte senkrecht zur gebondeten Grenzfläche. Aus den
gemessenen ρ-Werten konnte nach den Daten von Sze [193] die Konzentration der
Dotieratome bestimmt werden.
10°
Meßspitzen
gebondete Grenzfläche
Abb. 3.5: Spreading-Resistance-Messung an einem gebondeten Waferpaar.
3.10. Magnetische Messungen
Zur Bestimmung des Magnetowiderstandes wurden die CIP-Proben bzw. die Spin-Valve-
Transistoren auf einen Kupferblock zwischen die Polschuhe eines Elektromagneten gelegt.
Die Metallschichten lagen in der Ebene des homogenen Magnetfeldes. Der Kupferblock
konnte bei Bedarf mit flüssigem Stickstoff gekühlt werden. Als Stromquelle diente wieder die
Stromquelle Hewlett-Packard Modular DC Source 4142B. Gesteuert wurde die Messung
durch ein selbstentwickeltes Meßprogramm auf der Basis von Testpoint.
Zuerst wurde der Magnetowiderstand der CIP-Probe einer gebondeten Spin-Valve-Struktur
ermittelt. Dazu legte man an die Probe eine Spannung von 100 mV an, änderte das
Magnetfeld und maß den Strom. Ließ sich ein magnetfeldabhängiger Effekt erkennen und
schalteten die ferromagnetischen Schichten unabhängig voneinander, wurden aus dem
Waferpaar Spin-Valve-Transistoren hergestellt. Eine genauere Erläuterung dieser Kriterien
erfolgt in Kapitel 4.4.
Zur Messung des Spin-Valve-Transistors wurde an den Emitter eine Spannung in Durchlaßrichtung
so angelegt, daß ein Strom von 2 mA floß. Der Strom zwischen der Metallbasis und
dem Kollektor wurde ohne eine angelegte Spannung gemessen. (vgl. Abb. 2.13 in Kap. 2.3.)
36

3.11. Röntgenreflektometrie
Mit der Röntgenreflektometrie lassen sich auf einfache Weise Dicken und Rauhigkeiten von
dünnen Schichten bestimmen. Die Untersuchung erfolgte mit einem Vierkreisdiffraktometer
X´Pert MRD der Firma Philips. Das Gerät arbeitet mit CuKα-Strahlung der Wellenlänge
0,15406 nm. Zur Messung der Schichtdicken bedampfte man im UHV einen einzelnen Wafer
mit Metall. Dieser Wafer wurde in einer Eulerwiege gelagert. Mit Hilfe der θ-2θ-Messungen
für kleine Winkel θ und eines Simulationsprogramms ließen sich die Schichtdicken auf der
Waferoberfläche bestimmen.
3.12. Elektronenmikroskopische Untersuchungsmethoden
Die Struktur der gebondeten Grenzflächen wurde mit Hilfe der Transmissionselektronenmikroskopie
(TEM) untersucht. Dazu standen zwei Transmissionselektronenmikroskope zur
Verfügung, ein Philips CM 20 Twin mit 200 kV Beschleunigungsspannung und ein
hochauflösendes Jeol 4010 mit 400 kV Beschleunigungsspannung.
Die Bondgrenzflächen wurden im Querschnitt und in der Draufsicht untersucht. Die
Draufsicht beobachtete man im sogenannten 25°-Schnitt [219]. Dazu wird der Wafer so
gesägt, daß die Bondgrenzfläche und der Schnitt einen Winkel von 25° bilden. Im TEM wird
die Probe dann um 25° gekippt, und so war eine Draufsicht auf die gebondete Grenzfläche
möglich (Abb. 3.6).
Die Präparation der TEM-Proben sei hier anhand der Querschnitte kurz beschrieben: Zuerst
werden 5×5 mm 2 große Stücke aus dem Wafer gesägt und diese durch Aufkleben von 1,5 mm
dicken Siliziumstücken stabilisiert. Davon werden mit einer Diamantdrahtsäge senkrecht zur
Grenzfläche 500 µm dicke Scheiben abgesägt. Aus diesen Scheiben wird mit einem 3 mm
Ultraschallbohrer die TEM-Probe heraus gebohrt. Diese Probe wird nun geschliffen, poliert
und mit einem sog. Dimpler, einem Muldenschleifgerät, in der Mitte beidseitig bis auf eine
Enddicke von 10 µm gedünnt. Mit einer Ionenabdünnapparatur (PIPS-Precision Ion Polishing
System) dünnt man mit 4 kV unter einem Winkel von 6° solange, bis in der Mitte ein kleines
Loch entstanden ist. Am Rand dieses Loches ist die Probe mit dem Elektronenstrahl
durchstrahlbar. Eine TEM-Probenpräparation war nur bei Proben möglich, die Bondenergien
über 800 mJ/m 2 aufwiesen, da sonst die Proben bei der Präparation zerfielen.
Wafer 1
Wafer 2
25°
Sägeschnitte
Bondgrenzfläche
Elektronenstrahl
Abb. 3.6: Herstellung und Untersuchungsprinzip einer 25°-Draufsicht-Probe.
37

4. Ergebnisse und Diskussion
4.1. Struktur gebondeter Grenzflächen
Hier sollen die Ergebnisse der Strukturuntersuchungen gebondeter Grenzflächen dargestellt
werden. Zuerst wird dabei auf hydrophobe und UHV-gebondete Grenzflächen eingegangen.
Es folgen Ergebnisse hydrophil gebondeter Strukturen und ein Modell zur Entwicklung der
nanoskopischen Hohlräume an der Grenzfläche. Abschließend wird eine Möglichkeit zur Herstellung
von absoluten Drucksensoren auf der Basis UHV-gebondeter Strukturen vorgestellt.
4.1.1. Hydrophobe Grenzflächen
Hydrophob gebondete Wafer weisen bei Raumtemperatur eine niedrige Bindungsstärke auf.
Kovalente Bindungen bilden sich erst beim Tempern. Nach dem Tempern bei 450°C für zwei
Stunden sind an der Grenzfläche große Blasen zu erkennen. Diese mit Wasserstoff gefüllten
Blasen haben einen Durchmesser von 5-10 mm (vgl. Abb. 4.37)
Aus einem bei 450°C getemperten Waferpaar wurde eine TEM-Querschnittsprobe aus einem
gebondeten, blasenfreien Bereich hergestellt. Im Querschnitt erkennt man eine unregelmäßige
Schicht an der Grenzfläche. Die Dicke dieser Schicht ist ungefähr 1 nm. Kippt man die Probe
um 10-20° vom genutzten -Pol und defokussiert etwas, lassen sich in den dünnen
Bereichen Strukturen abbilden. Durch Unterfokus- oder Überfokusabbildungen (1-3 µm
Defokus) der gekippten Probe sind einzelne streifenförmige Gebilde zu erkennen (Abb. 4.1).
Bei den Kontrasten handelt es sich Fresnelkontraste, die von sehr flachen nanoskopischen
Hohlräumen in der Grenzfläche herrühren. In der fokussierten Aufnahme erkennt man keine
Hohlräume. Kippt man die Probe weiter in Richtung einer Draufsicht auf die Grenzfläche,
sinkt die durchstrahlte Dicke der nanoskopischen Hohlräume, und der Kontrast verschwindet.
Die nanoskopischen Hohlräume zeigen eine unregelmäßige Anordnung und liegen flächenhaft
in der Bondebene. Ihre laterale Ausdehnung liegt in der Größenordnung von 15 nm. Der
Bedeckungsgrad der Grenzfläche mit nanoskopischen Hohlräumen läßt sich mit ca. 40 %
abschätzen. An den 25°-Schnitten ließen sich keine Hohlräume abbilden. Es fanden sich nur
Rotations-Moiré-Muster, und es gab keine Versetzungen an der Grenzfläche.
Tempern bei 650°C für zwei Stunden läßt die Dicke der nanoskopischen Hohlräume auf
ungefähr 2 nm steigen, und die flächenhafte Ausdehnung sinkt. Sie werden sphärisch. Der
Bedeckungsgrad der Grenzfläche mit Hohlräumen verringert sich auf 20-25% [61,63].
Abb. 4.1: Nanoskopische Hohlräume an einer hydrophoben Grenzfläche nach Tempern bei
450°C, Probe um 10°igekippt, Abbildung im Unterfokus.
38

Nach dem Tempern für zwei Stunden bei 1000°C sind an der Grenzfläche keine makroskopischen
Blasen mehr zu erkennen. Mikroskopisch haben sich Versetzungsnetzwerke
ausgebildet. Im 25°-Schnitt sind nun nanoskopische Hohlräume an der Grenzfläche sichtbar.
Die Abbildung 4.2 zeigt zwei Grenzflächen als Hellfeldabbildungen in der Draufsicht. Die
Aufnahmen wurden im Vielstrahlfall aufgenommen. Die Versetzungsstruktur entsteht durch
den Verdrehungs- und den Kippwinkel der Wafer zueinander. Beim Bonden läßt sich ein
kleiner Verdrehungswinkel zwischen den beiden Wafern nicht vermeiden. Eine zusätzliche
Verkippung um eine Achse in der Grenzfläche resultiert aus der Abweichung der polierten
Waferoberflächen von der idealen (100)-Orientierung. Diese Abweichung, der Fehlschnitt der
Wafer, liegt typischerweise zwischen 0,05 und 0,1°. Durch die Abweichung von der idealen
(100)-Oberfläche treten an der Oberfläche Stufen auf. Der Verdrehungswinkel bewirkt die
Ausbildung der regelmäßigen quadratischen Netzwerke aus Schraubenversetzungen und der
Kippwinkel zusätzliche Versetzungslinien mit einer Stufenkomponente, die mit den
Schraubenversetzungen reagieren.
Abb. 4.2: Einfluß unterschiedlicher Verdrehungswinkel und nanoskopische Hohlräume an
hydrophoben Grenzflächen nach dem Tempern bei 1000°C: Verdrehungswinkel oben 1,9°
und unten 0,06°.
39

Dabei bilden sich Dreifachknoten in den Netzwerken, an denen die Schraubenversetzungen
um eine halbe Maschenweite verschoben sind. Die Reaktionsversetzungen verlaufen
zickzackförmig und bestehen aus leicht verspannten 60°-Versetzungen. Sie wurden schon bei
Untersuchungen von Korngrenzen in massivem Silizium gefunden [219]. Aus den Abständen
θ bestimmen:
der Versetzungen lassen sich der Verdrehungswinkel θ und der Kippwinkel
R K
⎛ θ R ⎞ b
2 ⋅ sin ⎜ ⎟ = und
⎝ 2 ⎠ L
S
a
tan θ K = (4.1)
2L
L S ist der Abstand der Schraubenversetzungssegmente, L K der Abstand der 60°-
Versetzungen, b der Betrag des Burgersvektors vom Typ a/2 und a die Gitterkonstante
des Siliziums. Aus entsprechenden großflächigen Abbildungen ließ sich der Kippwinkel in
beiden Proben zu 0,03° bestimmen. In Abbildung 4.2 oben ist der Verdrehungswinkel 1.9°
und das Schraubenversetzungsnetzwerk ist sehr eng. Abbildung 4.2 unten zeigt eine Probe,
die mit 0,06° einen sehr kleinen Verdrehungswinkel hat. Die Maschen des resultierenden
Schraubenversetzungsnetzwerkes sind sehr weit. In dem engmaschigen Netzwerk lassen sich
die 60°-Versetzungen besser erkennen. Die Verschiebung um eine halbe Maschenweite wird
hier deutlich. Man erkennt wieder nanoskopische Hohlräume an der Grenzfläche. Deren
Dichte beträgt in beiden Fällen 1,3⋅ 10 10 cm -2 . In der Probe mit kleinem Verdrehungswinkel
erkennt man einige sehr große Hohlräume, die an Versetzungslinien liegen, während in der
anderen Probe alle Hohlräume ungefähr gleich groß erscheinen. Die Hohlräume sind gereift
und werden von (111)- und (100)-Flächen begrenzt. Sie haben die Form von abgestumpften
Oktaedern. (Abb. 4.3). Ihre Größe ist teilweise bis auf 30 nm angewachsen. Die Bedeckung
der Grenzfläche mit nanoskopischen Hohlräumen hat auf ungefähr 5% abgenommen.
Abb. 4.3: Oktaedrische nanoskopische Hohlräume an einer hydrophoben Grenzfläche nach
dem Tempern bei 1000°C im HRTEM-Querschnitt (- - - - Bondgrenzfläche)
Tempert man die Proben bei 1200°C, ändert sich das Erscheinungsbild der Versetzungsnetzwerke
kaum. An vielen Stellen hat sich interstitieller Sauerstoff in Form von Siliziumoxid
ausgeschieden. Vereinzelt sind noch einige nanoskopische Hohlräume zu finden. Ihr Rand ist
auch von Siliziumoxid bedeckt (Abb. 4.4). In Abbildung 4.4 erkennt man vier nanoskopische
Hohlräume. Zur Erzielung eines besseren Kontrastes des Siliziumoxids kann man die Stelle
auch im Dunkelfeldmodus abbilden. Hierbei nutzt man die in den amorphen Bereichen
gestreute Intensität zur Abbildung, und das Siliziumoxid erscheint hell (Abb. 4.4 rechts). Die
Stelle mit den drei großen Hohlräumen ist besonders interessant. Im Hellfeldbild erkennt man
die Hohlräume und Versetzungen, die kurz vor dem Hohlraum enden. Das läßt auf anderes
Material am Rand schließen. Im Dunkelfeldbild erkennt man dort Kontraste von Siliziumoxid.
Die Hohlräume sieht man nicht, da das Dunkelfeldbild im Fokus aufgenommen wird. Die
Dichte der Siliziumoxidausscheidungen beträgt 1,3⋅ 10 10 cm -2 .
40
K

Abb. 4.4: Siliziumoxidausscheidungen und nanoskopische Hohlräume an einer hydrophoben
Grenzfläche nach dem Tempern bei 1200°C, links Hellfeld- und rechts Dunkelfeldaufnahme.
Das entspricht genau der Hohlraumdichte nach dem Tempern bei 1000°C. Die Siliziumoxidausscheidungen
haben eine oktaedrische Form. Es ergibt sich folgendes Gesamtbild: Das
Tempern bei 1200°C bewirkt die Ausscheidung von Sauerstoff bevorzugt an den Stellen, wo
sich vorher Hohlräume befanden. Kleine Hohlräume werden komplett mit Siliziumoxid
aufgefüllt, und bei großen reicht die Menge an interstitiellem Sauerstoff nicht aus, den
Hohlraum vollständig zu füllen. Diese Annahme wird durch die gleiche Verteilungsdichte
bestätigt. In Abbildung 4.4 erkennt man noch einen weiteren Effekt. Die 60°-Versetzung ist
stark dekoriert mit Siliziumoxidausscheidungen. Die Hohlräume und die späteren Siliziumoxidausscheidungen
scheinen sich dort bevorzugt zu bilden. Schon nach dem Tempern bei
1000°C läßt sich aufgrund schwacher Kontrastwechsel an den Rändern einiger Hohlräume
eine beginnende Ausscheidung von Siliziumoxid vermuten. Die Abbildung 4.5 zeigt eine
TEM-Aufnahme von vollständig mit Siliziumoxid gefüllten Hohlräumen an der Grenzfläche.
Abb. 4.5: Siliziumoxidausscheidungen an einer hydrophoben Grenzfläche nach dem Tempern
bei 1200°C.
41

4.1.2. UHV-gebondete Grenzflächen
Durch UHV-Bonden lassen sich bei Raumtemperatur künstliche Grenzflächen herstellen.
Dabei treten aufgrund der unabgesättigten Bindungen und der nachfolgenden Ausbildung
kovalenter Bindungen hohe Kräfte an der Grenzfläche auf. Durch die Nanorauhigkeit kommt
es dabei zu Verzerrungen von Bindungslängen und Winkeln. Die Struktur der Grenzflächen
wurde an Querschnitten und 25°-Schnitten im TEM untersucht. Eine HRTEM-Aufnahme
eines Querschnittes zeigt Abbildung 4.6. Man erkennt die Gitterebenen der zwei Einkristalle
und die gebondete Grenzfläche als hellen Streifen dazwischen. Die Grenzfläche bildet eine
sehr glatte Linie ohne eine deutliche Zwischenschicht. An vielen Stellen gehen die
Netzebenen quer über die gebondete Grenzfläche, als wäre es ein perfekter Einkristall. An
anderen Stellen mit hellem Kontrast ist die gute Passung gestört. Diese Bereiche haben eine
sehr kleine Ausdehnung. Der hellere Kontrast bedeutet eine höhere Elektronentransparenz in
der Grenzfläche, die verschiedene Ursachen haben kann: Abbildungseffekt durch Phasenverschiebung
aufgrund von Dickenunterschieden der TEM-Probe, Fehlpassung aufgrund
vorhandener Nanorauhigkeiten oder auch geringfügige Grenzflächenkontamination etwa
durch adsorbierte Kohlenwasserstoffe sind denkbar. Nanoskopische Hohlräume, wie in den
hydrophob gebondeten Waferpaaren, konnten in Defokussierungsversuchen an UHVgebondeten
Grenzflächen nicht nachgewiesen werden. Es ist aber nicht auszuschließen, daß
kleinste nanoskopische Hohlräume mit Abmessungen unterhalb der Nachweisgrenze von ca. 1
nm vorhanden sind. Ein Nanometer entspricht ungefähr vier Gitterebenen. Eine oder zwei
fehlende Gitterebenen lassen sich somit nicht auflösen. In 25°-Schnitten ist bei
Durchstrahlung senkrecht zur Grenzfläche kein Versetzungsnetzwerk zu erkennen. Man
beobachtet nur Kontraste eines Rotations-Moirés, das durch die leichte Verdrehung der beiden
Kristallgitter bedingt ist.
Abb. 4.6: HRTEM-Querschnittsaufnahme einer UHV-gebondeten Grenzfläche.
Tempert man UHV-gebondete Proben bei Temperaturen über 800°C, so bilden sich an den
Grenzflächen Versetzungsnetzwerke aus [62]. Für die Untersuchungen wurden Proben bei
1000°C und 1200°C zwei Stunden lang und bei 1100°C 24 Stunden lang getempert. Infolge
der hohen Temperatur diffundiert das Silizium an der Grenzfläche und gleicht die Nanorauhigkeiten
aus. Die Fehlpassung zwischen den beiden Einkristallen wird durch
Versetzungen ausgeglichen. TEM-Aufnahmen der Versetzungsstrukturen nach dem Tempern
auf 1000°C bzw. 1200°C sind in Abbildung 4.7 dargestellt. Der Verdrehungswinkel ist hier
0,27° und der Kippwinkel 0,03°. Die Versetzungsstruktur sieht nach der UHV-Bondung und
der entsprechenden Temperung meist komplizierter aus als nach der hydrophoben Bondung.
42

Abb. 4.7: Versetzungsstruktur an UHV-gebondeten Grenzflächen nach dem Tempern bei
1000°C (links) und bei 1200°C (rechts).
Der Verlauf der 60°-Versetzungen im quadratischen Schraubenversetzungsnetzwerk ist
unregelmäßiger und oft nicht genau zu identifizieren. Außerdem werden häufig geschlossene
Reaktionsversetzungen (Versetzungsringe, vgl. auch Abb. 4.9) beobachtet (Abb. 4.7). Wie
schon beschrieben, können aufgrund der Nanorauhigkeit wenige Gitterebenen fehlen. Die
beim UHV-Bonden wirkenden hohen Kräfte deformieren die Wafer an dieser Stelle. Im
Zentrum nähern sie sich und bonden, während an den Rändern die schon beschrieben Räume
mit den verzerrten Bindungen entstehen. Ein inverses Verhalten erzeugt eine zusätzliche
Gitterebene. Ein Schema der Entstehung dieser Versetzungsringe ist in Abbildung 4.8
dargestellt.
fehlende Gitterebene zusätzliche Gitterebene
UHV
Bonden
1 nm
Abb. 4.8: Prinzip der Entstehung von Versetzungsringen an UHV- gebondeten Grenzflächen.
43

Beim Tempern relaxiert die Grenzfläche, und die ringförmigen Stufen werden als
Versetzungen eingebaut. Diese reagieren mit den Schraubenversetzungen, wechselwirken
auch mit den 60°-Kippversetzungen und bilden komplizierte Versetzungsstrukturen. Ein
solcher Ring besteht aus vier verschiedenen Versetzungssegmenten, die alle einen unterschiedlichen
Burgersvektor aufweisen (Abb. 4.9). Die Ringe können auch großflächiger
ausgedehnt sein (Abb. 4.7). Sie werden dabei immer aus den vier Versetzungen aufgebaut.
Bei diesen Versetzungen handelt es sich um verspannte 60°-Versetzungen. Diese sind
verspannt, da die Versetzungen versuchen, einen Winkel von 120° untereinander auszubilden.
In der Mitte der Versetzungssegmente haben sie einen 45°-Charakter und direkt an den
Knotenpunkten einen 60°-Charakter. Es ließ sich nicht klären, ob die Schleifen durch fehlende
oder zusätzliche Gitterebenen entstehen. Auf den Plateaus, die von der Schleife umschlossen
werden, findet man wieder Schraubenversetzungsnetzwerke. Entsprechende Beobachtungen
wurden nach dem Tempern der Wafer bei 1000°C und bei höheren Temperaturen gemacht.
110 110
Abb. 4.9: Mögliche a/2-Burgersvektoren in der Versetzungsstruktur von UHVgebondeten
und getemperten Grenzflächen.
Frühere Untersuchungen UHV-gebondeter Siliziumgrenzflächen berichten von Versetzungsnetzwerken
schon bei Raumtemperatur [62,220]. Dieses Ergebnis konnte im Rahmen dieser
Arbeit nicht reproduziert werden. Die betreffenden Autoren arbeiten noch im Max-Planck-
Institut, und daher konnte dieses Phänomen diskutiert werden. Es zeigte sich, daß das
Netzwerk sich nur an einer Stelle fand, und daß weitere Proben desselben Waferpaares kein
Versetzungsnetzwerk aufwiesen. Eine Möglichkeit für die Entstehung von Versetzungen
schon bei Raumtemperatur besteht darin, daß beide Wafer einen sehr niedrigen Kippwinkel
und demzufolge einen großen Abstand von Stufen an der Oberfläche aufweisen. Die Wafer
waren an der präparierten Stelle ideal eben und wiesen dort zusätzlich keine Nanorauhigkeit
auf. In diesem Fall lag also an der Grenzfläche nichts vor, was die Bildung von Versetzungen
bei Raumtemperatur behindert hätte.
Beim Ausheizen tritt noch ein weiterer Effekt auf. An der Grenzfläche scheidet sich der
interstitielle Sauerstoff in Form von Siliziumoxid aus. Man beobachtet nach dem Tempern bei
1000°C nur ganz vereinzelt einige Siliziumoxidausscheidungen. Nach dem Tempern bei
44
110
110
011
101
110 110
011
101
110
110

1200°C für 2 h findet man wieder nur vereinzelte Ausscheidungen, jedoch hat sich die Dichte
etwas erhöht (Abb. 4.7). Nach einem Langzeittempern (24 h) bei 1100°C findet man
Siliziumoxidausscheidungen an der ganzen Grenzfläche homogen verteilt vor. Die
Ausscheidungsdichte beträgt 6,5⋅ 10 9 cm -2 . Abbildung 4.10 zeigt diese Grenzfläche unter
kinematischen Hellfeldbedingungen, bei denen die Oxidausscheidungen dunkel erscheinen.
Dieser Effekt ist von Untersuchungen an Korngrenzen in massivem Silizium bekannt [218].
In sauerstoffarmem FZ-Silizium lassen sich selbst nach dem Tempern bei 1300°C keine
Siliziumoxidausscheidungen finden [61]. Ausscheidungen aus Siliziumkarbid, die auf eine
kohlenstoffhaltige Kontamination vor dem Bonden schließen lassen, wurden nicht gefunden.
Abb. 4.10: Siliziumoxidausscheidungen an einer UHV-gebondeten Grenzfläche nach einer
Langzeittemperung (24 h bei 1100°C).
4.1.3. Hydrophile Grenzflächen
Hydrophil gebondete Wafer haften bei Raumtemperatur nur aufgrund von schwachen
Wasserstoffbrückenbindungen aneinander. Die Bondstärke kann durch Tempern erhöht
werden. Es wurde bei unterschiedlichen Temperaturen getempert. Die gewählten Temperaturen
repräsentieren markante Werte aus den Temperaturbereichen der Entwicklung der
Grenzfläche, wie sie in Kapitel 2.1.2. beschrieben wurden. Nach zwei Stunden Tempern bei
Temperaturen von 130°C, 450°C und 700°C befinden sich kleine Blasen (Durchmesser 100-
500 µm) an der Grenzfläche. Sie sind mit Wasserstoff gefüllt, der sich bei den ablaufenden
chemischen Reaktionen bildet. Nach dem Heizen auf Temperaturen über 800°C gibt es keine
Blasen an der Grenzfläche. Weitere Wafer wurden bei 950°C, 1000°C, 1050°C und 1100°C
zwei Stunden lang getempert und dann untersucht. Abbildung 4.11 zeigt den HRTEM-
Querschnitt einer 2 h lang bei 950°C getemperten Probe.
Abb. 4.11: Hydrophile Grenzfläche nach dem Tempern bei 950°C.
45

Man erkennt die zwei Siliziumeinkristalle, die durch eine amorphe Siliziumoxidschicht
getrennt sind. Die Dicke des Siliziumoxids beträgt 2-3 nm. Kippt man die TEM-Probe um 10
bis 20° vom genutzten -Pol und defokussiert etwas, finden sich auch hier nanoskopische
Hohlräume an der Grenzfläche. Die nanoskopischen Hohlräume liegen flächig in
der Mitte der Oxidschicht. Es wurden bei Temperaturen von 130°C bis 1050°C nanoskopische
Hohlräume an der Grenzfläche gefunden. Die Entwicklung der Grenzflächenstruktur beim
Tempern ist in den Abbildungen 4.13-4.16 dargestellt. Bis 950°C ändern die Hohlräume ihre
Form und Größe kaum. Sie haben eine laterale Ausdehnung von 10-30 nm und eine Dicke
von ca. 1 nm. Ab 1000°C läßt sich eine Vergröberung der nanoskopischen Hohlräume
beobachten. Ihre Anzahl sinkt, und die Dicke steigt.
Nach dem Tempern bei 1100°C findet man bei Defokussierungsversuchen keine Hohlräume
mehr. Das Siliziumoxid ist an manchen Stellen durchgebrochen. Dort ist das Silizium
epitaktisch zusammengewachsen und entsprechend dem Verdrehungswinkel haben sich
Schraubenversetzungsnetzwerke gebildet. Rund um die Durchbrüche finden sich große
Spannungsfelder (Abb. 4.12). Die Streifenstruktur in dem dunkel erscheinenden Siliziumoxid
in Abbildung 4.16 kommt nicht durch Fresnelkontraste an Hohlräumen zustande, sondern
scheint durch Dickenänderungen in der Siliziumoxidschicht hervorgerufen zu werden. Diese
Dickenänderung wird durch das Zusammenfallen der Hohlräume bei 1100°C verursacht. An
Stellen, an denen die nanoskopischen Hohlräume vorhanden waren, ist das Siliziumoxid nun
lokal dünner. Die Siliziumoxidschicht beginnt sich aufzulösen. Dort, wo sie sich komplett
aufgelöst hat, entstehen die Durchbrüche.
Abb. 4.12: Spannungsfelder am Durchbruch im Siliziumoxid (vgl. Abb. 4.16).
4.1.4. Modell zur Strukturentwicklung
Hydrophobes Bonden und UHV-Bonden unterscheiden sich nur in einem wesentlichen
Schritt. Beim UHV-Bonden wird die Wasserstoffpassivierung der Wafer vor dem Bonden
entfernt, während beim hydrophoben Bonden der Wasserstoff beim nachträglichen Heizen
wegdiffundiert. Das Resultat ist in beiden Fällen ein gebondetes Waferpaar, das durch
kovalente Silizium-Silizium-Bindungen zusammengehalten wird. Der Unterschied im
Prozeßablauf ändert die Entwicklung der Grenzflächen. Hydrophobe Wafer halten zunächst
durch schwache van-der-Waals-Wechselwirkungen zusammen. Beim Tempern über 450°C
desorbiert der Wasserstoff schrittweise und es bilden sich kovalente Bindungen. Große
wasserstoffhaltige Blasen verhindern den Kontakt der gesamten Grenzfläche.
46

Abb. 4.13: Hohlräume an einer hydrophilen Grenzfläche nach dem Tempern bei 130°C; Probe
um 20° gekippt.
Abb. 4.14: Hohlräume an einer hydrophilen Grenzfläche nach dem Tempern bei 700°C; Probe
um 20° gekippt.
Abb. 4.15: Hohlräume an einer hydrophilen Grenzfläche nach dem Tempern bei 1000°C;
Probe um 20° gekippt.
Abb. 4.16: Durchbruch an einer hydrophilen Grenzfläche nach dem Tempern bei 1100°C;
Probe um 20° gekippt.
47

Die Bondung ist noch nicht durchgängig kovalent. Viele kleine flache nanoskopische
Hohlräume liegen in der Grenzfläche. Bei höheren Ausheiztemperaturen steigt die Anzahl der
kovalenten Bindungen. Der Wasserstoff beginnt entlang der Grenzfläche oder in das Silizium
zu diffundieren. Es bilden sich Versetzungen, die die Fehlpassung an der Grenzfläche
ausgleichen.
Während des Temperns wird die Gesamtenergie, also die Oberflächen- und Grenzflächenenergie,
der Grenzflächen minimiert. Dieser Prozeß verläuft analog zur Ostwald-Reifung. Die
Hohlräume ziehen sich zusammen, ihre Anzahl verringert sich und ihre Form wird sphärisch.
Die Bedeckung der Grenzfläche mit Hohlräumen nimmt ab. Nach dem Tempern auf 1000°C
ist nahezu die gesamte Grenzfläche kovalent gebondet. Die Hohlräume sind gereift, und ihre
Anzahl hat abgenommen. Aus den kleinen sphärischen Hohlräumen sind einige größere
dreidimensionale Hohlräume entstanden. Sie werden beim Wachsen zunehmend von {111}-
und {100}-Ebenen begrenzt und erhalten so ihre oktaederähnliche Form. Das Versetzungsnetzwerk
hat sich komplett ausgebildet. Bei der Entwicklung der nanoskopischen Hohlräume
an der Grenzfläche scheinen sich die Leerstellen in Richtung der Versetzungen zu bewegen
und dort entlang der Spannungsfelder zu wandern, bis sie einen großen Hohlraum oder einen
Knotenpunkt treffen. So findet man bei hohen Versetzungsdichten (Abb. 4.2) viele kleine
Hohlräume. Bei kleinen Versetzungsdichten findet man einige große Hohlräume, da hier nur
wenige Versetzungen zur Verfügung stehen. Größere Hohlräume sammeln sich an 60°-
Versetzungen und dort besonders an den Knotenpunkten. Hier ersetzt der Hohlraum den
Knotenpunkt, was die Energiebilanz senkt.
Die Entwicklung von Versetzungsnetzwerken geschieht in hydrophob gebondeten
Grenzflächen schon bei niedrigeren Temperaturen als bei UHV-gebondeten Grenzflächen. Sie
wurden schon nach dem Tempern bei 520°C beobachtet [61,63].
An der Grenzfläche zwischen UHV-gebondeten Wafern befinden sich nach dem Bonden bei
Raumtemperatur nur selten nachweisbare nanoskopische Hohlräume. Der helle Kontrast im
TEM-Querschnitt kann ein Hinweis auf freies Volumen an der Grenzfläche, aber auch auf
Kontamination sein. Ein Hinweis auf eine ursprünglich vorhandene Nanorauhigkeit sind die
Versetzungsringe in getemperten UHV-Proben. Diese könnten durch das partielle Fehlen
einer Gitterebene und die hohe initiale Bondstärke zustande kommen. Eine zusätzliche
Netzebene hätte ähnliche Auswirkungen. Versetzungsnetzwerke bilden sich erst bei
Temperaturen über 800°C aus.
Dieser signifikante Unterschied scheint am Vorhandensein von Wasserstoff an der
Grenzfläche zu liegen. Der Wasserstoff unterstützt in den hydrophoben Grenzflächen die
Diffusionsvorgänge, so daß die Prozesse an der Grenzfläche bei niedrigeren Temperaturen
ablaufen können. Das freie Volumen an der Grenzfläche bleibt beim Tempern erhalten. Die
nanoskopischen Hohlräume konzentrieren sich an Versetzungslinien, besonders an 60°-
Versetzungen. Diese erlauben durch ihren offenen Versetzungskern eine bevorzugte Diffusion
von Wasserstoff und Silizium. Durch Leerstellenagglomeration und Reste von Wasserstoff
werden die nanoskopischen Hohlräume stabilisiert. Das wird auch in Abbildung 4.2 deutlich.
Bei hohen Versetzungsdichten verteilen sich diese Effekte, und alle Hohlräume sind gleich
groß. Bei großen Versetzungsabständen sammeln sich Wasserstoff und Leerstellen bevorzugt
an den 60°-Versetzungen. Daher findet man nur wenige, aber große nanoskopische
Hohlräume. Versetzungsringe wie in den UHV-Proben findet man in hydrophoben Proben
sehr selten. An hydrophoben Grenzflächen ist die Initialbindung zu schwach, und beim
Tempern werden lokal fehlende Gitterebenen nach Wegdiffusion des Wasserstoffes mit
Silizium aufgefüllt. Nur wenn der Verdrehungswinkel sehr klein ist, lassen sich vereinzelt
48

Ringe beobachten (Abb. 4.2 unten). An UHV-gebondeten Grenzflächen sind sie nach dem
Tempern zahlreich vorhanden und immer zu finden.
Ein weiterer Hinweis auf die Richtigkeit dieses Modell ist die Ausscheidung von
Siliziumoxid. Auch sie findet bei hydrophoben Proben eher statt, da die nanoskopischen
Hohlräume als Senken schon vorhanden sind. Der Wasserstoff diffundiert bei den hohen
Temperaturen in das umgebene Silizium, der interstitielle Sauerstoff diffundiert verstärkt und
bildet das Siliziumoxid. Bei großen Hohlräumen stoppt der Prozeß, da der Wasserstoff im
Siliziumgitter verteilt ist und der nahe interstitielle Sauerstoff nur reicht, um den Rand des
Hohlraums mit Oxid aufzufüllen. Bei UHV-gebondeten Proben gibt es keinen Wasserstoff an
der Grenzfläche. Durch die hohen Bindungskräfte ist die Grenzfläche in einem metastabilen
Zustand eingefroren. Erst höhere Temperaturen ermöglichen eine Relaxation der Grenzfläche.
Diese findet durch eine Selbstdiffusion des Siliziums erst bei Temperaturen über 800°C statt.
Die Ausscheidung von Siliziumoxid geschieht auch nicht bevorzugt an Versetzungen, sondern
findet überall in der Grenzfläche statt. Nach dem Tempern bei 1000°C und 1200°C finden
sich nur vereinzelte Siliziumoxidausscheidungen. Die Ausscheidungsdichte steigt nach dem
Tempern für 24 Stunden bei 1100°C, jedoch ist sie nur halb so groß wie an hydrophoben
Grenzflächen.
Auch bei hydrophilen Wafern finden sich nanoskopische Hohlräume an der Grenzfläche.
Zwischen 130°C und 1000°C ändert sich die Größe und Form der Hohlräume kaum. Auch die
Bedeckung der Grenzfläche mit Hohlräumen bleibt mit ca. 25% nahezu konstant. Bei der
Entwicklung der Bondenergie in Abhängigkeit von der Ausheiztemperatur läßt sich ein
Plateau zwischen 150°C und 800°C beobachten (vgl. Abb. 2.5). Durch die Entdeckung von
nanoskopischen Hohlräumen auch an hydrophilen Grenzflächen, läßt sich die Vermutung von
Gösele und Tong bestätigen, daß die Bondenergie in diesem Temperaturbereich durch kleine
Hohlräume limitiert wird. Das Diagramm in Abbildung 2.5 zeigt Bondenergien nach 100 h
Temperung [16]. Daher ist dort bei 900°C schon eine hohe Bondenergie erreicht, während in
der vorliegenden Arbeit nach dem Tempern auf 950° und 1000°C für zwei Stunden noch
Hohlräume gefunden wurden. Nach dem Tempern bei 1000°C vergröbern sich die
Hohlräume, die kontaktierte Fläche nimmt zu und die Bondenergie steigt in den Bereich des
massiven Siliziums. Bei 1100°C sinkt die Viskosität des Siliziumoxids. Die Hohlräume
schließen sich, das Siliziumoxid beginnt sich aufzulösen, und es bilden sich Durchbrüche in
der Oxidschicht. Das lokale Auflösen und Umlagern des Siliziumoxides findet statt, da
dadurch die Summe der Grenzflächenenergien von Silizium-Silizium-Grenzflächen und
Silizium-Siliziumoxid-Grenzflächen verringert wird [60].
Abschließend läßt sich feststellen, daß die Bildung von nanoskopischen Hohlräumen
offensichtlich von der Nanorauhigkeit vor dem Bonden abhängt. Beim hydrophilen und
hydrophoben Bonden entstehen durch die schwachen Adhäsionskräfte lokal ungebondete
Bereiche, die während des Temperns zunächst erhalten bleiben. Die hohe initiale Bondstärke
beim UHV-Bonden verhindert eine Bildung von nachweisbaren Hohlräumen. Dafür entstehen
dort zusätzliche Versetzungen durch die Nanorauhigkeit.
4.1.5. Absolute Drucksensoren durch UHV-Bonden
Die Eigenschaften der Bondgrenzflächen lassen unterschiedliche Anwendungen zu. Eine
davon ist im Rahmen dieser Arbeit untersucht worden. Mack zeigte in seiner Dissertation
1997 die Möglichkeit der Herstellung von Drucksensoren mit Hilfe des Wafer-Bondens
[221,222]. Er bondete einen mit quadratischen Vertiefungen strukturierten Wafer auf einen
49

unstrukturierten Wafer und stellte so hermetisch abgeschlossene Mikrokavernen her. Der
Nachteil der verwendeten hydrophilen bzw. hydrophoben Bondprozedur lag in der
Gasentwicklung während des Temperns der Wafer. Diese Temperung war für die
mechanische Stabilität der Drucksensoren nötig. Die Wafer waren im Vakuum gebondet
worden, damit die Hohlräume beim Bonden des Wafers nicht mit Luft gefüllt werden. Die bei
der Temperung entstehenden Gase diffundierten jedoch in die Mikrokavernen an der Grenzfläche
und erzeugten einen Druck. Dieser Restdruck, der spätere Referenzdruck, in den
Kavernen stellt ein Problem für Absolutdrucksensoren dar.
Beim Absolutdrucksensor sollte der Referenzdruck möglichst klein sein, um Temperatureffekte
und Variation von Sensor zu Sensor zu vermeiden. Dieses Problem kann mit dem
Bonden im Ultrahochvakuum gelöst werden. Beim Bonden herrscht ein Druck im Bereich
von 10 -10 mbar, und die Oberfläche der Wafer ist hauptsächlich mit unabgesättigten
Bindungen bedeckt. Der Absolutdruck nach dem Bonden in der Kaverne sollte mit dem
während des Bondens übereinstimmen. Zur Überprüfung dieser Idee wurden strukturierte
Wafer von Mack und der Bosch AG im Ultrahochvakuum gebondet. Der eine Wafer enthielt
an der Oberfläche 2-5 mm große Quaderstrukturen, mit einer 10 µm dicken Membran, und der
andere Wafer war unstrukturiert. Die Wafer bondeten im Ultrahochvakuum und schlossen die
Kavernen an der Grenzfläche ein. Das Infrarot-Durchstrahlungsbild und eine ultraschallmikroskopische
Aufnahme zeigt Abbildung 4.17. Unter Normaldruck drückte der Luftdruck
die Kavernen ein. Durch Abpumpen der Luft in einer Vakuumkammer und Beobachtung der
Waferoberfläche konnte der Druck in den Hohlräumen zu

4.2. Elektrische Eigenschaften gebondeter Siliziumgrenzflächen
4.2.1. UHV-gebondete Siliziumgrenzflächen
Wie im vorigen Kapitel gezeigt, lassen sich durch Wafer-Bonden zwei Siliziumwafer
dauerhaft miteinander verbinden. In diesem Kapitel werden die elektrischen Eigenschaften der
Grenzflächen mit der Zielstellung untersucht, hohe Ströme über die gebondete Grenzfläche
fließen zu lassen. Dabei wird hauptsächlich auf die im UHV gebondeten Grenzflächen
eingegangen. Die elektrischen Eigenschaften dieser Grenzflächen wurden bis jetzt nur wenig
untersucht, und die niedrige Prozessierungstemperatur ist ein vielversprechender Ansatz für
die technologische Anwendung des UHV-Bondens.
4.2.1.1. nn- und pp-Übergänge
Nach dem UHV-Bonden sind die Siliziumwafer an der gesamten Grenzfläche miteinander
verbunden. Die Abbildung 3.1 in Kapitel 3.5. zeigt ein UHV-gebondetes Waferpaar im
Infrarot-Durchstrahlungsbild und als ultraschallmikroskopische Aufnahme. Nur im Randbereich
treten einige Defekte auf. Diese stammen von den Schneidkanten, mit denen das
vorgebondete Waferpaar in der Einschleuskammer der UHV-Anlage getrennt worden war.
Als erstes wurde der Stromfluß über das gesamte gebondete Waferpaar untersucht. Dabei
fließt der Strom senkrecht zur gebondeten Grenzfläche, und es findet sich ein linearer
Zusammenhang zwischen Strom und Spannung bei Stromdichten bis 10 mA/cm 2 . Aus dem
Anstieg ∆U/∆I ergibt sich ein Widerstand, der um den Faktor 100 größer ist, als der aus der
Dotierung berechnete. Mit der Lock-in-Thermographie läßt sich die Stromdichteverteilung an
der Grenzfläche beobachten. Die Abbildung 4.18 zeigt eine thermographische Aufnahme des
pp-Überganges mit 16 Ωcm im Vergleich mit dem Infrarot-Durchstrahlungsbild. Die hellen
Bereiche im unteren Bildfeld stammen von der Stromeinspeisung. An dem Waferpaar erkennt
man eine inhomogene Stromdichteverteilung. Die Bereiche am Rand tragen wenig zum
Stromfluß bei und sind dunkler. Der größte Teil des Waferpaares leitet den Strom relativ
homogen. Im oberen Teil des Waferpaares erkennt man einen Bereich, an dem der Strom
besser fließt als in anderen Regionen.
Abb. 4.18: IR-Durchstrahlungsbild und thermographische Aufnahme (Skala hier 0-2 mK)
eines pp-Übergangs.
51

Zur Untersuchung der elektrischen Eigenschaften wurden 3 mm 2 große Stücke aus der Mitte
des Waferpaares präpariert. Die Strom-Spannungs-Kennlinien unterschiedlicher pp-
Übergänge sind in Abbildung 4.19 dargestellt. Bei Spannungen über 0,15 Volt geht der Strom
nahezu in Sättigung und steigt erst für höhere Spannungen wieder superlinear an (kleines Bild
in Abb. 4.19). Aufgrund der großen Fläche und der somit geringen Stromdichte sah man bei
der Messung des gesamten Wafers nur den linearen Teil der in Abbildung 4.19 gemessenen
Kurve.
Stromdichte in mA/cm 2
70
60
50
40
30
20
10
0
-10
-20
-30
-40
-50
-60
-70
10 Ωcm
16 Ωcm
34 Ωcm
175
150
125
100
75
50
25
0
0 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10
-1.0 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
Spannung in Volt
Abb. 4.19: I-U-Kennlinien von pp-Übergängen unterschiedlicher Dotierungen.
Der lineare Anstieg ergibt sich aus dem Term (1-e -eV/kT ) der Gleichung für die thermische
Emission (vgl. Gl. 4.2). Es zeigt sich, daß pp-Übergänge den Strom besser leiten als nn-
Übergänge vergleichbarer Dotierungen. So fließen im pp-Fall bei einer Leitfähigkeit von 10
Ωcm ca. 60 mA/cm 2 bei 1 V, während in der nn-Probe derselben Leitfähigkeit nur 2 mA/cm 2
fließen. Mit zunehmender Dotierung steigt auch die Stromdichte bei einem festen
Spannungswert. Im pp-Fall mit 0,1 Ωcm Leitfähigkeit fließen bei einem Volt 700 mA/cm 2 .
Aus dem Verlauf der I-U-Kurven sieht man, daß der Stromfluß über die gebondete
Grenzfläche durch eine Potentialbarriere behindert wird. Der Stromfluß erfolgt durch
thermische Emission über diese Barriere. Mit der Gleichung der thermischen Emission (vgl.
Kap. 2.2.)
2 − ( ζ+
ΦB
) / kT -eV / kT
J th = A T ⋅ e ⋅ ( 1−
e
∗ ) (4.2)
kann man aus der gemessenen I-U-Kennlinie die Barrierenhöhe in Abhängigkeit von der
angelegten Spannung berechnen. Dabei ergibt sich, daß die Barrierenhöhe mit zunehmender
Spannung sinkt.
Durch Aufnahme der temperaturabhängigen Leitfähigkeit Gth für angelegte Spannungen
eV

Übergang beträgt sie 380 meV bei Raumtemperatur. Für die untersuchten pp-Übergänge mit
10-40 Ωcm hat die Barriere bei Raumtemperatur eine Höhe von 290 – 300 meV. Den
temperaturabhängigen Verlauf der Barrierenhöhe im thermodynamischen Gleichgewicht,
berechnet aus den I-U-Daten, zeigt Abbildung 4.20. Neben dem Leitwert Gth kann auch die
Hochfrequenzkapazität CHF gemessen werden. Nach Gleichung (2.16) läßt sich daraus die
Barrierenhöhe auf einem anderen Weg ermitteln. Ein Vergleich in Abbildung 4.20 für den pp-
Übergang mit 16 Ωcm läßt eine gute Übereinstimmung der unabhängig voneinander
bestimmten temperaturabhängigen Barrierenhöhen erkennen.
Barrierenhöhe in meV
400
380
360
340
320
300
280
260
240
pp-Übergang mit 16 Ωcm
aus I-U-Messungen
aus C-V-Messungen
220
160 180 200 220 240 260 280 300 320 340 360
Temperatur in K
Abb. 4.20: Vergleich der aus Leitwert- und Kapazitätsmessungen bestimmten Barrierenhöhe
Wie in dem Bändermodell einer Korngrenze (vgl. Abb. 2.5) beschrieben, setzt sich die
effektive Barrierenhöhe aus der Barrierenhöhe ΦB und der Lage des Ferminiveaus ξ
zusammen. Aus der Messung des temperaturabhängigen Leitwertes G th ergibt sich zuerst die
effektive Barrierenhöhe, aus der mit Kenntnis der Lage des Ferminiveaus die Barrierenhöhe
berechnet werden kann. Die gemessenen Leitwertkurven für einen nn- und pp-Fall sind in
Abbildung 4.21 dargestellt. Diese Messungen zeigen, daß die effektive Barrierenhöhe
unabhängig von der Temperatur ist. Sie bleibt über den gesamten Temperaturbereich konstant
(Abb. 4.22).
Zur frequenzabhängigen Messung des Leitwertes Gges(ω) und der Kapazität wird eine
Wechselspannung angelegt, deren Amplitude eV

Leitwert G/Temperatur T in S/K
1E-3
1E-4
1E-5
1E-6
1E-7
1E-8
1E-9
1E-10
1E-11
1E-12
1E-13
1E-14
nn-Übergang mit 10 Ωcm
pp-Übergang mit 16 Ωcm
3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5.5
Inverse Temperatur in 1000/K
E t - E V = 530 meV
E C - E t = 550 meV
Abb. 4.21: Temperaturabhängiger Leitwert G verschiedener unipolarer Übergänge.
th
Φ B + ξ in meV
560
550
540
530
520
510
180 200 220 240 260 280 300 320 340 360
Temperatur in K
Abb. 4.22: Temperaturabhängigkeit der effektiven Barrierenhöhe am p16-p16-Übergang.
Bei Temperaturen über 100 K werden die Grenzflächenzustände durch die angelegte
Wechselspannung umgeladen, und die Kapazität und der Leitwert ändern sich frequenzabhängig.
Basierend auf der Leitwertmethode von Nicollian und Goetzberger [179] und den
Ergebnissen von Werner [168] kann man die Zustandsdichte Nss in der Umgebung des
Ferminiveaus aus dem dynamischen Verhalten der Grenzfläche bestimmen.
54

Kapazität in nF/cm 2
30
25
20
15
10
5
T = 263 K
cc1 kHz
c10 kHz
100 kHz
c 1 MHz
-2.0 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0
Spannung in Volt
Abb. 4.23: Frequenz- und Vorspannungsabhängigkeit der Kapazität am p16p16-Übergang.
Kapazität in nF/cm 2
70
60
50
40
30
20
10
0
263 K
253 K
243 K
233 K
223 K
ν = 100 kHz
313 K
303 K
293 K
283 K
273 K
-2.0 -1.5 -1.0 -0.5 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0
Spannung in Volt
Abb. 4.24: Temperatur- und Vorspannungsabhängigkeit der Kapazität am p16p16-Übergang.
Zur Bestimmung der Zustandsdichte nach der Leitwertmethode muß die Oxidkapazität C Ox
aus dem Ersatzschaltbild in Abbildung 2.9 entfernt und dafür der frequenzunabhängige
55

Leitwert G th für den thermisch über die Barriere emittierten Strom hinzugefügt werden
[168]. Das neue Ersatzschaltbild zeigt Abbildung 4.25.
AC δU
C C HF δΦ (ω) SS GSS (ω) Gth Abb. 4.25: Aus Abb. 2.9 abgeleitetes Ersatzschaltbild der Bondgrenzfläche [168].
Für den gemessenen Gesamtleitwert Gges und die gemessene Gesamtkapazität Cges gilt :
( ω)
( ω)
G + G ( ω)
G ges th SS
( ) ( )
= ω = C + C ω (4.3)
Cges HF SS
GSS wird ermittelt, indem man von dem gemessenen Leitwert G ges ω den bei ω = 0
gemessenen Leitwert abzieht. Der Leitwert der Grenzflächenzustände GSS(ω) ist für ω = 0
nach (2.27.) und (2.32.) gleich Null. Deshalb wird bei ω = 0 nur der Leitwert G th der über
die Potentialbarriere emittierten Elektronen gemessen. Legt man eine Wechselspannung an
die Grenzfläche an, tragen die in den Grenzflächenzuständen eingefangenen Ladungsträger
zum gemessenen Leitwert bei.
G SS /ω in nS s/cm 2
1
0.1
10 4
UHV gebondeter
pp-Übergang mit 16 Ohmcm
T = 263 K U dc = 0.49V
10 5
Messung
Theorie
Frequenz ω in Hz
Abb. 4.26: Vergleich des gemessen und berechneten frequenzabhängigen Leitwerts.
56
ω m
10 6
( )

Der Füllungsgrad der Zustände ändert sich periodisch, wodurch auch die Barrierenhöhe etwas
moduliert wird. Durch die Zeitkonstante der Lade- und Entladevorgänge sind die Vorgänge
nicht exakt in Phase mit der angelegten Wechselspannung. Der thermisch emittierte Strom
wird von der oszillierenden Ladung an der Grenzfläche moduliert. Die Komponente des
modulierten Stroms, deren Phase um –90° gegen die angelegte Spannung verschoben ist,
erscheint elektrisch als Strom durch eine parallele Kapazität. Diese Kapazität sinkt mit
zunehmender angelegter Gleichspannung. Bei tiefen Frequenzen werden alle Zustände
umgeladen, da die Zeitkonstante τ der Umladung klein gegen die Periode T der Frequenz ω ist
(T = 2π/ω). Der Wert von GSS( ω)
/ ω ist klein. Bei hohen Frequenzen reicht die Zeit nicht
aus, um die Zustände umzuladen. Die Ladungsträger können dem schnellen Spannungswechsel
nicht folgen, der Wert von GSS( ω)
/ ω wird aufgrund der hohen Frequenz von
ω = 1MHz
klein. Bei mittleren Frequenzen ergibt sich ein Maximum des frequenzabhängigen
Leitwertes GSS ( ω)
/ ω . Die Kapazität der Grenzflächenzustände CSS( ω)
wird bestimmt, indem
man die Kapazität bei möglichst hoher Frequenz mißt und dabei die Phasenverschiebung
beobachtet. Ist die Phasenverschiebung –90°, so handelt es sich bei der gemessenen Kapazität
um die Hochfrequenzkapazität. Diese wird nun von der gemessenen Gesamtkapazität Cges ( ω)
abgezogen, und man erhält CSS( ω)
. Nachdem GSS( ω) und CSS(
ω)
aus den gemessen Daten
extrahiert sind, kann man sie nach der Leitwertmethode auswerten. Diese Auswertung wird
am Beispiel des pp-Überganges mit 16 Ωcm vorgeführt. Abbildung 4.26 zeigt ω / für
( ) ω
eine Vorspannung von 0,49 V. Das Maximum der Kurve liegt bei ω = 900 kHz . Die Kurve
wurde mit der Annahme einer kontinuierlichen Zustandsdichte ausgewertet. Für die
Auswertung mit einem einzelnen Niveau ergeben sich ähnliche Werte. Aus (2.32) folgt:
m
(
G SS
2 NSS
2 2
G SS/ω
= e ln 1+
ω τ m ) (4.4)
2ω
τ
Aus dem Maximum der Kurve erhält man eine Zustandsdichte am Gleichspannungs-
10 -2
Ferminiveau von NSS
= 4,8⋅10 cm . Mit dieser Zustandsdichte und dem nun bekannten τm
kann man GSS( ω)
nach (4.4) für den gesamten Frequenzbereich berechnen (Theoriekurve in
Abbildung 4.26). Neben ω kann auch die Kapazität C berechnet werden nach:
( )
G SS SS
2 NSS
C SS = BSS/ω
= e arctan ( ω τm
) (4.5)
ω τ
Der Vergleich der Kapazitätsdaten ist in Abbildung 4.27 dargestellt. Beide Abbildungen
zeigen eine sehr gute Übereinstimmung der gemessenen und berechneten Daten. Selbst die
Kapazität, die für die Ermittlung der Zustandsdichte nicht verwendet wurde, kann gut
reproduziert werden.
Die Zustandsdichte und auch der Einfangquerschnitt können nach dem Verfahren von
Simonne [223] bestimmt werden. Hier soll aus Platzgründen auf die umfangreiche Angabe
von Gleichungen und Zusammenhängen verzichtet werden. Das Verfahren sei nur kurz
umrissen und die Ergebnisse dargestellt. Es baut auf der Leitwertmethode auf und erweitert
sie. Das Lösungsverfahren nach Simonne beruht auf dem Wert von GSS( ω)
am Maximum
und einem weiteren Wert bei einem Bruchteil des Maximums ( ω 1 = ωmax/n ). Aus dem
Verhältnis dieser beiden Werte für ω ergibt sich R(n). R(n) ist ein Maß für die Breite
G SS
( )
der Kurve GSS/ω.
Mit Tabellen von Simonne kann aus diesen Werten die Zustandsdichte und
der Einfangquerschnitt abgelesen bzw. berechnet werden. Für das Beispiel des pp-Überganges
mit 16 Ωcm ergibt sich eine Zustandsdichte von NSS = 5,7⋅ 10 10 cm -2 und ein
Einfangquerschnitt für Löcher von σth = 9,0⋅ 10 -14 cm 2 .
57
m

Kapazität C SS in nF/cm 2
10
8
6
4
2
10 4
Messung
Theorie
10 5
Frequenz ω in Hz
UHV gebondeter
pp-Übergang mit 16 Ohmcm
T = 263 K U dc = 0.49V
Abb. 4.27: Vergleich der gemessenen und berechneten frequenzabhängigen Kapazität.
Es ergibt sich mit den beiden unterschiedlichen Auswertungsmethoden eine Zustandsdichte
von NSS ≈ 5,0⋅ 10 10 cm -2 . Zur Überprüfung der Selbstkonsistenz wurde mit dieser
Zustandsdichte der Verlauf des frequenzabhängigen Leitwertes GSS( ω)
berechnet und mit
der gemessenen Kurve verglichen (Abb. 4.28). Es zeigt sich eine sehr gute Übereinstimmung.
Leitwert G SS in mS/cm 2
4
3
2
1
0
10 4
UHV gebondeter
pp-Übergang mit 16 Ohmcm
T = 263 K U dc = 0.49V
Messung
Theorie
10 5
Frequenz ω in Hz
Abb. 4.28: Vergleich des gemessenen und berechneten frequenzabhängigen Leitwerts.
58
10 6
10 6

Eine Übersicht der Zustandsdichten und Einfangquerschnitte aller gemessenen Proben gibt
Tabelle II.
gebondeter
Übergang
n10-n10
p10-p10
p16-p16
p40-p40
Barrierenhöhe
ΦB in meV
380
300
295
290
Effektive
Barrierenhöhe
Eeff in meV
550
510
530
540
Zustandsdichte
Nss nach
Nicollian in cm -2
11
1.4⋅ 10
10
6.0 ⋅ 10
10
4.8⋅ 10
10
3.0⋅ 10
Zustandsdichte
Nss nach
Simonne in cm -2
11
2.2⋅ 10
10
6.7 ⋅ 10
10
5.7 ⋅ 10
10
3.5⋅ 10
Einfangquerschnitt
σth nach
Simonne in cm 2
-15
4.0⋅ 10
-14
1.8⋅ 10
-14
1.1⋅ 10
-14
2.1⋅ 10
Tabelle II: Übersicht über die experimentell ermittelten Barrierenhöhen, Zustandsdichten und
Einfangquerschnitte der UHV-gebondeten unipolaren Übergänge.
Dabei fällt auf, daß die Zustandsdichte für die ähnlich dotierten pp-Übergänge im Bereich von
10 -2 11 -2
~5⋅ 10 cm liegt und die Zustandsdichte am nn-Übergang mit 2⋅ 10 cm viermal so groß
ist. Die Einfangquerschnitte beider Übergänge unterscheiden sich um den Faktor fünf. Die
Auswertungen nach den beiden Methoden erfolgten bei 263 K (-10°C), da bei dieser
Temperatur der Leitwert der in Sperrichtung gepolten Kontakt-Schottkydiode hoch genug
war, um nur Informationen von der Grenzfläche zu erhalten. Bei höheren Temperaturen wird
auch der Leitwert der GrenzflächeG th sehr hoch, und die Messung der Kapazität wird
aufgrund der Parallelschaltung immer ungenauer (vgl. Abb. 4.25). Bei Zimmertemperatur
überdeckt der hohe Leitwert der Grenzfläche die Ausbildung eines Maximums teilweise und
verfälscht so die berechnete Zustandsdichte.
Barrierenhöhe in meV
380
360
340
320
300
280
260
0 200 400 600 800 1000
Ausheiztemperatur in °C
Abb. 4.29: Barrierenhöhe an einem UHV-gebondeten nn-Übergang nach dem Tempern.
59

Hauptaufgabe dieser Arbeit war die Erzielung hoher Stromdichten. Bei den bisher
beschriebenen Proben wurden nur Stromdichten von einigen mA/cm 2 beobachtet. Eine hohe
Stromdichte ließe sich erzielen, wenn die Potentialbarriere an der Grenzfläche niedriger wäre.
Dazu wurden die bei Raumtemperatur UHV-gebondeten Wafer bei unterschiedlichen
Temperaturen getempert und anschließend die Stromdichte und daraus die Barrierenhöhe
bestimmt. Mit zunehmender Ausheiztemperatur steigt die Stromdichte an. Abbildung 4.29
zeigt den Verlauf der Barrierenhöhen für getemperte nn-Übergänge. Die Barrierenhöhe sinkt
stark bis zu Temperaturen von 450°C und stagniert für höhere Temperaturen. Die Stromdichte
steigt bis auf 600 mA/cm 2 bei 1 V. Für die gewünschten Bauelemente ist diese Stromdichte
immer noch viel zu gering. Wie schon demonstriert, steigt die Stromdichte bei zunehmender
Dotierung an. Daher wurden Wafer hoher Dotierungen (10 18 cm -3 und 10 19 cm -3 ) im UHV
gebondet und gemessen. Hier lassen sich die geforderten hohen Stromdichten bei geringem
Spannungsabfall an der Grenzfläche beobachten. Über die gebondeten Waferpaare flossen
Ströme bis 4000 A bei Spannungen von wenigen Volt. Im p + p + -Fall waren es 0,9 V. Daraus
ergeben sich Stromdichten bis 71 A/cm 2 . Die I-U-Kurven unterschiedlich dotierter Waferpaare
sind in Abbildung 4.30 dargestellt. Hier zeigt sich wieder, daß die pp-Übergänge den
Strom besser leiten als gleich dotierte nn-Übergänge und daß der Spannungsabfall bei
gleichen Stromdichten bei höher dotierten Wafern geringer ist. Die Messungen des
temperaturabhängigen Leitwertes für hochdotierte nn- und pp-Waferpaare ergeben, daß der
Stromfluß über die Grenzfläche wieder durch thermische Emission erfolgt, die zusätzlich
durch einen hohen Tunnelanteil unterstützt wird. Die Änderung der Krümmung im Graph des
temperaturabhängigen Leitwertes des n ++ -n ++ -Überganges ist ein Hinweis auf thermisch
aktiviertes und reines Tunneln über die gebondete Grenzfläche (Abb. 4.31).
Stromdichte in A/cm 2
80
70
60
50
40
30
20
10
p + p + UHV
n ++ n ++ UHV
n + n + UHV
0
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0 3.5
Spannung in Volt
Abb. 4.30: I-U-Kennlinien hoher Stromdichte an hochdotierten UHV-gebondeten nn- und pp-
Waferpaaren mit 85 mm Durchmesser.
60
4500
4000
3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
0
Strom in Ampere

Leitwert G/Temperatur T in S/K
1
0.1
2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13
Inverse Temperatur in 1000/K
Abb. 4.31: Temperaturabhängiger Leitwert des UHV-gebondeten n ++ -n ++ -Übergangs.
4.2.1.2. Dioden: pn-Übergänge
Neben nn- und pp-Übergängen lassen sich durch UHV-Bonden auch pn-Übergänge herstellen.
Der Unterschied zu handelsüblichen, durch Eindiffusion oder Implantation hergestellten,
Dioden ist der abrupte Übergang an der Grenzfläche. Es wurden Dioden unterschiedlicher
Dotierungskombinationen hergestellt und untersucht. Dazu wurden pn-, p + n-, pn + -, p ++ n- und
pn ++ -Dioden im UHV gebondet. Erste elektrische Messungen zeigten ein diodenähnliches
Verhalten aller gebondeten Dioden. Die thermographische Untersuchung eines pn-Überganges
ist in Abbildung 4.32 dargestellt. In Sperrichtung leitet vor allem der Randbereich, und
die restliche Fläche erlaubt nur einen sehr kleinen Stromfluß. Polt man die Diode in
Vorwärtsrichtung, so fließt der Hauptteil des Stromes wieder in der Mitte des Waferpaares.
Abb. 4.32: Thermographie an der pn-Diode in Durchlaß- und Sperrichtung (0-3 mK).
61

Aus allen gebondeten Dioden wurden Stücke aus der Mitte herauspräpariert und elektrisch
gemessen. Sie sperren alle in Sperrichtung und erlauben einen Stromfluß in Durchlaßrichtung.
Abbildung 4.33 zeigt die temperaturabhängigen I-U-Kennlinien für die pn + -Diode. Hier
erkennt man, daß der Stromfluß in Sperrichtung stark temperaturabhängig ist und bei Raumtemperatur
ein hoher Sperrstrom fließt. Auffällig ist, daß bei einer Temperatur von 373 K der
Leckstrom fast so groß ist wie der Durchlaßstrom.
Stromdichte in A/cm 2
1
0.1
0.01
1E-3
1E-4
1E-5
1E-6
1E-7
1E-8
1E-9
1E-10
373 K
323 K
273 K
223 K
173 K
-1.0 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4
Spannung in Volt
Abb. 4.33: Temperaturabhängige I-U-Kennlinien einer UHV-gebondeten pn + -Diode.
Ein hoher Sperrstrom wurde bei allen gemessenen Dioden beobachtet. Dieses Phänomen tritt
besonders bei den Dioden auf, in denen der n-Wafer hochdotiert ist. Abbildung 4.34 zeigt die
I-U-Kennlinien der vier Dioden mit unterschiedlichen Dotierungskombinationen bei
Raumtemperatur. Man sieht, daß der Stromfluß in Sperrichtung für die hochdotierten p-Wafer
niedrig und fast gleich ist, während mit zunehmender Dotierung der n-Wafer der Leckstrom
stark ansteigt. Bei Raumtemperatur beträgt die Stromdichte der pn ++ -Diode in Sperrichtung
über 1 A/cm 2 bei einer Sperrspannung von einem Volt. Dort läßt sich kaum noch von einer
Diode sprechen. Die temperaturabhängige Aufnahme des Leitwertes Gth ergibt unterschiedliche
Aktivierungsenergien für die Dioden. Der Leitwert Gth gibt hier einen Stromfluß
wieder, der wesentlich größer ist, als er von einer idealen Diode zu erwarten wäre. Tabelle III
enthält die Aktivierungsenergien der verschiedenen Dioden.
Diode
Aktivierungsenergie
in meV
pn
550
p + n
570
Tabelle III: Aktivierungsenergien des Leitwerts verschiedener UHV-gebondeter Dioden.
62
p ++ n
580
pn +
470
pn ++
260

Stromdichte in A/cm 2
1
0.1
0.01
1E-3
1E-4
1E-5
-1.0 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8
Spannung in Volt
pn ++
pn +
p ++ n
p + n
Abb. 4.34: I-U-Kennlinien unterschiedlicher UHV-gebondeter Dioden.
Vergleicht man die Idealitätsfaktoren der Dioden, stellt man fest, daß diese, abweichend von
handelsüblichen Dioden, stark temperaturabhängig sind. In Abbildung 4.35 ist der
Idealitätsfaktor einer handelsüblichen schnellschaltenden Diode von Typ 1N4151 dargestellt.
Zur Erzielung dieser Eigenschaften enthält die Diode eine Golddotierung in der
Raumladungszone. Sie hat eine Aktivierungsenergie von 590 meV, und der Idealitätsfaktor
beträgt aufgrund der Lage des Goldniveaus in der Mitte der Bandlücke 2. Der Idealitätsfaktor
ist von –200°C bis 100°C nahezu konstant. Der Idealitätsfaktor der p + n-Diode beträgt bei
tiefen Temperaturen 3 und sinkt bei Raumtemperatur auf 1 und hält sich bei weiter steigenden
Temperaturen bei diesem Wert.
Idealitätsfaktor n
3.2
3.0
2.8
2.6
2.4
2.2
2.0
1.8
1.6
1.4
1.2
1.0
0.8
UHV-gebondete p + n-Diode
handelsübliche Diode 1N4151
0.6
50 100 150 200 250 300 350 400
Temperatur in Kelvin
Abb. 4.35: Verlauf der temperaturabhängigen Idealitätsfaktoren.
63

4.2.1.3. Diskussion der Eigenschaften UHV-gebondeter Waferpaare
Zuerst sollen die unipolaren Übergänge diskutiert werden. Beim UHV-Bonden bilden sich an
der Grenzfläche Zustände. Diese Zustände werden je nach Dotierung durch den Einfang von
Elektronen in akzeptorartige Grenzflächenzustände bzw. von Löchern in donatorartige
Grenzflächenzustände gefüllt und erzeugen eine Ladung Q der Grenzfläche. Es bildet sich
eine Potentialbarriere, die den Stromfluß von Ladungsträgern behindert. Die Ladungsträger
überwinden diese Barriere durch thermische Emission, die bei hohen Dotierungen durch
Tunneln unterstützt wird.
Dieses Modell der doppelten Schottkybarriere, also eine Potentialbarriere umgeben von einer
Raumladungszone, wird durch die I-U- und C-V-Messungen bestätigt. Das folgt zum einen
aus der Temperaturabhängigkeit des Leitwertes und zum anderen aus dem Verlauf der
Kapazitätskennlinien. Die gute Übereinstimmung der aus den I-U-Kurven berechneten
Barrierenhöhe mit dem aus der Hochfrequenzkapazitätsmessung der Raumladungszone
ermittelten Wert beweist, daß das Modell die Messungen in der Nähe des thermodynamischen
Gleichgewichts richtig beschreibt.
In den thermographischen Untersuchungen war eine inhomogene Stromdichteverteilung über
die gesamte Grenzfläche zu sehen. In der Mitte des gebondeten Waferpaares war die
Stromdichte am gleichförmigsten. Die Messungen der aus dem Zentrum präparierten kleinen
Proben zeigen eine homogene Verteilung der Stromdichte. Das wird durch die gute Übereinstimmung
der aus verschiedenen Meßmethoden ermittelten Barrierenhöhen deutlich. In die
Messung der Kapazität geht die ganze Grenzfläche ein, während man mit der Strommessung
nur eventuell vorhandene heiße Punkte messen würde. Da sich in beiden Fällen die gleiche
Barrierenhöhe ergibt, ist der Stromfluß über die Grenzfläche homogen verteilt.
Aus den I-U-Kennlinien für die nn- und pp-Übergänge erkennt man, das an der Grenzfläche
zwei unterschiedliche Arten von Zuständen existieren müssen. Die einen sind für Löcher aktiv
und die anderen für Elektronen. Die Besetzung dieser Zustände wird bestimmt durch die Lage
des Ferminiveaus an der Grenzfläche.
Die Messung des temperaturabhängigen Leitwerts Gth liefert den Wert der effektiven
Barrierenhöhe Eeff. Messungen zeigen, daß die effektive Barrierenhöhe für schwach dotierte
Proben im gemessenen Temperaturbereich konstant ist. Die Barrierenhöhe ΦB sinkt mit
zunehmender Temperatur (vgl. Abb. 4.20) linear, da die Lage des Ferminiveaus ξ
proportional zu kT ist. Die elektrische Ladung der Grenzfläche ist bei tiefen Temperaturen
größer und nimmt mit steigender Temperatur ab. Die Größe der Ladung Q wird in dieser
Arbeit in Vielfachen der Elementarladung e angegeben, um sie mit den Zustandsdichten
besser vergleichen zu können.
Berechnet man die Ladung der Grenzfläche für das Beispiel p16-p16, so ergibt sich für die
Ladungsdifferenz zwischen der niedrigsten und höchsten Meßtemperatur (77 K – 373 K) ein
Wert von Q = 1,0⋅ 10 10
cm
)
-2 . Die Ladungsabnahme verursacht keine Verschiebung des
Grenzflächen-Ferminiveaus E FB . Die Zustandsdichte an der Grenzfläche ist so hoch, daß sie
diese Ladungsänderung kompensieren kann, ohne die Lage des Ferminiveaus an der
Grenzfläche zu verschieben. Daraus folgt, daß das Ferminiveau an der Grenzfläche E FB an
der Energie der effektiven Barrierenhöhe Φ B ξ energetisch fixiert ist. Mit der Bandlücke
gilt:
+
Eg
E FB = E g − ( Φ B + ξ
(4.6)
Die Zunahme der Stromdichte für die niedrig dotierten pp-Übergänge (0,1 – 40 Ωcm) mit
steigender Dotierung folgt aus der Änderung der Lage des Ferminiveaus ξ. Bei höheren
64

Dotierungen nähert sich das Ferminiveau der jeweiligen Bandkante; ξ wird kleiner. Weiterhin
bewirkt die Erhöhung der Dotierung ein Absinken der Barrierenhöhe Φ B . Daher sinkt auch
die effektive Barrierenhöhe ( Φ B ξ ) und der thermisch emittierte Strom steigt. Das
Ferminiveau in der Grenzfläche steigt an.
+
E FB
Legt man eine Spannung an einen UHV-gebondeten Übergang an, ergibt sich folgendes Bild:
Die Barrierenhöhe nimmt mit zunehmender Spannung ab. Bei kleinen Spannungen ist das
Ferminiveau an der Energie der effektiven Barrierenhöhe energetisch fixiert. Steigt die
angelegte Spannung, so steigt auch die Ladung in der Grenzfläche (vgl. Gl. 2.6). Bei kleinen
Spannungen kann die Ladungsmenge durch das Füllen von Zuständen um die Lage des
energetisch fixierten Ferminiveaus kompensiert werden. Die Ladung des pp-Überganges mit
16 Ωcm bei null Volt und Raumtemperatur ist Q = 8,8⋅ 10 10 cm -2 . (Die Ladungsdichte wird in
dieser Arbeit in Elementarladungen pro Fläche angegeben.) Legt man z.B. eine Spannung von
0,25 Volt an, beträgt die durch die Zustände zusätzlich aufgenommene Ladungsmenge Q =
3,1⋅ 10 10 cm -2 . Das energetisch fixierte Ferminiveau verschiebt sich unmerklich nach oben.
Kleine Änderungen der Lage des Ferminiveaus (±10 meV) lassen sich mit der Messung des
temperaturabhängigen Leitwerts nicht auflösen. Deshalb wird in diesem Bereich von einer
energetischen Fixierung gesprochen. Höhere Spannungen bewirken eine Verschiebung des
Bandverlaufs (vgl. Abb. 2.7). Das Ferminiveau der Korngrenze verschiebt sich, verglichen
zum Ferminiveau des linken Wafers, um einige mV nach unten (eV1 in Abb. 2.7), und im
rechten Wafer fällt fast das gesamte Potential ab. Das Ferminiveau an der Grenzfläche steigt,
Zustände höherer Energien werden gefüllt, die Barrierenhöhe sinkt, und der Stromfluß über
die Grenzfläche nimmt zu.
Der Unterschied in der Stromdichte bei gleicher Leitfähigkeit der nn- bzw. pp-Übergänge
erklärt sich wie folgt. Die Wafer weisen eine gleiche Leitfähigkeit von 10 Ωcm auf, jedoch ist
14
die Dotierstoffkonzentration leicht unterschiedlich. Sie beträgt bei der n-Dotierung 3⋅ 10
cm -3 und bei der p-Dotierung 1⋅ 10 15 cm -3 . Das hat nur einen geringen Einfluß auf die Ladung
der Grenzfläche (vgl. Gl. 2.6) Der Unterschied liegt in der wesentlich höheren Barriere im n-
Fall (~20 %) und an den unterschiedlichen Zustandsdichten. Die Zustandsdichte im
thermodynamischen Gleichgewicht liegt im n-Fall bei 2⋅ 10 11 cm -2 und im p-Fall bei 5⋅ 10 10
cm
V
-2 in der Nähe des Ferminiveaus. Die höhere Zustandsdichte im n-Fall kann eine erheblich
größere Ladung kompensieren. Daher ist die Barriere höher und der Stromfluß steigt auch bei
höheren Spannungen langsamer an.
Die Energie der effektiven Barrierenhöhe kann als mittlere Energie der Lage von Störstellen
(Zuständen) verstanden werden. Diese Störstellen und die daraus resultierende Zustandsdichte
können unterschiedliche Ursachen haben. Zum einen erzeugen Metallverunreinigungen
tiefe Störstellen. Für mehrere als Halbleiterverunreinigungen bekannte Metalle liegt die
Energie dieser Störstellen nahe der Mitte der Bandlücke. Die Werte der gemessenen
effektiven Barrierenhöhen liegen auch nahe der Mitte der Bandlücke von Silizium
( Eg = 1,12 e , d.h. ½ Eg = 0,56 eV ). Zum anderen kann das Silizium Eigendefekte
aufweisen. Diese Kristallbaudefekte erzeugen auch Störstellenniveaus. Eine kleine Übersicht
über die Störstellenniveaus unterschiedlicher Metalle und von Eigendefekten in Silizium gibt
die Tabelle IV.
Wie in den Strukturuntersuchungen der gebondeten Grenzflächen gezeigt, ist die UHVgebondete
Grenzfläche nahezu ideal. Die Netzebenen der Einkristalle sind bis zur Grenzfläche
ausgedehnt. Es herrscht aber eine hohe Flächendichte von atomaren Kristalldefekten. Nach
der Desorption des Wasserstoffs ist die Oberfläche des Wafers mit unabgesättigten Bindungen
und eventuell mit einigen Metallatomen bedeckt. Einige dieser Bindungen können auch noch
65

mit Fluor, Sauerstoff oder Kohlenstoff abgesättigt sein. Die durch Behandlung mit Flußsäure
hergestellten (100)-Siliziumoberflächen sind nicht ideal wasserstoffterminiert. An den
Oberflächen von durch Flußsäure wasserstoffterminierten Wafern wurden Fluor, Kohlenwasserstoffe
und Hydroxylgruppen in der Größenordnung von wenigen Prozent nachgewiesen
[224]. Diese desorbieren bei den niedrigen Prozeßtemperaturen nicht. Fluor desorbiert erst bei
Temperaturen um 1000°C, und der Kohlenstoff reagiert ab 800°C mit Silizium zu
Siliziumkarbid.
Störstelle
(Zustand)
Niveaus
bei (meV)
Cu
530 (L)
400 (L)
160 (E)
Au
830 (E)
580 (L)
Fe
720 (E)
510 (E)
140 (E)
Co
590 (L)
410 (E)
350 (L)
Ni
770 (L)
230 (L)
Mn
590 (E)
450 (L)
430 (E)
V
490 (E)
400 (L)
200 (E)
Cr
410 (E)
220 (E)
Zn
570 (L)
260 (L)
Si
930 (E)
780 (L)
630 (E)
Tabelle IV: Position verschiedener Störstellenniveaus verursacht durch Verunreinigungsatome
im Silizium [193,225]; der Abstand ist für lochaktive Zustände (L) vom Valenzband bzw. für
elektronenaktive Zustände (E) vom Leitungsband aus gemessen.
Beim Bonden passen die Gitter der beiden Wafer durch die Nanorauhigkeit, aber auch durch
Verdrehung und Verkippung nicht ideal zueinander, und nicht jede Bindung findet eine
Absättigung durch eine andere freie Bindung. Viele der Silizium-Silizium-Bindungen an der
Grenzfläche sind verzerrt oder gestaucht. Ihre Bindungslänge und ihr Bindungswinkel
variieren je nach gegenseitiger Lage. Durch das Bonden bei Raumtemperatur kann auch keine
ausreichende Umordnung und Diffusion stattfinden. Abgesehen von der Energiefreisetzung
während der Ausbildung einer Bindung, was in der unmittelbaren Nachbarschaft zu einer
kurzzeitigen Aufheizung führt, bleibt die Grenzfläche „eingefroren“. Die in der Grenzfläche
liegenden unabgesättigten Bindungen können elektrisch aktiv sein.
Kristalldefekte durch Fehlpassungen und Verspannungen beobachtet man auch bei amorphem
Silizium. Aus Untersuchungen ist bekannt, daß bei diesem die Bandlücke am Rand
verschmiert ist. Gleiches gilt auch für die Energien der Zustände. Wird ein Metallatom in
kristallinem Silizium eingebaut, so zeichnet es sich durch einen definierten Platz mit einer
definierten Umgebung aus und hat demzufolge eine diskrete Energie. In amorphem Silizium
ist diese Energie stark verschmiert. In Analogie dazu kann die gebondete Grenzfläche
betrachtet werden. Hat man mehrere tiefe Niveaus an der Grenzfläche, z. B. durch unterschiedliche
Metallverunreinigungen, so entsteht durch die Verschmierung der Zustände eine
kontinuierliche Zustandsdichte in der Bandmitte. Auch die energetische Lage der Störstellen,
die von Kristallbaudefekten herrühren, wird durch die Bedingungen an der Bondgrenzfläche
verschmiert. Die Summe beider Störstellenarten ergibt die gemessene Zustandsdichte an der
Lage des Ferminiveaus der Bondgrenzfläche, also nahe der Bandmitte.
Die Ursache für die Metallkontamination kann in der naßchemischen Reinigung der Wafer
liegen. Literaturrecherchen zeigen, daß nach der naßchemischen Reinigung und dem
Eintauchen in Flußsäure elektrisch aktive Metalle, wie Eisen, Mangan, Nickel und Zink in
einer Größenordnung von einigen 10 10 cm -2 nachgewiesen werden konnten [226,227]. Das ist
dieselbe Größenordnung, wie die in der Bandmitte beobachtete Zustandsdichte. Eventuell
stammen auch einige Metallkontaminationen von der UHV-Anlage. Diese besteht aus
Edelstahl, und die ungeschützten Waferoberflächen können während der Bondprozedur mit
66

Metallatomen unterschiedlichster Herkunft kontaminiert werden. Nimmt man nun all die
möglichen Metalle, wie Mangan, Eisen und Vanadium aus dem Edelstahl, und Kupfer, Gold
und Kobalt aus den Spin-Valve-Strukturen zusammen mit den Eigendefekten des Siliziums
und verschmiert diese, so erreicht man eine kontinuierliche Zustandsdichte im Bereich von
470 – 590 meV unterhalb des Leitungsbandes.
Vergleicht man die ermittelten Einfangquerschnitte von σth = 4,0⋅ 10 -15 cm 2 für Elektronen
und σth = 2,0⋅ 10 -14 für Löcher mit der Literatur dann zeigt sich, daß einige der vermuteten
Metallzustände ähnliche Einfangquerschnitte aufweisen. Elektronenaktive Niveaus mit
ähnlichen Werten haben Vanadium (5,3⋅ 10 -15 ), Mangan (4,7⋅ 10 -15 ) und Kobalt (1,6⋅ 10 -15 ).
Lochaktive Niveaus mit ähnlichen Einfangquerschnitten findet man bei Gold (1,1⋅ 10 -14 ),
Kobalt (1,8⋅ 10 -14 ) und Kupfer (1,1⋅ 10 -14 und 2,3⋅ 10 -14 ) [225]. Es zeigt sich weiter, daß die
durch die Energielage der Störstellen in der Bandmitte vermuteten Metallkontaminationen
durch die experimentell bestimmten Einfangquerschnitte bestätigt werden.
Daß ein Teil der Zustände aus der Verzerrung des Gitters an der Grenzfläche resultiert, sieht
man gut am Verhalten beim Tempern eines UHV-gebondeten nn-Übergangs. Die Stromdichte
steigt bzw. die Barrierenhöhe sinkt bei Ausheiztemperaturen bis 450°C. Das Tempern bewirkt
Obenflächen- oder in diesem Fall Grenzflächendiffusionsprozesse. Diese Diffusionsprozesse
sind durch kleine Aktivierungsenergien gekennzeichnet und finden schon bei relativ niedrigen
Temperaturen (< 450°C) statt. Die Siliziumatome diffundieren über kurze Distanzen, und die
Bindungen an der Grenzfläche ordnen sich. Die Auflösung der nanoskopischen Fehlpassung
der Gitter bei Temperaturen von 450°C wurde auch schon in den Strukturuntersuchungen
beobachtet (vgl. Kap 4.1.). Durch die Ordnung des Gitters an der Grenzfläche sinkt auch der
Beitrag der Eigendefekte zur Zustandsdichte. Durch das Heizen heilen die Defekte aus, die
Zustandsdichte und damit auch die Barrierenhöhe sinken. Bei einer weiteren Erhöhung der
Ausheiztemperatur bleibt die Barrierenhöhe dann konstant. Aus den Strukturuntersuchungen
ist bekannt, daß sich bei Temperaturen über 800°C Versetzungsnetzwerke ausbilden. Ein
Einfluß dieser Relaxation auf die Barrierenhöhe kann nicht beobachtet werden.
An hochdotierten Grenzflächen werden hohe Stromdichten beobachtet. Durch die hohe
Dotierung werden die Zustände mit Ladungsträgern aus der nahen Umgebung gefüllt, und es
bildet sich nur eine sehr kleine Raumladungszone aus. Theoretische Rechnungen von Weis
[228] speziell für die in dieser Arbeit verwendeten Dotierungen zeigen, daß bei einer n + - bzw.
n ++ - Dotierung und den Zustandsdichten von 3⋅ 10 10 cm -2 bis 2⋅ 10 11 cm -2 in der Bandmitte
keine meßbare Barriere an der Grenzfläche zu finden ist. Vereinfachend ist für die
Berechnung ein Störstellenniveau bei 650 meV unterhalb des Leitungsbandes angenommen.
Das beschreibt den hier vorliegenden Fall einer kontinuierlichen Zustandsdichte nicht exakt,
jedoch kann die Simulation für Abschätzungen genutzt werden. Die Simulation zeigt auch,
daß bei der niedrigen n-Dotierung und der ermittelten Zustandsdichte von 2⋅ 10 11 cm -2 eine
Barriere von 360 meV zu erwarten ist. Abbildung 4.36 zeigt die Ergebnisse der Simulation
von Weis. Selbst bei hohen Zustandsdichten von 10 12 cm -2 findet man bei hochdotierten
Übergängen nur kleine Barrieren. Der Stromfluß über die Grenzfläche wird stark durch
Tunneln von Ladungsträgern unterstützt, wie Messungen des temperaturabhängigen Leitwerts
beweisen.
Es zeigt sich auch an den hochdotierten Grenzflächen, daß die pp-Übergänge den Stromfluß
wesentlich besser ermöglichen als die nn-Übergänge. Dieses Verhalten wird auch bei den
später beschriebenen hochdotierten, hydrophob und hydrophil gebondeten Waferpaaren
beobachtet. Dabei handelt es sich hauptsächlich um einen Artefakt, verursacht durch die
elektrische Kontaktierung. Die I-U-Kennlinie des pp-Falls zeigt einen linearen Verlauf,
67

während beide hochdotierten nn-Fälle höhere Spannungen für die Stromdichte von 70 A/cm 2
benötigen. Beide Wafer waren industriell mit Aluminium bedampft worden. Mit Aluminium
lassen sich sehr gute Ohmsche Kontakte sogar auf niedrig dotierten p-Wafern herstellen, weil
Aluminium in Silizium p-dotierend wirkt. Auf hochdotierten n-Wafern kann es jedoch
Probleme geben. Die Kontakte auf n-Material zeigen nicht immer Ohmsches Verhalten. In
den untersuchten Waferpaaren war der Kontakt nicht ideal Ohmsch, und ein Teil der
Spannung fällt an den Kontakten ab. Die Grenzfläche zwischen den Wafern ist sehr
niederohmig, was durch Vierpunktmessungen an den hochdotierten Grenzflächen bestätigt
wurde [216]. Will man den Spannungsabfall im n-Fall mit der Bondgrenzfläche erklären, so
ergibt eine Abschätzung mit der Formel für die thermische Emission (Gl. 4.2), daß an der
Grenzfläche eine Barriere von 400 meV vorliegen müßte, was wiederum eine Zustandsdichte
von 10 13 cm -2 400 meV unterhalb des Leitungsbandes benötigen würde. Diese Zustandsdichte
konnte mit keiner Messung nachgewiesen werden. Weiterhin müßten genau diese Zustände
auch bei den bei 1000°C bzw. 1100°C getemperten Wafern auftreten. Da alle diese Umstände
sehr unwahrscheinlich sind, kann man davon ausgehen, daß der Spannungsabfall bei den I-U-
Messungen der hochdotierten nn-Übergänge auf nicht-Ohmsche Kontakte zurückzuführen ist.
Das beweist auch der nichtlineare Verlauf des hochdotierten nn-Übergangs. Es kann jedoch
nicht ausgeschlossen werden, daß an den hochdotierten nn-Übergängen noch ein Einfluß von
Zuständen vorliegt, der durch den Kontaktierungsartefakt überdeckt wird.
Barrierenhöhe Φ Β in meV
600
500
400
300
200
100
0
10 10
N D = 3*10 14 cm -3
10 11
N D = 3*10 18 cm -3
10 12
N D = 1*10 19 cm -3
Grenzflächenzustandsdichte N SS in cm -2
Abb. 4.36: Simulation der Barrierenhöhe in Abhängigkeit von der Grenzflächenzustandsdichte
für unterschiedlich dotierte nn-Übergänge nach [228].
Das unterschiedliche Verhalten und die asymmetrische Verteilung der Zustände sieht man
auch bei den pn-Übergängen. Die Dioden zeigen unterschiedliche Aktivierungsenergien des
Leitwerts Gth. Die Raumladungszone der Dioden befindet sich hauptsächlich in dem niedriger
dotierten Wafer. Das Ferminiveau an der Grenzfläche liegt nahe dem Ferminiveau des
hochdotierten Wafers, welches aufgrund der hohen Dotierung fast identisch mit der jeweiligen
Bandkante ist. Die Aktivierungsenergien des Leitwertes G0 der Dioden mit einem niedrig
dotierten n-Wafer (pn, p + n und p ++ n) liegen alle um 560 meV, also in der Mitte der
Bandlücke. Bei den Dioden mit hochdotiertem n-Partner (pn + und pn ++ ) nähert sich das
68
10 13
10 14

Ferminiveau mit zunehmender Dotierung dem Leitungsband an. Die Zustände an der
Grenzfläche der Dioden wirken als Generations- und Rekombinationszentren. Daher fließt in
Sperrichtung durch die Generation ein hoher Strom, und in Durchlaßrichtung wird der Strom
durch Rekombination vermindert. Der Sperrstrom ist stark temperaturabhängig, da die
Generation von Ladungsträgern thermisch aktiviert erfolgt. Ein Vergleich mit den berechneten
Eigenschaften einer idealen Diode zeigt den starken Einfluß der Grenzflächenzustände. Bei
Raumtemperatur würde man einen Leckstrom von ~10 -12 A/cm 2 erwarten, der selbst bei 373
K nur auf ~10 -8 A/cm 2 ansteigt. In Durchlaßrichtung würde der Strom bei 0,8 V schon 40
A/cm 2 betragen. Diese Werte werden von keiner der gemessenen Dioden erreicht. Der
Sperrstrom ist um 9 Größenordnungen höher und der Durchlaßstrom erheblich niedriger.
Liegt der Sperrstrom bei Raumtemperatur für die UHV-gebondeten Dioden mit niedrig
dotiertem n-Wafer (pn, p + n und p ++ n) in ähnlicher Größenordnung (~10 -3 A/cm 2 ), so steigt er
für die Dioden mit hochdotiertem n-Wafer (pn + und pn ++ ) stark an und erreicht im pn ++ -Fall
die gleiche Stromdichte wie in Durchlaßrichtung. Ursache dafür sind die Zustände, die als
Generationszentren fungieren. Die Zustandsdichte in der Bandmitte wird in der Größenordnung
der unipolaren Übergänge angenommen (~ 1⋅ 10 11 cm -2 ). Für UHV-gebondete
Dioden mit niedriger n-Dotierung wird eine ähnliche Aktivierungsenergie wie bei der
kommerziellen Diode 1N4151 mit einem Goldniveau nahe der Bandmitte (590 meV)
beobachtet. Daraus kann man schließen, daß auch in den UHV-gebondeten Dioden Zustände
in der Bandmitte für den Generationsstrom verantwortlich sind. Bei Dioden mit hoher n-
Dotierung verringert sich die Aktivierungsenergie. Nimmt man an, daß die Grenzfläche in
allen Fällen chemisch identisch ist, läßt sich nicht erklären, weshalb die Zustände
unterschiedliche Aktivierungsenergien aufweisen. Die Dotierungs-Ferminiveaus im hochdotierten
n-Silizium liegen sehr nahe an der Leitungsbandkante und sind fast identisch. Damit
läßt sich nicht erklären, warum man im pn + - und im pn ++ -Fall unterschiedliche
Aktivierungsenergien findet. Der einzige Unterschied der hochdotierten n-Wafer ist das
unterschiedliche Dotierungsmaterial: n + mit Antimon und n ++ mit Arsen. Während die niedrig
dotierten n-Wafer mit Phosphor dotiert waren. Die Aktivierungsenergie von z.B. 260 meV im
pn ++ -Fall läßt sich am einfachsten verstehen, wenn man ein Kaskadenmodell für die
Generation annimmt [229]. Der mittlere Abstand der beteiligten Niveaus beträgt rund 260
meV. Eine mögliche Erklärung für unterschiedliche Niveaus ist die Bildung verschiedener
Komplexe des Dotierungsmaterials Arsen mit den an der Grenzfläche vorhanden Leerstellen
sowie mit Fluor, Kohlenstoff, Wasserstoff oder Sauerstoff. So wird zum Beispiel von einem
Komplex einer Leerstelle mit Phosphor, Arsen oder Antimon bei einer Energie 420-430 meV
unterhalb des Leitungsbandes berichtet [230]. In diesem Literaturzitat wird gezeigt, daß die
Energie dieses Niveaus unabhängig vom Dotierstoff ist, jedoch ist an der gebondeten
Grenzfläche die Konzentration des Dotiermaterials unterschiedlich. Daher sieht man im
schwach dotierten Fall keinen Effekt, und mit zunehmender Dotierung steigt der Effekt stark
an. Der n ++ -Wafer hat eine Konzentration von 10 19 cm -3 Arsendotieratomen. Nimmt man an,
daß die Konzentration bis an die Grenzfläche erhalten bleibt und daß das Dotiermaterial bis zu
einer Tiefe von rund 1 nm einen Einfluß hat, so erhält man eine Flächenkonzentration für das
Arsen von 10 12 cm -2 . Bei niedrig dotierten n-Wafern beträgt die Flächenkonzentration für den
dotierenden Phosphor lediglich 10 7 cm -2 . Diese Zustände treten auch bei den hoch n-dotierten
Übergängen auf, jedoch wird der Effekt durch die Kontaktwiderstände des Aluminiums kaum
sichtbar.
Die Zustandsdichte bei 260 meV unterhalb des Leitungsbandes könnte von Kohlenstoffverunreinigungen
herrühren. Kohlenstoff erzeugt ein elektronenaktives Niveau bei 250 meV
69

15 -2
[193]. Eine (100)-Siliziumoberfläche weist 1,36⋅ 10 cm Bindungen auf. Bei einer
Absättigung von einem Prozent aller Bindungen mit Kohlenstoff sind das ~ 10 13 cm -2
Kohlenstoffatome an der Grenzfläche. Sind davon jedes zehnte bis hundertste elektrisch aktiv,
erreicht man Zustandsdichten von 10 10 - 10 11 cm -2 . Diese können die höhere Zustandsdichte in
den pn ++ -Dioden bewirken. Auch hier wird die Zustandsdichte durch die Kristalldefekte
verschmiert. Die Zustände sind auch für die temperaturabhängige Änderung des Idealitätsfaktors
verantwortlich.
Abschließend läßt sich die Zustandsdichteverteilung an der Grenzfläche wie folgt
beschreiben. In der Umgebung der Bandmitte herrscht eine kontinuierliche Zustandsdichte
von 1⋅ 10 11 cm -2 . In Richtung der Leitungsbandkante steigt diese Zustandsdichte an. Genaue
Aussagen sind nicht möglich, da die Messungen an den unipolaren hochdotierten nn-
Übergängen durch die Kontaktwiderstände überdeckt werden. In den Messungen der niedrig
dotierten n-Dioden (pn, p + n und p ++ n) zeigt sich jedoch, daß auch an diesen Übergängen ein
Einfluß von Zuständen herrschen muß und nur ein Teil des Effekts von den Kontaktwiderständen
hervorgerufen wird. In Richtung des Valenzbandes scheinen keine hohen
Zustandsdichten vorzuherrschen. Die pp-Übergänge leiten bei allen untersuchten Waferpaaren
besser als vergleichbare nn-Übergänge. Dieses Verhalten wurde auch schon an hydrophilen
Übergängen beobachtet [49]. Ursache dafür ist die Unterteilung der Zustände in zwei
Gruppen, die einen sind für Löcher aktiv, die anderen für Elektronen. Ursachen für die
Zustände sind die Eigendefekte des Siliziums, Metallverunreinigungen und Fluor,
Kohlenstoff, Wasserstoff oder Sauerstoff an der Grenzfläche.
Die elektrischen Eigenschaften UHV-gebondeter Übergänge lassen sich am ehesten mit denen
von Bikristallen vergleichen. Bikristalle werden durch das Ziehen und Zusammenwachsen
von zwei Einkristallen aus einer Schmelze hergestellt. Sie weisen auch nur eine Korngrenze
auf, die meist leicht verkippt ist. Sie sind allerdings im thermodynamischen Gleichgewicht, da
sie von Temperaturen über 1400°C langsam abgekühlt wurden. Für solche Bikristall-
Korngrenzen liegen viele Daten vor, die hier kurz mit denen der UHV-gebondeten Übergänge
verglichen werden sollen. Seager untersuchte einen mit 10 16 cm -3 n-dotierten Bikristall und
fand eine Barrierenhöhe von 300 meV, eine effektive Barrierenhöhe von 570 meV und eine
Zustandsdichte von 3⋅ 10 12 cm -2 nahe der Bandmitte [151]. Werner untersuchte in seiner
Dissertation einen p-dotierten Bikristall mit einer Dotierung von 1⋅ 10 15 cm -3 [168]. Er
beobachtete an dieser Grenzfläche eine Barrierenhöhe von 310 meV und ermittelte aus C-V-
Messungen nach der Leitwertmethode eine Zustandsdichte von 4⋅ 10 11 cm -2 und einen
Einfangquerschnitt von 2⋅ 10 -14 cm -2 . Aufgrund der hohen Temperatur bei der Herstellung
finden sich an der Grenzfläche nur Versetzungen und keine nanoskopischen Kristalldefekte.
Dafür diffundieren verstärkt Metallverunreinigungen und sammeln sich an der Grenzfläche.
Dadurch werden ähnliche Eigenschaften der Grenzflächen erreicht. Ein Vergleich der
Literaturwerte mit den in dieser Arbeit ermittelten Werten ergibt eine gute Übereinstimmung.
Hier zeigt sich eine höhere Zustandsdichte im nn-Fall verglichen mit dem pp-Übergang. Die
Barriere des nn-Übergangs von Seager ist aufgrund der höheren Dotierung etwas niedriger.
Ansonsten zeigen alle Werte gleiche Größenordnungen und besonders im pp-Fall eine sehr
gute Übereinstimmung. Vergleicht man die Ergebnisse aller Messungen mit theoretisch
berechneten Graphen von Pike, deutet auch der Verlauf der I-U- und C-V-Kennlinien auf eine
kontinuierliche Zustandsdichte hin [153].
In einem der wenigen Zitate über die elektrischen Eigenschaften von UHV-gebondeten
Übergängen beschreibt Hobart eine p + n-Diode mit niedrigem Sperrstrom (0.1 µA/cm 2 ) und
einem Idealitätsfaktor von 1,18 bei Raumtemperatur [98]. Die UHV-Bondung erfolgte jedoch
70

ei 400°C. Aufgrund der Temperatur sind aber die meisten Eigendefekte an der Grenzfläche
ausgeheilt bzw. gar nicht erst entstanden und ist der Wasserstoff noch nicht vollständig
desorbiert. Der Wasserstoff kann also noch einige vorhandene Defekte passivieren. Das
erklärt den kleinen Sperrstrom. Der Idealitätsfaktor wurde nur bei Raumtemperatur bestimmt.
Dort besitzen die hier untersuchten Dioden auch einen Idealitätsfaktor um 1.
Eine neue Veröffentlichung von Howlader [231] berichtet von UHV-gebondeten p + -Silizium/
n + -GaAs-Übergängen, sowie von p + p + -Übergängen. Vor dem UHV-Bonden reinigten die
Autoren die Oberflächen im UHV mit einem 1,5 keV-Argonionenstrahl und bondeten die
quadratmillimetergroßen Stücke unter Druck. Sie beobachteten bei den Dioden hohe Ströme
in Sperrichtung und geringe Ströme an den p + p + -Übergängen. Durch die Reinigung mit dem
Ionenstrahl beschädigten sie die Oberfläche stark und amorphisierten sie, so daß sie sehr hohe
Zustandsdichten an der Oberfläche und somit der späteren Grenzfläche erreichten, die selbst
im p + p + -Fall den Stromfluß über die Barriere massiv behinderten.
4.2.2. Hydrophob gebondete Siliziumgrenzflächen
Die hydrophob gebondeten Wafer wurden sofort nach dem Bonden bei 450°C bzw. 1000°C
für zwei Stunden getempert, um eine hohe Bindungsstärke zwischen den Wafern zu erreichen.
Die beiden Temperaturen wurden gewählt, da sie charakteristische Bereiche bei der
thermischen Entwicklung der Grenzfläche repräsentieren und deren Einfluß auf die
elektrischen Eigenschaften der Bondung untersucht werden sollte. Es wurden nn- und pp-
Übergänge mit den gleichen Dotierungen wie im vorigen Kapitel gebondet. Zuerst wurde die
Bondqualität mit IR-Durchstrahlung und Ultraschallmikroskopie untersucht. Hier entstehen
beim Tempern bei 450°C große Blasen an der Grenzfläche und die Bondenergie ist mit 500
mJ/m 2 zu klein für technische Anwendungen. Nach dem Tempern bei 1000°C ist der gesamte
Wasserstoff entlang der Grenzfläche nach außen diffundiert, und die Wafer sind an der
gesamten Grenzfläche defektfrei verbunden (Vgl. Kap. 4.1.). Zuerst wurden die schwach
dotierten Wafer untersucht. Thermographiemessungen der bei 1000°C getemperten
Waferpaare zeigen eine homogene Stromverteilung über die gesamte Grenzfläche.
Abb. 4.37: Ultraschallmikroskopische und thermographische Aufnahme (Skala hier 0-2 mK)
eines bei 450°C getemperten hydrophoben pp-Übergangs.
71

Bei den bei 450°C getemperten Waferpaaren findet an den Stellen, an denen die Blasen den
Kontakt der beiden Wafer unterbinden, kein Stromfluß statt. Diese Stellen bleiben in der
Thermographieaufnahme dunkel. An den kontaktierten Stellen fließt der Strom homogen. Die
Grenzfläche eines bei 450°C getemperten nn-Waferpaares im ultraschallmikroskopischen Bild
ist in Abbildung 4.37 dargestellt. Zur besseren Charakterisierung der elektrischen Eigenschaften
wurden auch hier Stücke aus der Mitte der Wafer präpariert. Die gemessen I-U-
Kennlinien zeigen eine höhere Stromdichte als die vergleichbaren UHV-gebondeten
Waferpaare. Die Stromdichte steigt auf einige A/cm 2 bei 1 V. Die höhere Stromdichte läßt
sich durch den Einfluß von Wasserstoff und der hohen Temperatur erklären. Der Wasserstoff
ist nach dem Tempern bei 450°C noch reichlich an der Grenzfläche vorhanden und passiviert
einen Großteil der elektrisch aktiven Defekte. Bei höheren Temperaturen diffundiert der
Wasserstoff entlang der Grenzfläche, ein Bruchteil aber diffundiert auch in das Silizium und
passiviert dort weiter die Defekte. Während des Temperns findet durch die hohe Temperatur
eine Ordnung der Grenzfläche statt (Vgl. Kap. 4.1.), so daß an der Grenzfläche keine nanoskopischen
Kristalldefekte vorliegen wie an den UHV-gebondeten Grenzflächen. Bei der
Messung der I-U-Kennlinien beobachtet man ein interessantes Verhalten (Abb. 4.38).
Stromdichte in A/cm 2
0.75
0.50
0.25
0.00
-0.25
-0.50
-0.75
nn- 450°C
nn-1000°C
pp- 450°C
pp-1000°C
-1.0 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
Spannung in Volt
Abb. 4.38: I-U-Kennlinien niedrigdotierter, hydrophob gebondeter nn- und pp-Waferpaare
nach dem Tempern bei 450°C bzw. 1000°C.
An den nn-Übergängen findet sich nach dem Tempern bei 450°C eine höhere Stromdichte als
nach dem Tempern auf 1000°C. Bei den pp-Übergängen beobachtet man genau das
entgegengesetzte Verhalten. Offensichtlich ändert sich die Barrierenhöhe während des
Temperns (Tabelle V). Im pp-Fall sinkt die Barriere, und im nn-Fall steigt sie nach dem
Tempern bei 1000°C an. Zur Untersuchung des unterschiedlichen Verhaltens beim Tempern
wurden Spreading-Resistance-Messungen durchgeführt. Abbildung 4.39 zeigt den Graph von
Messungen für bei 1000°C getemperte Waferpaare. Bei den Messungen ergibt sich, daß die
Ladungsträgerkonzentration an der Grenzfläche im nn-Fall absinkt, während sie im pp-Fall
72

ansteigt. Durch das Absinken der Ladungsträgerkonzentration steigt die Weite der
Raumladungszone und die Barrierenhöhe, und demzufolge sinkt die Stromdichte. Im pp-Fall
ergibt sich das entgegengesetzte Verhalten, und die Stromdichte steigt an.
Barrierenhöhe
in meV nach
dem Tempern bei
nn-Übergang
pp-Übergang
450°C
230
230
1000°C
Table V: Barrierenhöhen der hydrophob gebondeten Waferpaare (eV

Eine hohe Stromdichte erreicht man wieder durch das Bonden von hochdotierten Wafern. Es
wurden nur bei 1000°C getemperte Waferpaare untersucht, da nur diese aufgrund ihrer hohen
Bondenergie und der blasenfreien Grenzfläche für technologische Anwendungen in Frage
kommen. Auch bei den hydrophob gebondeten Waferpaaren zeigt sich, daß die pp-Übergänge
den Strom besser leiten als die nn-Übergänge. Der Unterschied resultiert aus dem schon im
vorigen Kapitel beschriebenen Kontaktproblem. Im pp-Fall beobachtet man einen linearen
Verlauf der I-U-Kennlinie und erreicht 70 A/cm 2 bei einem Spannungsabfall von 0,37 V
(Abb. 4.40). Ein Vergleich des theoretischen Widerstandes infolge der Dotierung (2 mΩ/cm 2 )
mit dem experimentell bestimmten Widerstand (5 mΩ/cm 2 ) demonstriert, daß die Grenzfläche
kaum Einfluß auf den Stromfluß hat. Der Stromfluß wird nur von dem Widerstand des
Wafermaterials begrenzt. Die Konzentration der Borverunreinigung an der Grenzfläche ist im
Verhältnis zur Ladungsträgerkonzentration in dem hochdotierten Silizium sehr klein und das
Bor hat hier keine Auswirkung.
Stromdichte in A/cm 2
80
70
60
50
40
30
20
10
p + p + 1000°C
0
0
0.00 0.25 0.50 0.75 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00 2.25
Spannung in Volt
n + n + 1000°C
Abb. 4.40: I-U-Kennlinien hoher Stromdichten an hochdotierten hydrophob gebondeten
Waferpaaren mit 85 mm Durchmesser nach dem Tempern bei 1000°C.
Bondet man pn-Übergänge hydrophob und tempert diese, diffundiert das Dotierungsmaterial
des höher dotierten Wafers in den niedriger dotierten Wafer. Der abrupte Übergang wird
zerstört und es entsteht ein Diffusionsprofil. Der pn-Übergang verschiebt sich von der
Grenzfläche in den niedriger dotierten Wafer, und der Einfluß der Grenzfläche wird durch die
hohe Ladungsträgerkonzentration in dem hochdotierten Material unterdrückt. Je nach
Temperatur und Dauer der Temperung kann sich der pn-Übergang um 5 µm oder mehr in den
niedriger dotierten Wafer verschieben. So ergeben sich sehr gute Diodeneigenschaften für
hydrophob gebondete und getemperte Wafer. Die Literatur berichtet für hydrophob gebondete
und bei 1100°C 4 h lang getemperte Waferpaare eine Stromdichte von 250 A/cm 2 bei 1,5 V in
Durchlaßrichtung [237,238].
74
4500
4000
3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
Strom in Ampere

4.2.3. Hydrophil gebondete Siliziumgrenzflächen
Auf die hydrophilen Grenzflächen soll hier nur kurz eingegangen werden, da die elektrischen
Eigenschaften mehrfach untersucht und in der Literatur beschrieben wurden [10,48-52]. Es
wurden mehrere hydrophile Waferpaare untersucht, und die Ergebnisse seien hier am Beispiel
eines pp-Überganges mit 10 Ωcm, getempert bei 950°C für 2 h, dargestellt, um sie später mit
der Literatur zu vergleichen. Nach dem Bonden wurden die hydrophilen Waferpaare
getempert. Die Temperaturen entsprechen denen, die schon im Kapitel über die Strukturentwicklung
hydrophiler Wafer beschrieben wurden. Zur Erzielung hoher Bindungsstärken
und defektfreier Grenzflächen waren Ausheiztemperaturen über 950°C nötig. Nach dem
Tempern sind die Wafer defektfrei miteinander verbunden. Die Stromdichteverteilung an der
Grenzfläche wurde wieder mit der Thermographie analysiert. Abbildung 4.41 zeigt den pp-
Übergang mit 10 Ωcm im IR-Durchstrahlungsbild und die Thermographieaufnahme im
Vergleich. Der Stromfluß über die gebondete Grenzfläche ist gering und die Verteilung der
Stromdichte sehr inhomogen. In der Mitte isoliert die Oxidschicht am besten. Aus dieser
Region wurden Stücke präpariert und untersucht.
Abb. 4.41: IR-Durchstrahlungsbild und thermographische Aufnahme (Skala hier 0-4 mK)
eines bei 950°C getemperten hydrophilen pp-Waferpaares.
Die Messung der I-U-Kennlinien ergab eine Stromdichte von 30 mA/cm 2 bei einer Spannung
von einem Volt. Bei höheren Spannungen steigt der Strom an, erreicht aber selbst bei 30 V
mit 350 mA/cm 2 keine hohen Stromdichten (Abb. 4.42). Die Oxidbarriere und die durch die
elektrisch aktiven Zustände verursachte Raumladungszone behindern massiv den Stromfluß
an der Silizium-Siliziumoxid-Grenzfläche. Die temperaturabhängige Leitwertmessung zeigt,
daß die Barriere thermisch aktiviert überwunden wird, während die Oxidbarriere durchtunnelt
wird. Der Spannungsabfall an der Tunnelbarriere ist sehr gering. Aus den temperaturabhängigen
Leitwertsmessungen und aus der Hochfrequenzkapazität läßt sich die Barrierenhöhe
an der Silzium-Siliziumoxid-Grenzfläche unabhängig voneinander jeweils mit 200 meV
bestimmen. Bengtsson [49] berichtet in seiner Dissertation von gleichen Stromdichten und
Barrierenhöhen an hydrophil gebondeten pp-Übergängen ähnlicher Dotierung. Die frequenzabhängige
Messung des Leitwerts und der Kapazität zeigt eine starke Abhängigkeit beider
Werte von der Frequenz. Daraus ergibt sich folgendes Modell für die Grenzfläche: An der
75

Grenzfläche vom Silizium zum Siliziumoxid sind die Stöchiometrie und das Gitter gestört,
und es haben sich elektrisch aktive geladene Zustände gebildet. Zusätzlich diffundieren
mögliche Kontaminationen von der hydrophilen Bondgrenzfläche zur Silizium-Siliziumoxid-
Grenzfläche und erhöhen dort die Zustandsdichte [49]. Diese Zustände laden sich auf und
bewirken die Ausbildung einer Raumladungszone und einer Barriere. Das Bändermodell
gleicht dem der doppelten Schottkybarriere, nur daß an der Grenzfläche eine Oxidschicht
vorhanden ist. Nach der Leitwertmethode von Nicollian und Goetzberger kann man auch hier
12 -2
die Zustandsdichte bestimmen. Es ergibt sich ein Wert von 3⋅ 10 cm für die Zustandsdichte
an der Silizium-Siliziumoxid-Grenzfläche. Bengtsson beobachtete an hydrophil gebondeten
Übergängen Zustandsdichten zwischen 5⋅ 10 11 - 2⋅ 10 12 cm -2 [57].
Stromdichte in mA/cm 2
30
20
10
0
-10
-20
-30
0
0 5 10 15 20 25 30 35
-1.00 -0.75 -0.50 -0.25 0.00 0.25 0.50 0.75 1.00
400
300
200
100
Spannung in Volt
Abb. 4.42: I-U-Kennlinie eines niedrigdotierten hydrophil gebondeten pp-Übergangs nach
dem Tempern bei 950°C.
Hochdotierte hydrophile Waferpaare, die für 2 h bei 1100°C getempert wurden, zeigen einen
hohen Stromfluß über die Oxidbarriere. Durch das Tempern haben sich in der
Siliziumoxidschicht an einigen Stellen Durchbrüche gebildet. Es werden hohe Stromdichten
erreicht. Im p + p + -Fall wird ein linearer Verlauf und ein Spannungsabfall von 0,52 V bei 70
A/cm 2 beobachtet (Abb. 4.43). Der unterschiedliche Verlauf der pp- und nn-Proben ist auf das
schon beschriebene Kontaktproblem zurückzuführen. Es zeigt sich hier, daß die Oxidbarriere
und die Zustände an der Grenzfläche den Stromfluß kaum behindern. Die Raumladungszone
vor der Oxidschicht ist aufgrund der hohen Dotierung sehr klein, und die Ladungsträger
tunneln durch die Oxidschicht. Je dünner die Oxidschicht ist, desto höher ist die erreichbare
Stromdichte. Auch Shimbo beobachtete einen linearen Verlauf der I-U-Kennlinie an einem
hydrophil gebondeten p + p + -Übergang nach vierstündigem Tempern bei 1180°C [2].
Es wurden auch pn-Übergänge hergestellt und untersucht. Hier lassen sich Diodeneigenschaften
beobachten. Die Dioden zeichnen sich durch einen geringen Stromfluß in
Durchlaßrichtung (200 mA/cm 2 bei 5 V) aus. In Sperrichtung beträgt der Stromfluß bei einem
76

Volt ~10 -5 A/cm 2 . Der Idealitätsfaktor der Dioden liegt bei Werten zwischen 5 und 20.
Hydrophile p + n-Übergänge von Bengtsson, die 2 Stunden bei 1100°C getempert wurden,
wiesen ähnlich geringe Stromdichten in Durchlaßrichtung und hohe Idealitätsfaktoren (2-7)
auf [57].
Nach dem Tempern bei 950°C oder bei höheren Temperaturen ist die Oxidschicht an der
Grenzfläche an einigen Stellen durchbrochen und das kristalline Silizium epitaktisch
zusammengewachsen (Vgl. Kap. 4.1.3.). Die Kantenlänge der meist quadratischen
Durchbrüche beträgt 50-100 nm. An der Silizium-Siliziumoxid-Grenzfläche hat sich aufgrund
der Zustandsdichte von ~ 10 12 cm -2 eine Barriere gebildet. Die Raumladungszone vor der
Oxidschicht des pp-Überganges mit 10 Ωcm hat eine Ausdehnung von ~ 1 µm. Die
Ausdehnung der Raumladungszone überdeckt die Löcher im Siliziumoxid. Ladungsträger, die
über die Grenzfläche fließen, überwinden thermisch aktiviert die Barriere oder sie tunneln
direkt durch die Siliziumoxidschicht. Bei den hohen Dotierungen beträgt die Breite der
Raumladungszone nur noch etwa 10, nm und die Ladungsträger können durch die
Durchbrüche fließen. Außerdem nimmt der Tunnelanteil durch das Siliziumoxid wegen der
dünnen Raumladungszone stark zu.
Stromdichte in A/cm 2
80
70
60
50
40
30
20
10
p + p + HL 1100°C
n ++ n ++ HL 1100°C
0
0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 2.5 3.0
Spannung in Volt
n + n + HL 1100°C
Abb. 4.43: I-U-Kennlinien hoher Stromdichten an hochdotierten, hydrophil gebondeten
Waferpaaren mit 85 mm Durchmesser nach dem Tempern bei 1100°C.
An pn-Waferpaaren, die bei 1000°C 2 h lang getempert wurden, sorgt die Oxidschicht für
einen kleinen Sperrstrom, jedoch ist auch der Durchlaßstrom sehr klein und der Idealitätsfaktor
viel zu groß. Untersuchungen an hydrophil gebondeten Dioden wurden von Shimbo
veröffentlicht [2]. Ein hydrophiler p + n-Übergang war vier Stunden bei 1180°C getempert
worden. Es wurde ein Leckstrom von 10 µA bei 1600 V und ein Idealitätsfaktor von 1.2
beobachtet. Allerdings war aufgrund der langen Ausheizdauer der pn-Übergang 4 µm von der
Bondgrenzfläche in den n-Wafer diffundiert. Das erklärt die guten elektrischen Eigenschaften
der Diode.
77
4500
4000
3500
3000
2500
2000
1500
1000
500
0
Strom in Ampere

4.2.4. Zusammenfassung der Ergebnisse
An allen untersuchten Grenzflächen haben sich Zustände gebildet, die eine Raumladungszone
und eine Potentialbarriere bedingen. Die Zustände resultieren aus Kontaminationen der
Siliziumoberflächen vor dem Bonden und von Kristalldefekten an den gebondeten
Grenzflächen. Bei den getemperten hydrophoben Waferpaaren werden die Defekte an der
Grenzfläche durch den Wasserstoff passiviert. Dafür tritt an den hydrophoben Grenzflächen
ein Effekt auf, der an UHV-gebondeten Grenzflächen durch die hohe Zustandsdichte
überdeckt wird. Eine Borverunreinigung verändert das Dotierungsniveau an der Grenzfläche
und beeinflußt so den Stromfluß. Das Bor muß auch an den UHV-gebondeten Grenzflächen
vorhanden sein, jedoch wird das Bor erst beim Tempern auf 1000°C elektrisch aktiv, und die
UHV-Bondungen wurden bei Raumtemperatur durchgeführt. An hydrophilen Grenzflächen
wurde auch Bor nachgewiesen. Generell zeigt sich bei allen schwach dotierten Waferpaaren,
daß pp-Übergänge den Strom wesentlich besser leiten als nn-Übergänge. Die möglichen
Verunreinigungen scheinen p-dotierte Übergänge weniger zu beeinflussen als n-dotierte.
Gebondete Dioden zeigen nur nach dem Tempern bei Temperaturen über 1000°C Diodeneigenschaften,
welche kommerziellen Dioden nahe kommen. UHV-gebondete und hydrophile
Dioden weisen aufgrund der Zustände in der Bandlücke abweichende elektrische
Eigenschaften auf. Thermographische Untersuchungen der Stromdichteverteilung ergeben
eine inhomogene Verteilung des Stromflusses über die gebondete Grenzfläche.
Hohe Stromdichten erreicht man in allen Fällen durch das Bonden von hochdotierten Wafern.
Hier werden hohe Stromdichten bei geringen Spannungsabfällen beobachtet. Neben den
Kontaktproblemen der nn-Übergänge zeigt sich hier auch wieder, daß pp-Übergänge den
Strom wesentlich besser leiten. Der Stromfluß über hochdotierte hydrophobe pp-Übergänge
wird nur vom Widerstand der p-Wafer begrenzt, in den anderen Fällen ist er kleiner, als es
theoretisch gemäß der Dotierung der Wafer möglich wäre.
78

4.3. Gewachsene und UHV-gebondete Metall-Silizium-Grenzflächen
4.3.1. Herstellung und Vergleich der Grenzflächen
Eine Möglichkeit für die Spininjektion in einen Halbleiter ist ein direkter Übergang vom
ferromagnetischen Metall zum Halbleiter. Zwischenschichten können aufgrund zusätzlicher
Grenzflächen und Streuzentren einen Verlust der Spinpolarisation bewirken. Bei der
Herstellung solcher Metall-Halbleiter-Grenzflächen durch Bedampfen oder Sputtern kommt
es in vielen Fällen zu einer Reaktion an der Grenzfläche. Beim Sputtern stoßen je nach
Betriebsdruck hochenergetische Metallcluster, -ionen und einzelne Atome auf die
Halbleiteroberfläche, während beim Bedampfen im UHV hauptsächlich nur einzelne Atome
auf die Oberfläche auftreffen. In den Systemen Nickel-Silizium und Kobalt-Silizium bildet
sich an der Grenzfläche eine Reaktionsschicht [239]. Die Idee in dieser Arbeit war, daß man
diese Reaktion an der Grenzfläche verringern kann, indem man die Grenzfläche durch
Bonden herstellt. Beim Bonden werden großflächig zwei Oberflächen in Kontakt gebracht.
Die Reaktion sollte sich in diesem Fall verlangsamen oder gar nicht stattfinden, da die
Reaktivität bei einer fest-fest-Reaktion geringer als bei einer gasförmig-fest-Reaktion ist. Eine
weitere Idee war, die Reaktion durch eine dünne durchtunnelbare Zwischenschicht zu
vermeiden.
Zur Überprüfung dieser Idee wurden Übergänge zwischen Silizium und ferromagnetischen
Metallen hergestellt und untersucht. Als Metalle wurden Kobalt und Nickel gewählt. Die
(100)-Siliziumwafer wurden wie schon früher beschrieben gereinigt. Ein Teil der Wafer
wurde hydrophob vorgebondet, um später einen direkten Metall-Halbleiter-Übergang
herzustellen. Die anderen Wafer waren hydrophil vorgebondet, um die rund 2 nm dicke
Oxidschicht an der Oberfläche zu erhalten. Diese Oxidschicht sollte eine mögliche Reaktion
des aufzubringenden Metalls an der Grenzfläche verhindern. Die Waferpaare wurden, wie in
Kapitel 3.3. beschrieben, in die UHV-Bondanlage eingeschleust und getrennt. Beide
Waferarten wurden thermisch behandelt; bei den hydrophoben Wafern wurde der Wasserstoff
bei 450°C für 5 min thermisch desorbiert, während bei den hydrophilen Wafern das Wasser
durch ein- bis zweistündiges Tempern bei maximal 300°C entfernt wurde (vgl. Kap. 2.1. und
3.3.). Der Verlauf dieser Prozesse und die Desorption der Moleküle wurde mit einem
Massenspektrometer überwacht. Es entstanden dabei eine reine Siliziumoberfläche bzw. eine
mit ca. 2 nm Oxid bedeckte Siliziumoberfläche. Die 2×1-Rekonstruktion der reinen
Siliziumoberfläche wurde mit RHEED nachgewiesen (Abb. 4.44). Auf diese Oberflächen
wurde eine dünne Schicht aus dem ferromagnetischen Metall mit Hilfe eines
Elektronenstrahlverdampfers abgeschieden, wobei die Wafer nominal auf Raumtemperatur
blieben. Die Metallabscheidung wurde mit RHEED beobachtet.
Abb.4.44: RHEED-Aufnahme einer (2×1)-rekonstruierten Siliziumoberfläche
79

a) b)
Abb. 4.45: RHEED-Aufnahmen während der Nickelabscheidung auf eine (2×1)-rekonstruierte
Siliziumoberfläche: Bildung einer amorphen Zwischenschicht (a), auf der sich anschließend
das Metall polykristallin abscheidet (b).
Während des Bedampfens mit Nickel wurde die Rekonstruktion der reinen Siliziumoberfläche
schnell zerstört. Das scharfe Beugungsbild des Siliziums veränderte sich schon kurz nach der
Abscheidung von nominal einer Monolage des Metalls zu einem diffusen, strukturlosen
Beugungsbild, was auf eine amorphe Zwischenphase schließen läßt, auf der sich das weitere
Metall polykristallin abscheidet (Abb. 4.45). Anschließend wurden die beschichteten Wafer
bei Raumtemperatur gebondet. Dabei wurden verschiedene Kombinationen untersucht, indem
das Metall entweder direkt auf den Halbleiter, auf das Oxid oder auf eine weitere
Metallschicht gebondet wurde. Abbildung 4.46 zeigt IR-Durchstrahlungsbilder der
verschiedenen Kombinationen am Beispiel des Kobalts. Eine genaue Übersicht über die
Experimente und die Resultate gibt die Tabelle VI.
a) b) c)
Abb. 4.46: Infrarot-Durchstrahlungsbilder gebondeter Metall-Siliziumstrukturen a) Si-Co-Si,
b) Si/SiO2-Co-SiO2/Si, c) Si/SiO2-Co-Co-SiO2/Si.
Das Auftreten einer amorphen Zwischenschicht zeigt auch die HRTEM-Querschnittsaufnahme
einer Silizium-Nickel-Silizium-Struktur in Abbildung 4.47. Oben und unten
erkennt man die einkristallinen Gitterebenen der (100)-Siliziumwafer. An der gewachsenen
Seite (unten) findet man eine amorphe Schicht aus Nickelsilizid und darüber die Netzebenen
des polykristallinen Nickels. Es hat sich an der Grenzfläche eine rund 2 nm dicke Schicht
amorphes Nickelsilizid gebildet. Wird die Metallschicht bei Raumtemperatur auf eine
Siliziumoberfläche gebondet, findet an der Bondgrenzfläche (oben) auch eine Reaktion statt.
Es bildet sich hierbei eine dünnere, unregelmäßige Schicht amorphes Nickelsilizid. Beim
80

Kobalt läßt sich ein ähnliches Verhalten beobachten, jedoch ist die Reaktivität des Kobalts
geringer als die des Nickels. Die gewachsene Kobaltsilizidschicht ist zwar dicker als die an
der Bondgrenze, jedoch ist der Dickenunterschied zwischen beiden kleiner. Eine
vergleichbare Kobaltstruktur ist in Abbildung 4.48 dargestellt.
Gewachsene
Grenzfläche
Si-Ni
Si-Co
Si/SiO2-Ni
Si/SiO2-Co
2 × Si/SiO2-Ni
2 × Si/SiO2-Co
Gebondete
Grenzfläche
Ni-Si
Co-Si
Ni-SiO2
Co-SiO2
Ni-Ni
Co-Co
Schichtstruktur
Si-Ni ~ Si
Si-Co ~ Si
Si/SiO2-Ni ~ SiO2/Si
Si/SiO2-Co ~ SiO2/Si
Si/SiO2-Ni ~ Ni-SiO2/Si
Si/SiO2-Co ~ Co-SiO2/Si
Bondenergie
in mJ/m 2
> 2000
> 2000
50 – 100
50 – 100
> 2000
> 2000
Reaktion an
der gewachsenen
Grenzfläche
amorphes
Nickelsilizid
amorphes
Kobaltsilizid
vermutete
Metalloxidbildung
vermutete
Metalloxidbildung
vermutete
Metalloxidbildung
vermutete
Metalloxidbildung
Reaktion an
der gebondeten
Grenzfläche
amorphes
Nickelsilizid
amorphes
Kobaltsilizid
Keine
Keine
Interdiffusion
Interdiffusion
Tabelle VI: Übersicht der Bondergebnisse ( - gewachsene und ~ gebondete Grenzfläche).
In beiden Fällen ist die Bondenergie aufgrund der an den Grenzflächen stattfindenden
Reaktionen mit mehr als 2000 mJ/m 2 sehr hoch. Es läßt sich nur eine Untergrenze der
Bondenergie für den Übergang Metall-Silizium bestimmen, da der Klingentest zum
Ausbrechen des Siliziums führt.
Abb. 4.47: Vergleich einer gewachsenen mit einer gebondeten Nickel-Silizium-Grenzfläche
im HRTEM-Querschnitt. Wie auch in Abbildung 4.48 ist die untere, glattere Grenzfläche
beim Bedampfen entstanden und die obere, unregelmäßige während des Bondprozesses.
81

Abb. 4.48: Vergleich einer gewachsenen mit einer gebondeten Kobalt-Silizium-Grenzfläche
im HRTEM-Querschnitt (vgl. Abb. 4.47).
In weiteren Experimenten wurde eine nominell 3 nm dicke Nickelschicht auf einem (2×1)rekonstruierten
Siliziumwafer abgeschieden. Dieser Einzelwafer wurde im Röntgendiffraktometer
untersucht, um zu prüfen, ob die im TEM-Querschnitt sichtbare Reaktion an
der Grenzfläche ein Artefakt der TEM-Probenpräparation ist. Dazu wurden mit der
Röntgendiffraktometrie die Dicken der einzelnen Schichten bestimmt. Ein direkter Übergang
Metall-Halbleiter ließ sich nicht nachweisen (Abb. 4.49). Die gemessene Reflektometriekurve
ließ sich nur mit einer Zwischenschicht aus Nickelsilizid simulieren (Abb. 4.50). Die Schicht
aus Nickeloxid an der Oberseite bildet sich an der Luft und tritt nur bei der Reflektometriemessung
auf.
Zählrate
10 6
10 5
10 4
10 3
10 2
10 1
10 0
simulierte Schichtdicken
Silizium
Nickel
Nickeloxid
Substrat
7.1 nm
1.1 nm
Messung
Simulation
0.00 0.25 0.50 0.75 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00
Winkel θ in °
Abb. 4.49: Reflektometriemessung und Simulation für eine Nickel-Silizium-Grenzfläche mit
einem direkten Nickel-Siliziumübergang. Schlechte Übereinstimmung der Simulation mit
dem Experiment.
82

TEM-Untersuchungen der Grenzflächen zeigten, daß an manchen Stellen lokale
Verunreinigungen die Reaktion zwischen dem Nickel und dem Silizium unterbunden hatten.
Davon sind Karbide und Oxide die bekanntesten stabilen Verbindungen, die auch als dünne
Schichten hergestellt werden können. Speziell Oxide lassen sich sehr gut deckend und
gleichzeitig dünn auf Oberflächen erzeugen.
Zählrate
10 6
10 5
10 4
10 3
10 2
10 1
10 0
simulierte Schichtdicken
Silizium
Nickelsilizid
Nickel
Nickeloxid
Substrat
3.8 nm
2.3 nm
2.2 nm
Messung
Simulation
0.00 0.25 0.50 0.75 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00
Winkel θ in °
Abb. 4.50: Reflektometriemessung und Simulation für eine Nickel-Silizium-Grenzfläche mit
einer Zwischenschicht aus Nickelsilizid. Gute Übereinstimmung der Simulation mit dem
Experiment.
Abb. 4.51: HRTEM-Aufnahme einer gebondeten und einer gewachsenen Silizium-
Siliziumoxid-Nickel-Grenzfläche nach dem Tempern bei 400°C (- - - - Bondgrenzfläche)
83

Daher wurde versucht, die Reaktion durch eine Zwischenschicht aus Siliziumoxid zu
unterdrücken. Scheidet man das Metall auf einem Wafer mit dünner Oxidschicht ab, findet an
der Grenzfläche eine leichte Reaktion des Metalls mit dem Sauerstoff des Siliziumoxids statt.
Dabei bildet sich an der Grenzfläche eine dünne Schicht aus Metalloxid, die das Metall gut
auf dem Oxid haften läßt. Bondet man diese Metallschicht bei Raumtemperatur auf einen
weiteren oxidierten Wafer, so haften diese sehr schwach aneinander. Die Bondenergie ist mit
50 -100 mJ/m 2 sehr gering. Dieser Wert entspricht einer reinen van-der-Waals-Bindung, die
keine kovalenten oder ionischen Anteile enthält. Da diese Bondenergie für technische
Anwendungen zu gering ist, wurde nun versucht, die Bondenergie der Metall-Oxid-Bondung
zu erhöhen. Dazu wurden gebondete Waferpaare mit Nickel an der Grenzfläche nach dem
Bonden in der Ausheizkammer der UHV-Anlage getempert. Es wurde jeweils ein Waferpaar
bei 250°C und bei 400°C für eine Stunde ausgeheizt. Nach Angaben in der Literatur findet die
Bildung von kristallinem Nickelsilizid durch eine Siliziumoxidschicht an einer Nickel-
Siliziumoxid-Silizium-Grenzfläche erst bei Temperaturen ab 700°C statt [239]. Daher wurde
vermutet, daß bei diesen Temperaturen keine Reaktion stattfindet, aber die Bondenergie
aufgrund von leichten Diffusionsprozessen steigt. In beiden Fällen steigt die Bondenergie an.
Sie nimmt mit höherer Temperatur stark zu. Bei der 250°C-Probe beträgt sie 1500 mJ/m 2 und
bei der 400°C-Probe >2000 mJ/m 2 . HRTEM-Querschnittsaufnahmen zeigen, daß schon bei
250°C das Siliziumoxid an der gewachsenen Grenzfläche durchbrochen wird und eine
Reaktion zwischen dem Nickel und dem Silizium zu kristallinem Nickelsilizid stattfindet.
In den HRTEM-Aufnahmen erkennt man pyramidenförmige Kristallite, die epitaktisch in das
Silizium gewachsen sind. Die (111)-Gitterebenen des Nickelsilizids haben fast den gleichen
Abstand wie die (111)-Gitterebenen des Siliziums (Abb. 4.52). Die (111)-Ebenen des
Siliziums haben einen Gitterabstand von 0,31355 nm [240] und die (111)-Gitterebenen des
NiSi2 einen Abstand von 0,31190 nm [241]. Damit wurde das Nickelsilizid als NiSi2
identifiziert. Treten diese Durchbrüche bei 250°C nur vereinzelt auf, so bedecken sie bei
400°C schon fast die ganze Grenzfläche (Abb. 4.51). Das erklärt auch die wesentlich höhere
Bondenergie bei 400°C.
Abb. 4.52: Hochaufgelöste TEM-Aufnahme der epitaktisch in das Silizium eingewachsenen
NiSi2-Kristallite nach Tempern bei 400°C
84

Bei Raumtemperatur vermindert die Oxidschicht die Reaktion zwischen Nickel und Silizium.
Das konnte sowohl durch die Simulation einer Reflektometriemessung an einem
nickelbeschichteten oxidierten Wafer nachgewiesen werden (Abb. 4.53) als auch durch TEM-
Querschnitte ungebondeter Wafer.
Bondet man einen metallbeschichteten oxidierten Wafer bei Raumtemperatur auf einen
oxidfreien Siliziumwafer, findet, wie schon erwähnt, eine Bildung von Nickelsilizid an der
Metall-Halbleiter-Grenzfläche statt, wodurch die Bondenergie an dieser Grenzfläche sehr
hoch ist. Führt man an dieser Probe einen Klingentest durch, läßt sich eine Bondenergie
>2000 mJ/m 2 bestimmen. Das bestätigt die Vermutung, daß sich an der Metall-Oxid-
Grenzfläche eine Bindung zwischen dem Sauerstoff des Siliziumoxids und dem Nickel
gebildet hat, da die Bondung nun an beiden Grenzflächen eine hohe Bondenergie aufweist.
Zählrate
10 6
10 5
10 4
10 3
10 2
10 1
10 0
simulierte Schichtdicken
Silizium
Siliziumoxid
Nickel
Nickeloxid
Substrat
3.6 nm
10.1 nm
1.3 nm
XRD-Messung
Simulation
0.00 0.25 0.50 0.75 1.00 1.25 1.50 1.75 2.00
Winkel θ in °
Abb. 4.53: Reflektometriemessung und Simulation für eine Silizium-Siliziumoxid-Nickel
Schicht.
In weiteren Versuchen wurden jeweils zwei oxidierte Wafer mit dem gleichen Metall (Kobalt
bzw. Nickel) beschichtet und diese direkt aufeinander gebondet. Dabei hafteten die
Metallschichten auf der ganzen Fläche sehr gut aneinander und es ließen sich keine
Zwischenräume an der Grenzfläche beobachten. Es ergab sich eine hohe Bondstärke, die zum
Ausbrechen des Siliziums während des Klingentests führte. HRTEM-Querschnittsaufnahmen
der Kobalt-Kobalt bzw. Nickel-Nickel-Bondung sind in den Abbildungen 4.54 und 4.55
dargestellt. Oben und unten in den jeweiligen Aufnahmen erkennt man wieder die (100)-
Gitterebenen der Siliziumwafer. Die amorphen Deckschichten aus Siliziumoxid sind noch
erhalten. Dazwischen hat sich beim Bonden eine durchgehende polykristalline Metallschicht
gebildet. Die Bondgrenzfläche ist als solche nicht mehr zu erkennen. Das Nickel erweist sich
auch hier als das reaktivere Metall. Es hat durch das Siliziumoxid hindurch lokal mit dem
85

Silizium zu amorphem oder kristallinem Nickelsilizid reagiert. Daher ist in Abbildung 4.55
die zentrale Nickelschicht inhomogener in der Dicke, und die angrenzenden
Siliziumoxidschichten bzw. die Siliziumoberflächen mit Nickelsilizidinseln erscheinen
welliger. Das Kobalt in Abbildung 4.54 bleibt als glatte Schicht zwischen dem Siliziumoxid
und reagiert nicht mit dem Silizium.
Abb. 4.54: TEM-Querschnittsaufnahme der gebondeten Kobalt-Kobalt-Grenzfläche in einer
Silizium-Siliziumoxid-Kobalt-Struktur nach UHV-Bonden bei Raumtemperatur.
Abb. 4.55: TEM-Querschnittsaufnahme der gebondeten Nickel-Nickel-Grenzfläche in einer
Silizium-Siliziumoxid-Nickel-Struktur nach UHV-Bonden bei Raumtemperatur.
86

Scheidet man ein Metall auf einem Halbleiter ab, bildet sich eine Schottkydiode. Die
elektrischen Eigenschaften der gewachsenen und der gebondeten Silizium-Nickel-Silizium-
Schottkydioden wurden mit Hilfe von Thermographiemessungen verglichen und unterschiedliche
Eigenschaften festgestellt. Die Abbildung 4.56 zeigt Thermographieaufnahmen
der beiden Schottkydioden. Je nach Polung ließ sich eine der Schottkydioden in Sperrichtung
schalten und die Verteilung des Leckstromes mit der Thermographie beobachten. Im linken
Bild ist die gewachsene Grenzfläche in Sperrichtung gepolt. Der Leckstrom fließt homogen
über die Grenzfläche. Man erkennt wenige lokale Unterschiede im Leckstrom und damit in
der Höhe der Schottkybarriere. An der gebondeten Grenzfläche im rechten Bild fließt der
Strom in Sperrichtung mit kleinen Schwankungen auch homogen, jedoch findet man einige
helle Punkte, an denen der Strom besser fließt, weil sich dort Defekte befinden.
Abb. 4.56: Vergleich der Homogenität des Leckstroms durch eine gewachsene (links) und
gebondete Nickel-Silizium-Grenzfläche (rechts) mit Thermographie (Skala: 0-12 mK).
4.3.2. Diskussion der Ergebnisse
Sowohl beim Wachsen als auch beim Bonden von ferromagnetischen Metallschichten auf
Siliziumoberflächen kommt es bei Raumtemperatur zur Bildung von Metallsiliziden an der
Grenzfläche. Die Reaktion wird durch das UHV-Bonden vermindert, aber nicht vermieden.
Anhand der unterschiedlichen Dicke der Reaktionsschicht nach der Bondung hat sich gezeigt,
daß die Reaktivität beim Bonden geringer ist. Eine Reaktion kann durch eine Zwischenschicht
aus chemischem Siliziumoxid nicht unterdrückt werden. Das chemische Siliziumoxid weist
eine hohe Reaktivität und schlechte elektrische Eigenschaften auf. Eine Reaktion an der
Grenzfläche hängt von der Reaktivität des verwendeten Metalls ab. Hier wird wieder deutlich,
daß die gewachsene Grenzfläche die reaktivere Grenzfläche ist. Das aufgedampfte Metall
haftet sehr gut auf dem Oxid, während eine Bondung zwischen einer Metallschicht und dem
Siliziumoxid nur sehr kleine Bondenergien aufweist. Der Unterschied in der Reaktivität wird
auch beim Tempern beobachtet. Das Oxid an der gewachsenen Grenzfläche bricht fast überall
durch und läßt die Bildung von kristallinem Nickelsilizid zu. An der gebondeten Grenzfläche
erkennt man nur vereinzelt Durchbrüche. Interessant ist die Bildung von Nickelsilizid (NiSi2)
an der gebondeten Grenzfläche schon bei Temperaturen von 250°C, da man diese Reaktion
nach Literaturangaben [239] erst ab Temperaturen von ~ 700°C erwartet. Diese Experimente
wurden an dicken Nickelschichten auf natürlichen Siliziumoxidfilmen durchgeführt und die
Entstehung des Nickelsilizides mit Röntgendiffraktometrie nachgewiesen. Die hier verwen-
87

dete Untersuchungsmethode mit dem TEM ist viel empfindlicher, da sich schon dünne
Reaktionsschichten nachweisen lassen. Das Nickel ist in allen untersuchten Fällen reaktiver
als das Kobalt. Nickel reagiert schon beim Aufdampfen trotz einer 2 nm dicken Oxidschicht
mit dem Silizium. Beim Kobalt verhindert das Siliziumoxid eine Reaktion.
Die gebildeten Zwischenschichten dürften mit Sicherheit die direkte Spininjektion vom ferromagnetischen
Metall in den Halbleiter verhindern. In ferromagnetischen Metallen sind die
Bandstrukturen spinaufgespalten, und die Elektronen fließen an der Fermikante für die eine
Spinorientierung besser als für die andere. Die Elektronen haben im Vergleich zu heißen
Elektronen nur kurze freie Weglängen. Treffen diese Elektronen auf die Reaktionsschicht an
der Grenzfläche, finden sie eine völlig andere Bandstruktur vor. Diese ist nicht spinselektiv,
und die Elektronen können durch Streuungen ihre Spinpolarisation ändern. Aus dem
elektrisch leitenden Metallsilizid werden Elektronen beider Spins in gleichem Maße in den
Halbleiter injiziert. Die Zwischenschicht aus Siliziumoxid vermindert die Reaktion. Jedoch
können die Elektronen vor dem Tunneln durch die Siliziumoxidschicht auch ihre Spinpolarisation
ändern, da die Siliziumoxidschicht an der Grenzfläche mit dünnen Schichten aus
Metalloxid oder Metallsilizid bedeckt ist, die wiederum eine Streuung verursachen können.
Es wurde weiterhin nachgewiesen, daß das UHV-Bonden zwischen Metalloberflächen
problemlos funktioniert. Ist die Mikrorauhigkeit an der Grenzfläche nicht zu groß, findet
während des Bondens an der Grenzfläche eine Rekristallisation statt, die die Defekte in der
Struktur repariert. Durch Interdiffusion bewegen sich die Metallatome an der Grenzfläche,
und es bildet sich eine polykristalline Schicht an der Bondgrenzfläche. Eine scharfe
Bondgrenzfläche läßt sich nicht mehr beobachten.
Die elektrischen Eigenschaften der Grenzflächen zwischen einem ferromagnetischen Metall
und Silizium sind je nach Herstellungsvariante unterschiedlich. Die gewachsene Grenzfläche
ist aufgrund der an der ganzen Grenzfläche stattfindenden Reaktion homogen und zeigt eine
fast einheitliche Schottkybarriere. Die gebondete Grenzfläche ist auch homogen, jedoch treten
an einigen Stellen Defekte auf. Wafer, die nach der Czochralski-Methode hergestellt wurden,
weisen interstitiellen Sauerstoff auf, der sich vereinzelt im Silizium ausscheidet. Die Größe
dieser Ausscheidungen liegt typischerweise zwischen 50 und 100 nm. Befindet sich eine
solche Siliziumoxidausscheidung zufällig an der Oberfläche [242], so wird beim
Reinigungsprozeß und der anschließenden Entfernung der Oxidschicht auch die Siliziumoxidausscheidung
entfernt. Die entstehende Siliziumoberfläche hat dann kleine Löcher. Beim
Bedampfen dringt der Metalldampf auch in diese Löcher ein, und die gesamte Grenzfläche
reagiert homogen zu Metallsilizid. Beim Bonden ist die Reaktivität nicht so hoch, und die
Löcher bleiben als kleine Defekte erhalten. Diese erzeugen möglicherweise die in den
Thermographieuntersuchungen gefundenen Defekte. Bei TEM-Untersuchungen lassen sich
diese Defekte nur sehr schwer lokalisieren, da ihre Dichte für TEM-Untersuchungen viel zu
gering ist. Diese Defekte sind auch verantwortlich für die hohen Leckströme in großflächigen
Spin-Valve-Transistoren (vgl. Kap. 4.4.).
88

4.4. Der Spin-Valve-Transistor
4.4.1. Realisierung und Charakterisierung
Zur Herstellung einer Spin-Valve-Struktur werden die Wafer wie in Kapitel 3.3. beschrieben
mit den Metallen beschichtet und im UHV gebondet. Abbildung 4.57 zeigt Infrarot-
Aufnahmen von zwei gebondeten Waferpaaren mit Spin-Valve-Strukturen dazwischen. Die
Fe/Au/Co-Struktur links und die FeCo/Au/Co-Struktur rechts weisen keine Defekte an der
Grenzfläche auf. Man erkennt am Rand wieder die Abschattung durch den Waferhalter
während des Bedampfens. Die Spin-Valve-Strukturen wurden aus der Mitte präpariert. Dort
waren die Schichtdicken am größten und am gleichförmigsten. Mit der Röntgenreflektometrie
ließ sich eine Änderung der Schichtdicke vom Zentrum zum Rand feststellen. Bestätigt wurde
diese Inhomogenität durch Herstellung und Charakterisierung von fünf Spin-Valve-
Transistoren entlang einer Linie von der Mitte bis zum Rand. Der Spin-Valve-Transistor aus
der Mitte zeigte das beste Ergebnis.
Abb. 4.57: IR-Aufnahmen gebondeter Spin-Valve-Strukturen, links mit Fe/Au/Co-Spin-Valve
und rechts mit FeCo/Au/Co-Spin-Valve.
Diese Ergebnisse sollen nun am Beispiel des Spin-Valve-Transistors mit der FeCo/Au/Co-
Struktur erläutert werden. Nach dem UHV-Bonden ergab sich die folgende Struktur. Ein
FeCo/Au/Co Spin-Valve war zwischen zwei Siliziumwafern eingeschlossen. Diese Spin-
Valve-Struktur wird von zwei Platinschichten umgeben, die den direkten Kontakt des ferromagnetischen
Metalls zum Silizium verhindern (vgl. Kap. 4.3.) und gleichzeitig Schottkydioden
zum Silizium bilden. Die hohen Platin-Silizium-Schottkybarrieren dienen zur
Erzeugung der heißen Elektronen am Emitter und zur Verringerung des Leckstroms am
Kollektor.
Die HRTEM-Aufnahme in Abbildung 4.58 zeigt diese Spin-Valve-Struktur im Querschnitt.
Hier erkennt man oben den (100)- und unten den (111)-Siliziumwafer. Dazwischen liegen die
verschiedenen Metallschichten. Auf dem (100)-Siliziumwafer befindet sich eine ca. 3 nm
dicke vorwiegend amorphe Schicht. Dabei handelt es sich wahrscheinlich um Platinsilizid.
Auf dieser Platinsilizidschicht ist eine 2.4 nm dicke Schicht einer Mischung aus Eisen und
Kobalt polykristallin abgeschieden. Es folgt eine 4.7 nm dicke Goldschicht und eine 1.7 nm
89

dicke Kobaltschicht. Auch diese beiden Schichten sind polykristallin gewachsen. Man erkennt
deutlich Gitterebenen mit verschiedenen Orientierungen. Auf der Kobaltschicht befindet sich
eine 2.2 nm dicke amorphe Platinschicht. Nun folgt die Bondgrenzfläche. Diese ist im
Gegensatz zu der Bondgrenzfläche Kobalt-Kobalt im vorigen Kapitel gut sichtbar, da das
“Platin” auf dem unteren Wafer eine kristalline Struktur aufweist. Der (111)-Siliziumwafer
war mit ca. 2 nm Platin bedampft (vgl. Kap. 3.3.). Dabei hatte das Platin mit der (111)-
Siliziumoberfläche reagiert. Es bildete sich im Unterschied zum Platin auf (100)-Silizium eine
kristalline Phase aus Platinsilizid. Diese Silizidschicht wurde auf den Metallstapel gebondet
und macht die Bondgrenzfläche zwischen den beiden nominellen Platinschichten sichtbar.
Abb. 4.58: HRTEM-Querschnitt der FeCo/Au/Co-Spin-Valve-Struktur (- - - - - markiert die
Bondgrenzfläche).
Das Platinsilizid entstand an allen untersuchten Spin-Valve-Strukturen und ließ sich als das
platinreiche Pt2Si identifizieren. Abbildung 4.59 zeigt eine HRTEM-Aufnahme einer anderen
Spin-Valve-Struktur. Unten erkennt man die (111)-Gitterebenen des Siliziums und direkt
darauf die Gitterebenen des Platinsilizids. Der Abstand dieser Gitterebenen läßt sich mit 0.278
nm bestimmen. Ein Vergleich mit der Datenbank bekannter Platinsilizide [243] ergab, daß es
sich hier um die (110)-Ebenen des Pt2Si handelt.
Abb. 4.59: HRTEM-Querschnitt einer Spin-Valve-Struktur mit sichtbarer Bildung von
Platin(II)-silizid an der (111)-Siliziumgrenzfläche, erkennbar anhand der Gitterebenen (- - - - -
markiert die Bondgrenzfläche).
90

Nach der Prozessierung wurde die FeCo/Au/Co-Spin-Valve-Struktur elektrisch charakterisiert.
Zur Messung der Magnetfeldabhängigkeit des Kollektorstromes hatte der Kollektor
keine Vorspannung. Legte man nun ein magnetisches Feld von 60 mT an, ließ sich ein
Kollektorstrom von 9,6 nA beobachteten. In diesem Zustand waren die Eisen/Kobalt- und die
Kobalt-Schicht in Richtung des magnetischen Feldes magnetisiert. Wird nun das magnetische
Feld auf null reduziert und in die entgegengesetzte Richtung erhöht, so schaltete bei –10 mT
die Magnetisierung der Eisen/Kobalt-Schicht um. Das magnetische Feld war jetzt größer als
das Koerzitivfeld der Eisen/Kobalt-Schicht. Nun waren die Eisen/Kobalt- und die Kobalt-
Schichten entgegengesetzt magnetisiert und man erhielt einen kleineren Kollektorstrom von
4,7 nA. Erhöhte man das magnetische Feld weiter, wurde bei bei ca. –25 mT die
Koerzitivfeldstärke der Kobalt-Schicht überschritten und das Kobalt schaltete seine
Magnetisierung um. Man erhielt wieder einen Kollektorstrom von 9,6 nA bei –60 mT. Daraus
ergibt sich ein Magnetowiderstand von 102% (Abb. 4.60). Das Transferverhältnis von
injiziertem Strom zu dem am Kollektor gemessenen Strom ist 4,8⋅ 10 -6 . Hierbei ist der Strom
senkrecht durch alle Metallschichten geflossen. Im Vorversuch war der Magnetowiderstand
beim Stromfluß in der Ebene der Schichten mit 0,22% bestimmt worden (Abb. 4.61). Die
magnetischen Schaltfelder wurden durch eine SQUID-Messung (SQUID- superconducting
quantum interference device) bestätigt (Abb.4.62).
Kollektorstrom in nA
10.0
9.0
8.0
7.0
6.0
5.0
4.0
MR = 102%
-60 -40 -20 0 20 40 60
Magnetfeld in mT
Abb. 4.60: Magnetfeldabhängigkeit des Kollektorstroms im FeCo/Au/Co-Spin-Valve-
Transistor.
In diesem Spin-Valve-Transistor waren die Schottkybarrieren der Platinschichten auf dem
Silizium fast ideal. Der Idealitätsfaktor n für die Emitter-Schottkybarriere betrug n C = 1,
05
und für die Kollektor-Schottkybarriere n E = 1,
06 . Die Barrierenhöhe am Emitter lag bei 0,83
eV und am Kollektor bei 0,78 eV und der Leckstrom war 0,1 nA bzw. 2,6 nA bei 1 V
anliegender Spannung. Der Graph dieser I-U-Messung ist in Abbildung 4.63 dargestellt.
91

Ein Kühlen der Spin-Valve-Struktur erhöht gewöhnlich den Magnetowiderstand, da der
Leckstrom sinkt und die freie Weglänge in den Metallen zunimmt. In den untersuchten
Strukturen ergab es sich, daß beim Kühlen das Schaltfeld der Eisen/Kobalt-Schicht anstieg,
während das der Kobaltschicht sank und so die Schichten gleichzeitig schalteten.
Strom in µA
824.4
824.2
824.0
823.8
823.6
823.4
823.2
823.0
822.8
822.6
822.4
MR = 0.22%
-40 -30 -20 -10 0 10 20 30 40
Magnetfeld in mT
Abb. 4.61: Magnetfeldabhängigkeit des Stromflusses in einer FeCo/Au/Co-Spin-Valve-
Schicht bei Messung parallel zum angelegten Magnetfeld (CIP-Geometrie).
Magnetisierung M in emu
80
60
40
20
0
-20
-40
-60
-80
-120 -100 -80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80 100 120
Magnetfeld in mT
Abb. 4.62: SQUID-Messung an der FeCo/Au/Co-Spin-Valve-Struktur.
92

Dadurch wurden die Hysteresekurven mit abnehmender Temperatur immer spitzer und
schließlich verschwand der Effekt der magnetfeldabhängigen Widerstandsänderung
vollständig.
Strom in Ampere
0.01
1E-3
1E-4
1E-5
1E-6
1E-7
1E-8
1E-9
1E-10
1E-11
1E-12
Φ EB = 827 meV
n E = 1.05
Φ BC = 782 meV
n C = 1.06
-1.0 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0
Spannung in Volt
Emitter-Schottkybarriere
Kollektor-Schottkybarriere
Abb. 4.63: Elektrische Eigenschaften der Emitter- und Kollektor-Schottkydiode.
Der Spin-Valve-Transistor mit der Fe/Au/Co-Struktur bestand aus den folgenden Schichten:
(100)-Si/Pt(2,1 nm)/Fe(2,6 nm)/Au(3,5 nm)/ Co(2,4 nm)/ Pt(2,1 nm) ~ Pt(2,9 nm)/(111)-Si.
Abbildung 4.64 zeigt einen HRTEM-Querschnitt. Diese Struktur wies einen Magnetowiderstand
beim Stromfluß in der Ebene der Schichten von 0,45% auf (Abb. 4.65).
Abb. 4.64: HRTEM-Querschnitt der Fe/Au/Co-Spin-Valve-Struktur (- - - - Bondgrenzfläche).
Bei dieser Probe wurden Emitter und Kollektor gegeneinander ausgetauscht, da der Leckstrom
der Kollektor-Schottkybarriere bei niedrigen Spannungen zu hoch war (vgl. Abb. 2.13).
Nun hatte der Emitter die große Fläche (250 µm×500 µm) und der Kollektor die kleine
93

Fläche (200 µm×200 µm). Die Emitter-Schottkybarriere war mit 0,78 eV kleiner als die
Kollektor-Schottkybarriere mit 0,82 eV. Der hohe Leckstrom der zum Emitter gewordenen
Kollektor-Schottkybarriere störte nicht, da die Diode in Vorwärtsrichtung gepolt wurde. Der
neue Kollektor wies einen Leckstrom von 0,25 nA bei 1 V Spannung auf. Die
Schottkybarrieren wiesen Idealitätsfaktoren von n C = 1,
05 und n E = 1,
14 auf.
Strom in µA
2.440
2.438
2.436
2.434
2.432
2.430
2.428
MR = 0.45%
-60 -40 -20 0 20 40 60
Magnetfeld in mT
Abb. 4.65: Magnetfeldabhängigkeit des Stromflusses in einer FeCo/Au/Co-Spin-Valve-
Schicht bei Messung parallel zum angelegten Magnetfeld (CIP-Geometrie).
Kollektorstrom in nA
0.20
0.19
0.18
0.17
0.16
0.15
0.14
MR = 75%
-60 -40 -20 0 20 40 60
Magnetfeld in mT
Abb. 4.66: Magnetfeldabhängigkeit des Kollektorstromes im Fe/Au/Co-Spin-Valve-Transistor
94

Die Messung der Magnetfeldabhängigkeit des Stromes ist in Abbildung 4.66 dargestellt.
Injiziert man in die Metallbasis einen Strom von 2 mA, so läßt sich bei paralleler
Magnetisierung der ferromagnetischen Schichten ein Strom von 0,2 nA beobachten.
Eigentlich würde man in diesem Fall keinen Kollektorstrom erwarten, da die Emitter-
Schottkybarriere 0,04 eV höher ist als die Kollektor-Schottkybarriere. Eine Erklärung für
diesen Stromfluß sind lokal unterschiedliche Höhen der Schottkybarriere an der Silizium-
Platin Grenzfläche. Untersuchungen mit der ballistischen Elektronen-Emissions-Mikroskopie
(BEEM) an Silizium-Gold-Grenzflächen ergaben eine Variation der Barrierenhöhen um bis zu
100 meV [244]. Eine weitere Möglichkeit ist die unterschiedliche Energie der Elektronen
aufgrund der thermischen Energieverteilung der injizierten Elektronen. Auch Elektronen mit
Energien knapp unterhalb der Barrierenhöhe können die Schottkybarriere durchtunneln und so
zum Stromfluß beitragen [79]. Das Transferverhältnis in dieser Struktur war 1,0⋅ 10 -7 , und der
Magnetowiderstand in diesem Spin-Valve-Transistor betrug 75%.
Die Messungen des Magnetowiderstandes beim Stromfluß in der Ebene der Schichten ergaben
manchmal einen spitzen Verlauf des Stromes in Abhängigkeit vom angelegten Magnetfeld.
Hier schalteten die magnetischen Schichten kurz hintereinander. Spin-Valve-Strukturen dieser
Probe zeigten einen geringen Magnetowiderstand. Daher wurde die CIP-Messung als
Vorversuch vor der aufwendigen Prozessierung zum Spin-Valve-Transistor verwendet. Der
Graph einer solchen Probe ist in Abbildung 4.67 dargestellt. Die Schichtdicken waren (100)-
Si/Pt(2,0 nm)/FeCo(2,0 nm)/Au(4,3 nm)/ Co(2,0 nm)/ Pt(2,0 nm) ~ Pt(2,6 nm)/(111)-Si, und
der CIP-Magnetowiderstand betrug 0,27%.
Strom in µA
977.5
977.0
976.5
976.0
975.5
975.0
974.5
MR = 0.27%
-80 -60 -40 -20 0 20 40 60 80
Magnetfeld in mT
Abb. 4.67: Magnetfeldabhängigkeit des Stromflusses in einer magnetisch gekoppelten
FeCo/Au/Co-Spin-Valve-Schicht bei Messung parallel zum angelegten Magnetfeld (CIP-
Geometrie).
95

4.4.2. Diskussion der Meßergebnisse
Die Hauptaufgabe bezüglich des Spin-Valve-Transistors bestand in der Herstellung der Spin-
Valve-Struktur auf 100 mm Wafern und dem Nachweis der Funktionstüchtigkeit dieses
spinselektiven Bauelements. Mit dem Aufbau der Anlage, dem Ermitteln der Herstellungsparameter
und der Optimierung der Prozessierung sind die Voraussetzungen geschaffen
worden, den Spin-Valve-Transistor definiert herzustellen und physikalisch zu untersuchen.
Es wurde ein Spin-Valve-Transistor mit einem Magnetowiderstand von über 100% bei
Raumtemperatur hergestellt. Dieser Magnetowiderstand resultiert aus dem senkrechten
Transport von heißen Elektronen durch ein parallel oder antiparallel geschaltetes Spin-Valve.
An der Kollektor-Schottkydiode werden die Elektronen nach Energie und Impuls selektiert. In
den hergestellten Spin-Valve-Transistoren konnte reproduzierbar ein spinabhängiger
Transport nachgewiesen werden. Die physikalischen Vorgänge wurden schon in Kapitel 2.3.
ausführlich diskutiert.
Es wurden Spin-Valve-Transistoren mit unterschiedlichen Metallkombinationen und Dicken
hergestellt und die Magnetowiderstände ermittelt. In den Messungen zeigte sich, daß die
Schaltfelder für die ferromagnetischen Schichten nicht so unterschiedlich waren wie erwartet.
Zuerst wurden Spin-Valve-Strukturen mit dem Fe/Au/Co-Spin-Valve untersucht. Dabei zeigte
sich, daß die Schaltfelder der ferromagnetischen Schichten ähnlich waren und so die
Schichten fast gleichzeitig schalteten. Ein wichtiger Indikator für das Schalten und die
Perfektion der Schichten ist der Kreuzungspunkt der beiden Hysteresezweige. Je höher der
Kreuzungspunkt liegt, desto besser ist die Homogenität und magnetische Separation der
Schichten. Idealerweise sollte nur die magnetisch weichere der Schichten schalten und der
Kollektorstrom sinken. Bei einer weiteren Erhöhung der magnetischen Feldstärke schaltet die
zweite Schicht und der Kollektorstrom steigt wieder. Im Fe/Au/Co-Spin-Valve-Transistor
sind die Schaltfelder der magnetischen Schichten ähnlich, und der Kreuzungspunkt der
Hysteresezweige liegt in der Mitte. Die magnetisch weichere Schicht hat noch nicht
vollständig geschaltet, während die härtere Schicht schon zu schalten beginnt. Das verschiebt
den Graphen und senkt den Magnetowiderstand. Um die Differenz zwischen den
Schaltfeldern zu erhöhen, wurde die Eisenschicht durch eine magnetisch weichere
Eisen/Kobalt-Schicht ersetzt. Der Kreuzungspunkt wandert nach oben und auch der
Magnetowiderstand steigt an. In diesem FeCo/Au/Co-Spin-Valve-Transistor geschieht es, daß
die Eisen/Kobalt-Schicht je nach Orientierung und Größe der Körner leicht unterschiedlich
schaltet. Dasselbe Verhalten beobachtet man auch bei der härteren Kobaltschicht. Daher
weicht die Kurve etwas auf. Wenn im Idealfall ein zu 100% antiparalleler Zustand erreicht
wird, läßt sich ein Plateau in den Hysteresekurven beobachteten.
Das größte Problem in der verwendeten Anlage ist das homogene Wachstum der Schichten
und die Dickenkontrolle während des Wachstums. Die Schichten wiesen leichte Welligkeiten
auf, die sich auf die nächsten Schichten übertrugen. So war die zweite ferromagnetische
Schicht meist rauher und welliger als die erste. In Abhängigkeit von der radialen Position auf
dem Wafer, an dem die Spin-Valve-Transistoren prozessiert wurden, ergaben sich
systematische Unterschiede in den Eigenschaften. Weiterhin erhöhen Rauhigkeiten an den
Grenzflächen die Wahrscheinlichkeit einer Streuung, die zum Energieverlust des Elektrons
oder auch zum Umklappen des Spins führen kann. Bei Untersuchungen in Holland wurde
demonstriert, daß das Fehlen nur einer der Schichten, z.B. der Kobaltschicht, den
Kollektorstrom stark ansteigen läßt [91]. Der Hauptgrund für den geringen Transferkoeffizienten
ist die Streuung an den Grenzflächen.
Die ferromagnetischen Schichten waren immer zwischen 2 und 3 nm dick. Diese Dicke hat
sich in Untersuchungen als die beste für einen hohen Magnetowiderstand erwiesen. Bei
96

höheren Schichtdicken steigt der Magnetowiderstand zwar noch etwas an, jedoch reduziert
sich der Kollektorstrom drastisch [245,246]. Sind die Schichten zu dünn, werden sie nicht
homogen abgeschieden und es bilden sich Cluster. Die Abnahme des Kollektorstromes bei
zunehmender Schichtdicke erklärt sich durch die spinabhängigen freien Weglängen der
Elektronen im Kobalt. In BEEM-Experimenten an Kobalt wurde die freie Weglänge für
Elektronen bei 1 eV über dem Ferminiveau bestimmt. Durch elastische und unelastische
Streuungen ergab sich für aufwärts polarisierte Elektronen eine freie Weglänge von 2,3 nm
und für abwärts polarisierte Elektronen 0,8 nm. Die gewählten Schichtdicken lagen in dem
Bereich, in dem sich ein spinselektiver Effekt beobachten lassen sollte. Werden die Schichten
zu dick, werden beide Arten von Elektronen stark gestreut, und der Kollektorstrom sinkt. Die
Goldschicht zwischen beiden ferromagnetischen Schichten hatte die Aufgabe, diese beiden
Schichten magnetisch voneinander zu entkoppeln. Gold hat mehreren BEEM-Untersuchungen
zufolge mit ca. 25 nm eine hohe freie Weglänge für Spinumklapprozesse [247,248].
In den untersuchten Spin-Valve-Transistoren ließ sich bei der Eisen/Kobalt-Schicht nicht
immer genau das gleiche Verhältnis zwischen Eisen und Kobalt einstellen. So konnte es
geschehen, daß die Schichten fast gleichzeitig ihre Magnetisierung umschalten, wie in
Abbildung 4.67 gezeigt. Die Kurven werden dadurch spitz und der Magnetowiderstand sinkt.
In Holland wurde Permalloy, eine Nickel/Eisen-Legierung, für die eine ferromagnetische
Schicht benutzt [91]. Diese hat eine andere Bandstruktur, welche besser für den spinselektiven
Transport geeignet ist. Im Permalloy ist der Unterschied der spinabhängigen freien Weglänge
viel größer als bei den hier verwendeten Metallen bzw. Metallegierungen. Permalloy ist
weichmagnetisch und schaltet bei sehr niedrigen magnetischen Feldern. Daher erreichten
Monsma und Lodder einen höheren Magnetowiderstand als in dieser Arbeit vorgestellt. Mit
den in dieser Arbeit verwendeten Elektronenstrahlverdampfern war es aufgrund der
schwierigen Verdampfungscharakteristik von Permalloy nicht möglich, diese Legierung zu
benutzen. Prinzipiell wäre es in der Platinverdampferkammer möglich, Permalloy statt Platin
zu verdampfen. Jedoch hätte dann das Platin für die hohen Schottkybarrieren nicht zur
Verfügung gestanden.
Eine weitere Bedingung für einen hohen Magnetowiderstand bei Raumtemperatur ist eine
Kollektor-Schottkybarriere mit extrem niedrigem Leckstrom. An der Kollektor-Schottkydiode
liegt keine Spannung an, jedoch fließt vom Emitter zur Spin-Valve-Schicht ein Strom. Da der
Widerstand der Metallschichten nicht null ist, entwickelt sich eine kleine Spannung an der
Kollektor-Schottkybarriere. Daher findet man auch ohne angelegte Spannung einen
Leckstrom. Ist der Leckstrom zu hoch, überdeckt er den Effekt der magnetfeldabhängigen
Widerstandsänderung, da er in beiden Fällen zum Kollektorstrom hinzuaddiert wird. Im
Beispiel des Spin-Valve-Transistors mit der FeCo/Au/Co-Struktur bewirkt ein Anstieg des
Leckstromes um nur 5 nA ein Absinken des Magnetowiderstandes auf 50%. Die
Hauptursache für den Leckstrom der Kollektor-Schottkybarriere ist das Ionenstrahldünnen
während der Prozessierung. Dabei wird die Metallschicht der Basis teilweise entfernt, und der
Ionenstrahl schädigt das Silizium am Übergang zum Metall. Das geschädigte Silizium ist
höher dotiert und erzeugt einen Leckstrom in der Schottkydiode. Daher ist beim
Ionenstrahldünnen mit möglichst niedrigen Energien zu arbeiten und die geschädigte Schicht
durch selektives Ätzen zu entfernen. Der Leckstrom kann auch durch eine kleinere aktive
Bauteilfläche reduziert werden. Ein direkter Übergang vom Kobalt zum Silizium würde ein
hohes Transferverhältnis zulassen, da die Kollektor-Schottkybarriere niedrig wäre. Es ergibt
sich jedoch ein hoher Leckstrom, der den magnetfeldabhängigen Effekt überdeckt.
Betrachtet man die Mikrostruktur der Schottkybarrieren im Transmissionselektronenmikroskop,
so erkennt man, daß hier an beiden aufgedampften Grenzflächen eine Reaktion
stattgefunden hat. Diese Reaktionen sind je nach Oberflächenorientierung unterschiedlich.
97

Auf der (100)-Siliziumoberfläche bildet sich amorphes Platinsilizid und auf der (111)-
Siliziumoberfläche einkristallines Platin(II)-silizid Pt2Si. Von Palladium, einem der leichten
Platinmetalle, ist bekannt, daß es auf (100)-Siliziumoberflächen eine amorphe Palladiumsilizidschicht
bildet. Dasselbe Verhalten wird hier auch bei Platin beobachtet. Obwohl die
Reaktion des Platins mit dem Silizium auf den ersten Blick unerwünscht erscheint, hat sie eine
günstige Wirkung. Durch diese Reaktion ist die Grenzfläche und damit auch die Schottkybarriere
homogen. Man erhält eine Schottkybarriere mit einer spezifischen Höhe an der
Grenzfläche, die etwas niedriger als beim reinen Platin-Silizium-Übergang (0,90 eV) ist.
Fände die chemische Reaktion nur an einigen Stellen statt, würde die Höhe der Schottkybarriere
und folglich auch die Energie der injizierten Elektronen bzw. der Kollektorstrom
variieren.
Der Kollektorstrom ist proportional zum Emitterstrom. Die Höhe der Kollektor-
Schottkybarriere bezüglich des Ferminiveaus ändert sich durch die kleine Spannung zwischen
Spin-Valve und Kollektor nicht. Die vom Emitter kommenden heißen Elektronen finden
daher immer die gleiche Energiebarriere vor. Genauso bewirkt die kleine Änderung der
Emitterspannung und somit des injizierten Stromes keine nennenswerte Änderung der Energie
der injizierten Elektronen. Dadurch kommt die Proportionalität bei kleinen Spannungen bzw.
bei Emitterströmen bis zu 2 mA zustande.
Ein gravierender Nachteil für die technische Anwendung des Spin-Valve-Transistors ist der
geringe Kollektorstrom. Es werden 2 mA in die Struktur injiziert und man beobachtet einen
sehr geringen Kollektorstrom von rund 10 nA. Das Transferverhältnis liegt in der
-6
Größenordnung von 10 . Eine der nächsten Aufgaben ist die Erhöhung des Transferverhältnisses.
Dazu kann der Spin-Valve-Transistor an vielen Stellen verbessert werden.
Zuerst muß das Wachstum der Schichten durch Optimierung der Anlage, bessere
Elektronenstrahlverdampfer und Kühlung des Wafers mit flüssigem Stickstoff beim
Beschichten homogener und glatter gestaltet werden, da ein Großteil des Stromverlusts durch
die rauhen Grenzflächen zwischen den Metallschichten zustande kommt. Ideal wäre ein
einkristallines Wachsen der Metallschichten. Eine Möglichkeit ist die Kombination der UHV-
Bondanlage mit einer MBE-Anlage. Einen Spin-Valve-Transistor nur durch Wachsen in der
MBE-Anlage herzustellen ist nicht möglich, da die zweite Metall-Silizium Schottkybarriere
zu schlecht wäre. Silizium läßt sich nicht einkristallin auf Metallschichten abscheiden. Daher
wurde auch in dieser Arbeit auf das UHV-Bonden zurückgegriffen, wie schon von der
Entdeckergruppe [85]. Im Unterschied zu dieser Gruppe wurden, statt quadratzentimetergroßen
Stücken, ganze 100 mm Silizium-wafer für die Herstellung benutzt. Dadurch wurden
mehrere Arbeitsschritte eingespart und das Verfahren erheblich verkürzt.
Das Transferverhältnis läßt sich erhöhen, indem man die Energie der heißen Elektronen
erhöht. Das vergrößert den Akzeptanzwinkel am Kollektor und den Kollektorstrom. Um die
Energie der heißen Elektronen zu erhöhen, könnte man andere Halbleiter, z.B. Siliziumkarbid,
als Emitter einsetzen. Eine Siliziumkarbid-Palladium-Schottkydiode hat eine Barrierenhöhe
von 1,6 eV und eine Siliziumkarbid-Gold-Schottkydiode von 1,2 eV [249]. Nachteilig sind
der hohe Preis des Siliziumkarbids und seine Eigenschaften beim Reinigen und Prozessieren.
Technisch ist es zur Zeit nicht möglich, Siliziumkarbidwafer mit einem Durchmesser von 100
mm zu produzieren. Weiterhin weisen alle lieferbaren Siliziumkarbid-Wafer an der
Oberfläche unterschiedliche Polytypen, d.h. kristallographisch unterschiedliche Stapelungen
des hexagonalen Gitters, auf, die unterschiedliche Schottkybarrierenhöhen bedingen. Spin-
Valve-Transistoren mit Galliumarsenid als Emitter und ähnlicher Spin-Valve-Struktur zeigen
einen Magnetowiderstand von 63% bei Raumtemperatur [250].
98

5. Schlußfolgerungen für technologische Anwendungen
Das UHV-Bonden erlaubt durch das Bonden bei Raumtemperatur die Herstellung von
Halbleiter-Bauelementen, die mit aktuell genutzten Herstellungsverfahren nicht herstellbar
sind. Alle durchgeführten Experimente basierten auf dieser Idee und verbanden die
Grundlagenforschung am Max-Planck-Institut mit ingenieurtechnischen Aspekten.
Bei der Zusammenarbeit mit der Infineon AG sollten ganze 100 mm Wafer als ein Hochleistungsbauelement
dienen. Eine Idee der Ingenieure bei Infineon waren Bauteile mit
vergrabenen Schichten oder abrupten Dotierungsübergängen, die sonst nicht herstellbar sind,
wie sie zum Beispiel in einem hochspannungsfesten Thyristor benötigt werden. Dieser besteht
aus einem 1 mm dicken sehr schwach n-dotierten Siliziumwafer, der tief im Inneren p + -Inseln
aufweisen soll. Dieser Thyristor ließe sich durch Bonden herstellen.
Weitere Kriterien für die Übergänge waren mechanische Stabilität, möglichst niedrige
Prozeßtemperatur und hohe Stromdichten. Für die mechanische Stabilität sollten als erstes
hohe Bondenergien bei möglichst niedriger Temperatur erreicht werden. Es war schon vor der
Arbeit bekannt, daß man beim hydrophilen und hydrophoben Bonden Temperaturen um
1000°C benötigt, um hohe Bondenergien zu erreichen. Hohe Bondenergien bei
Raumtemperatur erreicht man durch Bonden im Ultrahochvakuum. Hier ist die Temperaturbelastung
mit 450°C für fünf Minuten relativ gering. Die Bondgrenzflächen weisen nach den
verschiedenen Bondprozeduren keine makroskopischen Defekte auf. An den getemperten
Grenzflächen finden sich mikroskopische Defekte, wie Versetzungen oder nanoskopische
Hohlräume, die die Bondenergie und auch die elektrischen Eigenschaften nicht beeinflussen.
Zur Herstellung von Hochleistungsbauelementen war von der Infineon AG der zu erreichende
Wert der Stromdichte mit 70 A/cm 2 vorgegeben worden. Dieser Strom sollte bei möglichst
niedrigen Spannungen fließen, damit die umgesetzte Leistung gering bleibt. Niedrig dotierte
UHV-gebondete Wafer erlauben durch die hohe Zustandsdichte an der gebondeten
Grenzfläche nur Stromdichten von einigen 10 mA/cm 2 bzw. hydrophobe Wafer von 2 A/cm 2
bei einem Spannungsabfall von einem Volt. Hohe Stromdichten werden durch das Bonden
von hochdotierten Wafern erreicht. Hier lassen sich Stromdichten von 70 A/cm 2 und mehr
erreichen. Bei den untersuchten hochdotierten pp-Übergängen wurde dieser Wert bei einem
Spannungsabfall < 1 V erreicht. Für den hydrophoben pp-Übergang wird die Stromdichte von
dem Widerstand des Wafermaterials begrenzt. Der höhere Spannungsabfall an den
hochdotierten nn-Übergängen resultiert aus dem Kontaktwiderstand des technologisch häufig
verwendeten Aluminiums. Aus den Messungen an den hoch n-dotierten UHV-gebondeten
Übergängen ergeben sich Hinweise auf eine hohe Zustandsdichte durch Komplexbildung mit
dem Dotierstoff. Aus dem Verlauf der I-U-Kurven kann man schließen, daß an allen
hochdotierten Übergängen Stromdichten von 100 A/cm 2 und je nach Dotierung auch mehr
möglich sind.
Bei der Konzeption von Bauelementen mit Stromfluß über die gebondete Grenzfläche ist die
starke Abhängigkeit der Stromdichte von der Dotierung zu beachten. Benötigt man nur
geringe Stromdichten und ein lineares Verhalten bei kleinen Spannungen (< 0,1 V), kann man
auch mit niedrig dotiertem Silizium und UHV-gebondeten Übergängen arbeiten. Spielen hohe
Probentemperaturen keine Rolle, dann kann man mit niedrig dotierten hydrophoben
Übergängen etwas höhere Stromdichten erreichen. Für höhere Stromdichten muß der gesamte
Wafer oder zumindest die Grenzfläche hochdotiert sein. Das letztere erreicht man durch
hochdotierte epitaktische oder implantierte Schichten an der zu bondenden Waferoberfläche.
Je nach vorheriger Prozessierung der zu bondenden Wafer und der daraus resultierenden
maximalen Prozeßtemperatur muß man sich für eine Bondart entscheiden. Weisen die Wafer
99

Dotierungsprofile wie epitaktische oder vergrabene Schichten auf oder sind Leiterbahnen auf
der Rückseite vorhanden, dann entfällt das hydrophobe Bonden aufgrund der hohen Ausheiztemperatur
von 1000°C, und man kann die Wafer nur durch UHV-Bonden verbinden. Auf
Langzeittemperungen, wie sie in einigen Veröffentlichungen vorgestellt wurden, wurde in
dieser Arbeit verzichtet, da sie dem Aspekt der niedrigen Temperaturbelastung
widersprechen. Abschließend läßt sich hier zusammenfassen: Hohe Stromdichten erreicht
man durch Bonden hochdotierter Grenzflächen, wobei pp-Übergänge u.a. wegen der
leichteren Kontaktierung vorzuziehen sind.
Eine weitere bereits in der Industrie verwendete Anwendung des Wafer-Bondens sind
mikroelektromechanische Systeme (MEMS). In dieser Arbeit ist in einer Zusammenarbeit mit
der Bosch AG durch UHV-Bonden die Grundlage für einen absoluten Drucksensor geschaffen
worden. Die gebondeten Sensorstrukturen weisen einen Hohlraum in Form einer Mikrokaverne
auf, in der der Referenzdruck eingeschlossen ist. Durch piezoresistive Widerstände
auf der Membran kann bei einem solchen Sensor die Membranauslenkung und damit der
Druck gemessen werden. Für eine industrielle Anwendung muß der Drucksensor über Jahre
hinweg richtig kalibriert sein, d.h. der Referenzdruck in der Mikrokaverne muß konstant
bleiben. Mack nimmt einen maximal erlaubten Druckanstieg von 10 mbar in 10 Jahren an
[222]. Bei den üblicherweise genutzten Abmessungen der Kavernen darf die Leckrate 10 -14
mbar l/s nicht übersteigen. Mack zeigte an hydrophilen bzw. hydrophoben Strukturen
geringere Leckraten [63]. An UHV-gebondeten Strukturen wird diese Leckrate aufgrund der
Struktur der Grenzflächen als noch wesentlich geringer angenommen. So ergeben sich
absolute Drucksensoren mit langer Einsatzdauer. Die Sensoren können aufgrund des guten
Vakuums und des hermetischen Abschlusses der Kavernen in einem weiten Temperaturbereich
eingesetzt werden. Der entscheidende Vorteil des UHV-Bondens ist, daß kein Gas in
die Hohlräume diffundiert. Bei der Herstellung der Sensoren durch UHV-Bonden ist von
Vorteil, daß im Fall einer Gasleckage der fehlerhafte Sensor schnell und einfach erkannt
werden kann.
Das UHV-Bonden kann auch zur Herstellung magnetoelektronischer Bauelemente benutzt
werden. Metallschichten bonden direkt auf Silizium. Eine direkte Spininjektion von einem
ferromagnetischen Metall in Silizium läßt sich durch UHV-Bonden nicht verwirklichen, da es
zu einer Reaktion mit Metallsilizidbildung an der Grenzfläche kommt. Diese Reaktion kann
durch eine Zwischenschicht vermindert werden. Diese Zwischenschicht erhöht aufgrund der
zusätzlichen Grenzfläche die Spinumklapprate.
Mit dem UHV-Bonden lassen sich Spin-Valve-Strukturen auf ganzen 100 mm Wafern
herstellen. Es wurde gezeigt, daß Spin-Valve-Transistoren aus gebondeten 100 mm Wafern
hergestellt werden können und daß diese gut funktionieren. Der Herstellungsprozeß könnte
jetzt industriell eingesetzt werden. Aus einem gebondeten Waferpaar können mit einer
entsprechenden Strukturierungsstrecke tausende Spin-Valve-Transistoren herstellt werden.
Nachteilig für eine technologische Anwendung der Spin-Valve-Transistoren ist das schlechte
Transferverhältnis und der daraus resultierende niedrige spinselektive Strom.
Technologisch wurde gezeigt, daß es mit dem Bonden, speziell mit dem UHV-Bonden,
möglich ist, Strukturen mit verschiedensten Materialkombinationen herzustellen. Das Bonden
im UHV hat den Vorteil, daß es bei Raumtemperatur stattfindet und so ungewollte Reaktionen
und die Diffusion unterdrückt werden. Für eine industrielle Nutzung scheidet das UHV-
Bonden bisher noch aus, da die apparative Ausstattung aufwendig und teuer ist. Für spezielle
Bauelemente, die nur mit dem UHV-Bonden realisiert werden können, muß man im Einzelfall
abschätzen, ob die daraus resultierenden Eigenschaften so einzigartig sind, daß der Markt den
hohen Preis der so produzierten Bauelemente akzeptiert.
100

6. Zusammenfassung und Ausblick
In der vorliegenden Arbeit wurden die Eigenschaften von UHV-gebondeten Silizium-
Silizium- und Silizium-Metall-Grenzflächen untersucht. Es wurden auch Silizium-Silizium-
Wafer hydrophil und hydrophob gebondet, um die Ergebnisse zu vergleichen. Ziel war neben
dem physikalischen Verständnis der Vorgänge an der gebondeten Grenzfläche die Lösung der
u.a. von der Industrie vorgegebenen ingenieurtechnischen Probleme.
Gebondete Siliziumwafer weisen je nach Bondprozedur unterschiedliche Grenzflächen und
Eigenschaften auf. UHV-gebondete Waferpaare bilden beim Bonden bei Raumtemperatur
kovalente Bindungen quer über die Grenzfläche und haften schon bei Raumtemperatur
irreversibel aneinander. An der Grenzfläche herrschen teilweise nanoskopische
Fehlpassungen. Tempern der Waferpaare bewirkt eine Umordnung und Diffusion an der
Grenzfläche. Bei Temperaturen über 800°C findet die Ausbildung von
Versetzungsnetzwerken statt. Hydrophobe Grenzflächen haften bei Raumtemperatur nur
gering aneinander. Beim Tempern steigt die Bondenergie an. Es werden nanoskopische
Hohlräume an der Grenzfläche beobachtet, die je nach Ausheiztemperatur ihre Form
verändern. Nach Tempern bei 1000°C sind diese nanoskopischen Hohlräume oktaedrisch
begrenzt und ihre Flächendichte hat abgenommen. Bei höheren Temperaturen lagern sich in
den nanoskopischen Hohlräumen Siliziumoxidausscheidungen ab. Hydrophile Grenzflächen
weisen auch nanoskopische Hohlräume auf. Mit steigender Temperatur sinkt auch ihre
Flächendichte. Bei Temperaturen über 1000°C beginnt das Siliziumoxid stellenweise zu
zerfallen und es bilden sich Durchbrüche im Siliziumoxid.
Da die Grenzflächen durch das Bonden hermetisch abgeschlossen werden, lassen sich speziell
mit dem UHV-Bonden absolute Drucksensoren herstellen.
Bei gebondeten Waferpaaren bilden sich an der Grenzfläche elektrisch aktive Zustände. Diese
Zustände fangen Ladungsträger ein und bewirken dadurch die Ausbildung einer Raumladungszone
und einer Potentialbarriere. Diese Barriere behindert den Stromfluß über die
Grenzfläche. Die Zustandsdichte an der Grenzfläche ist in der Nähe der Bandmitte
kontinuierlich. Sie resultiert aus Kristalldefekten des Siliziums und von Verunreinigungen an
der Grenzfläche. Die Zustände beeinflussen die elektrischen Eigenschaften der gebondeten
Übergänge stark. Über niedrig dotierte Waferpaare fließen nur geringe Stromdichten. Höhere
Stromdichten werden an hochdotierten Waferpaaren erzielt. Hier werden Stromdichten über
70 A/cm 2 beobachtet. Bei allen UHV-gebondeten Waferpaaren leiten pp-Übergänge den
Strom besser als nn-Übergänge. Bei pn-Dioden beeinflussen die Zustände die elektrischen
Eigenschaften massiv. Die Zustände wirken als Generations- bzw. Rekombinationszentren
und erzeugen einen hohen Leckstrom bzw. vermindern den Durchlaßstrom. Die
Idealitätsfaktoren der gebondeten Dioden sind stark temperaturabhängig. An den
Grenzflächen hydrophob gebondeter und getemperter Waferpaare wird eine
Borverunreinigung gefunden, die sich je nach Dotierung auf die Leitfähigkeit der Grenzfläche
auswirkt. Das Bor bewirkt eine Veränderung des Dotierungsniveaus. An pp-Übergängen
steigt die Ladungsträgerkonzentration, und an nn-Übergängen sinkt sie. Demzufolge
beobachtet man unterschiedliche Stromdichten. Auch hier wird nach dem Bonden von
hochdotierten Wafern eine Stromdichte über 70 A/cm 2 beobachtet. An hydrophilen
Waferpaaren lassen sich nach dem Tempern bei 950°C-1100°C nur geringe Stromdichten
messen. Hier haben sich an der Silizium-Siliziumoxid-Grenzfläche Zustände gebildet, die
denselben Einfluß haben wie die Zustände an den UHV-gebondeten Grenzflächen. Bei
Verwendung von hochdotierten Wafern tunneln die Ladungsträger durch das Siliziumoxid,
und es werden Stromdichten über 70 A/cm 2 beobachtet. Bei allen verwendeten
Bondmethoden zeigt sich: Bei gleichen Dotierungen leiten pp-Übergänge besser als nn-
Übergänge.
101

Durch das UHV-Bonden lassen sich auch Silizium-Metall-Übergänge herstellen. Beim
Bedampfen mit einem ferromagnetischen Metall kommt es, wie auch beim UHV-Bonden, zu
einer Reaktion zwischen dem Metall und dem Silizium an der Grenzfläche. Die entstehende
Reaktionsschicht ist beim UHV-Bonden jedoch dünner. Die elektrischen Eigenschaften der
entstandenen Schottkydiode sind, verglichen mit den gewachsenen Schichten, schlecht. Die
Grenzfläche weist viele Defekte auf, die den Leckstrom lokal erhöhen. Die Reaktion beim
Bedampfen und beim Bonden kann durch eine Zwischenschicht aus Siliziumoxid vermindert
werden. Beim Bedampfen haftet das Metall irreversibel an der Siliziumoxidschicht, während
es beim Bonden nur sehr schwach bondet. Nachträgliches Tempern bewirkt eine Erhöhung
der Bondenergie. Dabei diffundiert das ferromagnetische Metall jedoch an der gewachsenen
Grenzfläche durch die Siliziumoxidschicht und reagiert zu dem entsprechenden Metallsilizid.
Hohe Bondenergien ohne oder mit nur geringer Dicke der Reaktionsschicht erreicht man,
indem man zwei oxidierte Wafer mit dem Metall bedampft und dann Metall auf Metall
bondet.
Metall-Metall Bonden wurde auch bei der Herstellung des Spin-Valve-Transistors angewandt.
Durch das UHV-Bonden von spinselektiven Metallschichtstrukturen wurde ein spinselektives
Bauelement hergestellt. Es basiert auf der Injektion von heißen Elektronen in eine spinselektive
Basis. Je nach Spinorientierung und Magnetisierung der ferromagnetischen
Schichten werden die Elektronen spinselektiv gefiltert. Im Kollektor werden nur Elektronen
einer Spinorientierung beobachtet. Die hergestellten Spin-Valve-Transistoren zeigen einen
Magnetowiderstand größer 100%.
Abschließend soll mit den Erkenntnissen der vorliegenden Arbeit eingeschätzt werden, was
auf diesem Gebiet noch untersucht werden sollte.
Nachdem mit dieser Arbeit gezeigt wurde, daß man durch das Bonden von hochdotierten
Wafern hohe Stromdichten erreichen kann, sollten in weiteren Arbeiten elektronische
Bauelemente auf die Wafer prozessiert, gebondet, und deren Funktionstüchtigkeit untersucht
werden. Physikalisch müßte geklärt werden, welche Metalle die Zustände an der Grenzfläche
verursachen und wodurch sie eingebracht werden. Durch Homoepitaxie unmittelbar vor dem
Bonden könnte versucht werden, die Siliziumoberfläche ideal glatt und sauber herzustellen.
Mit Homoepitaxie könnten neben den Zuständen durch die Kristallbaufehler auch die
Zustände durch Metalle vermieden werden.
Der mit dem UHV-Bonden hergestellte Drucksensor sollte prozessiert und als Bauelement auf
Einsatzfähigkeit und reale Lebensdauer unter verschiedenen Bedingungen getestet werden.
Bei den UHV-gebondeten Übergängen vom ferromagnetischen Metall zum Silizium müßte
eine Zwischenschicht gefunden werden, die sehr dünn und trotzdem lochfrei ist, eine Reaktion
verhindert und keinen Spinumklapprozeß bedingt.
Der Spin-Valve-Transistor ist bereits funktionstüchtig. Jetzt könnte versucht werden, durch
verschiedene Metalle oder Legierungen für die ferromagnetischen Schichten wie auch für die
Schottkybarrieren den Magnetowiderstand und das Transferverhältnis zu erhöhen. Durch
bessere Verdampfer, wie sie z.B. in MBE-Systemen verwendet werden, könnten die Grenzflächen
homogener und glatter hergestellt werden. Die glatten Grenzflächen würden weniger
streuen, und Magnetowiderstand und Transferverhältnis stiegen an. Bessere Grenzflächen
zum Silizium würden die großflächige Idealität der Schottkybarrieren steigern, was größere
Bauelemente und damit höhere Ströme erlaubt. Die magnetischen Eigenschaften und damit
der spinselektive Strom wären besser kontrollierbar, wenn man es schaffen könnte, die
ferromagnetischen Schichten monokristallin mit einer bestimmen Orientierung aufzuwachsen.
Die spinselektiven Zustandsdichten wären so genauer definiert, und der spinselektive Effekt
würde ansteigen. Schließlich könnte man die Spinselektivität demonstrieren, indem man die
spinselektierten Elektronen in Galliumarsenid injiziert und das dort entstehende polarisierte
Licht detektiert.
102

Anhang
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[246] R. Jansen, R. Vlutters, P. S. Anil Kumar, O. M. J. van’t Erve, S. D. Kim, J. C. Lodder
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Magn. Mater., 2001, Vol. 226-230, 2081
A8

Verzeichnis der verwendeten Symbole
a Gitterkonstante
A* effektive Richardson-Konstante
B Suszeptanz
BSS
Suszeptanz einer kontinuierlichen Zustandsdichte
C Kapazität
Cges
Gesamtkapazität
0
C HF
CHF
Hochfrequenzkapazität ohne angelegte Spannung
Hochfrequenzkapazität
CL, CR Kapazität der linken bzw. rechten Raumladungszone
cn, cp
Einfangkoeffizient
COx
Oxidkapazität
CSS
Kapazität einer kontinuierlichen Zustandsdichte
d Breite der Raumladungszone
dL, dR Breite der linken bzw. rechten Raumladungszone
e Elementarladung
E Elastizitätsmodul
EA
Aktivierungsenergie
Eeff
effektive Barrierenhöhe
EF
Ferminiveau
EFB
Ferminiveau an der Grenzfläche
Eg
Bandlücke
en, ep
Emissionskonstante der Elektronen bzw. Löcher
Et
Energieniveau eines Störstellenzustandes
f Fermiverteilungsfunktion
fdc
Fermiverteilungsfunktion unter Gleichspannung
δf Wechselspannungsänderung der Fermiverteilungsfunktion
G Leitwert
Gges
Gesamtleitwert
GSS
Leitwert einer kontinuierlichen Zustandsdichte
Gth
Leitwert thermisch emittierter Ladungsträger
th th
G n , G p
HK
thermische Emissionsrate für Elektronen bzw. Löcher
Koerzitivfeldstärke
HS
Sättigungsfeldstärke
I Strom
IB
Basisstrom
IC
Kollektorstrom
IE
Emitterstrom
J Stromdichte
JC
Kollektorstromdichte
JE
Emitterstromdichte
Jemis
Stromdichte der von den Zuständen emittierten Ladungsträger
Jfang
Stromdichte der von den Zuständen eingefangenen Ladungsträger
JL, JR Stromdichte in der linken bzw. rechten Raumladungszone
JLS
Leckstromdichte
Stromdichte des Austauschmechanismus
JSS
A9

Jth
Stromdichte thermisch emittierter Ladungsträger
k Boltzmann-Konstante
LK
Abstand der 60°-Versetzungssegmente
LS
Abstand der Schraubenversetzungssegmente
m effektive Masse der Elektronen
M Avalanche-Faktor
MR Magnetowiderstand
n Idealitätsfaktor einer Diode
n, p Ladungsträgerkonzentration
δn, δp Wechselspannungsänderung der Ladungsträgerkonzentration
NA, ND Dotierung
nE
Idealitätsfaktor der Emitterdiode
nC
Idealitätsfaktor der Kollektordiode
ndc, pdc Ladungsträgerkonzentration unter Gleichspannungsbedingungen
NS
Flächenkonzentration eines einzelnen Niveaus
NSS
Flächenkonzentration einer kontinuierlichen Zustandsdichte
NT
Konzentration der Störstellenzustände
NV, NC effektive Zustandsdichte im Valenzband bzw. Leitungsband
Q Ladung
QL, QR Ladung der linken bzw. rechten Raumladungszone
Q +
positive Raumladung
r Breite der Korngrenze
R Widerstand
Rn, Rp Einfangrate für Elektronen bzw. Löcher
R(n) Verhältnis GSS/ω
RS
Ausbreitungswiderstand
t Zeit
T absolute Temperatur
U, V Spannung
δV Wechselspannung
Vdc
Gleichspannung
VBC
Gleichspannung Basis-Kollektor
VEB
Gleichspannung Emitter-Basis
vth
thermische Geschwindigkeit der Ladungsträger
V1
Energiedifferenz im linken neutralen Kristall beim Anlegen einer Spannung
W Dicke
WA
Adhäsionsarbeit
Y Admittanz
YSS
Admittanz einer kontinuierlichen Zustandsdichte
α Transferverhältnis
αE
Emittereffektivität
αC
Kollektoreffektivität
αqm
quantenmechanischer Transmissionsfaktor
γ Grenzflächenenergie
εε0
Dielektrizitätskonstante
ξ Lage des Ferminiveaus im neutralen Einkristall
η Besetzungsgrad der Störstellenzustände
A10

θC
Eintrittswinkel in die Kollektorbarriere
θK
Kippwinkel
θR
Verdrehungswinkel
λ freie Weglänge
ν Frequenz
ρ spezifischer Widerstand
ρAF
Widerstand für antiparallele Orientierung der magnetischen Schichten
ρFM
Widerstand für parallele Orientierung der magnetischen Schichten
σ Einfangquerschnitt
σth
Einfangquerschnitt für thermisch emittierte Ladungsträger
τ Zeitkonstante
τm
Zeitkonstante für eine kontinuierliche Zustandsdichte
τn, τp
Zeitkonstante für ein einzelnes Niveau, Elektronen bzw. Löcher
ΦB
Barrierenhöhe im thermodynamischen Gleichgewicht
δΦ Wechselspannungsänderung der Barrierenhöhe ΦB
ΦC
Barrierenhöhe der Kollektor-Schottkybarriere
ΦE
Barrierenhöhe der Emitter-Schottkybarriere
∆ΦEC Energiedifferenz zwischen Emitter- und Kollektor-Schottkybarriere
ΦL, ΦR Barrierenhöhe der linken bzw. rechten Schottkybarriere
ω Kreisfrequenz
A11

A12

Ausgewählte Vorträge im Rahmen dieser Doktorarbeit
• Electrical and Structural Investigation of Bonded Silicon Interfaces, Electrochemical
Society Meeting, San Francisco, September 2001
• UHV-Bonding: Electrical Characterization of Interfaces and Application to
Magnetoelectronics, Electrochemical Society Meeting, San Francisco, September
2001
• Electrical properties of UHV bonded silicon interfaces, Novosibirsk, Juli 2001
• Elektrische und strukturelle Eigenschaften gebondeter Halbleitergrenzflächen,
Graduiertenseminar der Martin-Luther-Universität Halle-Wittenberg, Juni 2001
• Elektrische und strukturelle Eigenschaften gebondeter Halbleiterstrukturen, Seminar
bei Prof. F. Koch, Physik Department E16, TU München, Mai 2001 (eingeladen)
• Low Temperature Wafer Bonding for MEMS applications, Workshop on Wafer
Bonding, Göteborg, April 2001
• Electrical characterization of UHV-bonded silicon interfaces, MRS Spring Meeting,
San Francisco, April 2001
• Elektrische Eigenschaften UHV-gebondeter Si (100)-Grenzflächen, DPG Frühjahrstagung,
Hamburg, März 2001
• DLTS Untersuchung der Grenzflächenzustände an UHV-gebondeten (100) Si-Wafern,
DPG Frühjahrstagung, Hamburg, März 2001
• Vergleich UHV-gebondeter und gewachsener Metall-Silizium-Grenzflächen, DPG
Frühjahrstagung, Hamburg, März 2001
Veröffentlichungen im Rahmen dieser Doktorarbeit
• A. Reznicek, S. Senz, O. Breitenstein, R. Scholz, U. Gösele, Electrical characterization
of UHV-bonded silicon interfaces, Mat. Res. Soc. Symp. Proc. Vol. 681E, Materials
Research Society 2001, I-4.4.
• S. Senz, A. Reznicek, O. Breitenstein, R.Scholz, U. Gösele, UHV-Bonding: Electrical
characterization of interfaces and application to magnetoelectronics, Electrochemical
Society 2001, im Druck
• A. Reznicek, S. Senz, O. Breitenstein, R. Scholz, U. Gösele, Electrical and structural
characterization of bonded silicon interfaces, Electrochemical Society 2001, im Druck
A13

A14

Danksagung
Die vorliegende Arbeit stellt eine Zusammenfassung der Untersuchungen zu den elektrischen
und magnetischen Eigenschaften sowie zur Struktur von gebondeten Silizium- und Silizium-
Metall-Grenzflächen dar, die ich im Rahmen meiner 2 ¼ jährigen Promotion am Max-Planck-
Institut für Mikrostrukturphysik in Halle an der Saale durchgeführt habe.
An dieser Stelle möchte ich versuchen, meine Dankbarkeit für die Hilfe, die mir im Laufe
meiner Doktorarbeit zuteil wurde, zum Ausdruck zu bringen. Leider läßt sich so etwas nur
sehr schwer kurz und knapp in Worte fassen, aber es soll im folgenden versucht werden.
Als erstem möchte ich meinem Betreuer Herrn Dr. Stephan Senz für die hervorragende und
intensive Betreuung meiner Doktorarbeit danken. Seine stete Diskussionsbereitschaft und
Infragestellung meiner Ergebnisse, auch zu unüblichen Arbeitszeiten, war immer Ansporn für
mich, meine Arbeit effektiv und sehr gründlich durchzuführen und jedes Resultat zu
hinterfragen.
Herrn Prof. Dr. Ulrich Gösele danke ich sehr herzlich für die Möglichkeit, meine Promotion
am Max-Planck-Institut für Mikrostrukturphysik durchzuführen, für seine ständig offene Tür
und besonders für die Gelegenheit, meine Ergebnisse auf internationalen Konferenzen
präsentieren zu können.
Herrn Dr. Roland Scholz danke ich für die transmissionselektronischen Aufnahmen und die
Diskussion der Ergebnisse.
Herr Dr. habil. Otwin Breitenstein war als mein zweiter Betreuer immer für mich da und half
mir besonders in der Anfangszeit beim Erlernen der Thermographie und der korrekten
Durchführung elektrischer Messungen.
Herrn Prof. Dr. Hinrichsen danke ich für die Übernahme der Betreuung meiner Dissertation
an der TU Berlin sowie Herrn Prof. Kröger für die Übernahme des Vorsitzes des
Promotionsausschusses.
Herrn Dr. habil. Dietrich Hesse danke ich für die gute Zusammenarbeit, die Finanzierung
eines Konferenzbesuches und die Bereitschaft, das Manuskript meiner Arbeit kritisch zu
lesen.
Herrn Dr. Marin Alexe danke ich für die zahlreichen Literaturhinweise in der Anfangsphase
meiner Arbeit und seine weitere Unterstützung.
Herrn Dr. Anil Kumar danke ich für die Hilfe und den Wissenstransfer bei der Prozessierung
der Spin-Valve-Transistoren.
Für die herzliche Aufnahme und die Einarbeitung danke ich den inzwischen schon
promovierten früheren Doktoranden Dr. Uwe Kahler, Dr. Marco Wiegand, Dr. Norbert
Engler, Dr. Pascal Kopperschmidt und Dr. Igor Konovalov, sowie meinen Mitdoktoranden
Steffen Huth, Stefan Richter, Kornelius Nielsch und Jörg Schilling.
Für die Hilfe beim Eingewöhnen im Institut und in der Stadt Halle und die vielen nützlichen
Hinweise danke ich besonders der ehemaligen Chefsekretärin Frau Christine Scholz.
Für die Präparation der TEM-Proben danke ich Frau Sina Swatek, Frau Sigrid Hopfe und Frau
Doris Wild. Weiter danke ich allen Mitarbeitern der Verwaltung, des Fotolabors, der
mechanischen und elektronischen Werkstatt.
Für die Spreading-Resistance- und Hochstrommessungen danke ich den Herren Dr. Franz-
Josef Niedernostheide und Dr. Hans-Joachim Schulze von der Infineon AG. Für die Hilfe mit
den Simulationsrechnungen danke ich Herrn Dr. Thomas Weis vom HMI Berlin. Für
Diskussionen und die Einladung an die TU München danke ich Herrn Dr. Thomas Dittrich.
Für die SQUID-Messungen danke ich Kornelius Nielsch und an der Universität Bochum Frau
Dr. Saskia Fischer.
A15

A16

Eidesstattliche Erklärung
Ich versichere hiermit, die vorliegende Dissertation:
Elektrische und strukturelle Eigenschaften gebondeter Halbleiterstrukturen
selbstständig verfaßt und keine anderen als die von mir angegebenen Quellen und Hilfsmittel
verwendet zu haben. Den benutzten Werken wörtlich oder inhaltlich entnommene Stellen sind
als solche gekennzeichnet.
Alexander Reznicek
Berlin, den 11. April 2002
A17

A18

Lebenslauf
Geboren: am 08. Juli 1974 in Berlin
Schulausbildung:
1981 – 1989 zehnklassige Polytechnische Oberschule
(bis Ende der 8. Klasse)
1989 – 1991 sprachlich orientierte erweiterte Oberschule „Heinrich
Schliemann“, später Heinrich-Schliemann-Gymnasium
1991 – 1994 naturwissenschaftlich orientiertes Käthe-Kollwitz-Gymnasium
Abschluß Abitur
Wehrdienst:
10/94 – 09/95 Wehrdienst beim ABC-Abwehrbataillon in Höxter
Hochschulstudium:
10/95 – 09/99 Studium der Werkstoffwissenschaften an der TU Berlin
Abschluß Diplom-Ingenieur (mit Auszeichnung)
Berufstätigkeit:
10/99 – 11/99 Doktorand am Institut für Nichtmetallische Werkstoffe, Abt.
Glaswerkstoffe, an der TU Berlin
Seit 12/99 Doktorand am Max-Planck-Institut für Mikrostrukturphysik in
Halle
Auszeichnungen:
07/00 Erwin-Stephan-Preis für hervorragende Studienleistungen und
kurze Studiendauer, verliehen von der Technischen Universität
Berlin
A19