ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ИОННО-ФОТОННО-ПЛАЗМЕННОЙ ТЕХНОЛОГИИ В РАДИОЭЛЕКТРОНИКЕ Конспект лекций

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ИОННО-ФОТОННО-ПЛАЗМЕННОЙ
ТЕХНОЛОГИИ В РАДИОЭЛЕКТРОНИКЕ
Конспект лекций
Лекция 1
ВВЕДЕНИЕ
Цели и задачи курса. Наукоемкие ионно-плазменные технологии в радиоэлектронике и
перспективы их развития и применения.
Программа курса, особенности прохождения.
Методические указания студентам.
Основная и дополнительная литература.
2
Лекция 2
Газоразрядная плазма как источник высокоэнергетических и химически активных частиц
Общее рассмотрение высокочастотного (ВЧ) разряда. Виды ВЧ-разряда
Высокочастотный разряд в отличие от тлеющего разряда на постоянном токе
обладает рядом свойств и характеристик, обеспечивающих его успешное и широкое
применение для плазмохимической обработки поверхности при производстве изделий
электроники и микроэлектроники. Эти отличия связаны со специфическим механизмом
отбора энергии электронами и ионами у ВЧ поля и характерным пространственным
распределением параметров плазмы, которое существенным образом и не только
количественно, но и качественно, может меняться с изменением условий зажигания
разряда.
Интенсивные исследования ВЧ-разряда начались сравнительно давно, еще в первой
половине 20-го столетия. Исследователи отметили разительные отличия разрядов на ВЧ и
постоянном токе. Наблюдается несхожесть структуры свечения разрядов, а также
значительная разница в величинах потенциалов зажигания и горения, у ВЧ-разряда они
много меньше, чем у тлеющего на постоянном токе. Только эти факты говорят о наличии
существенной разницы в физике двух разрядов.
Известны два основных способа возбуждения высокочастотного разряда низкого
давления – емкостной и индукционный. Соответственно два вида ВЧ-разряда Е-разряд и
Н-разряд. На рис. 1.1 изображены типичные способы осуществления индукционного и
емкостного ВЧ-разрядов. Н-разряд зажигают при помощи спиралевидного индуктора,
внутри которого располагается, как правило, цилиндрическая кварцевая камера,
соединенная с вакуумной системой, поддерживающей необходимое давление
плазмообразующего газа. Ток высокой частоты пропускается через индуктор. В этом
случае силовые лини электрического поля замкнуты внутри газоразрядной плазмы,
возбуждающее поле является вихревым. Явление электромагнитной индукции, очевидно,
является основой рассматриваемого способа зажигания ВЧ-разряда.
На рис. 1.1 (б) указаны три часто наблюдаемые в практике варианта осуществления
Е-разряда. Возбуждающее ВЧ поле является потенциальным, высокочастотное
напряжение подается на электроды, непосредственно контактирующие с плазмой или
защищенные диэлектриком.
При индукционном разряде пробой осуществляется вихревым электрическим
полем, напряженность которого, согласно закону электромагнитной индукции, прямо
пропорциональна скорости изменения магнитного потока. Отсюда с ростом частоты ВЧ
поля растет и напряженность вихревого электрического поля возбуждающего разряд,
увеличивается энергия, передаваемая в плазму. При низких частотах индукционный
разряд малоэффективен в сравнении с емкостным. С увеличением частоты до десятков и
сотен МГц вкладываемая в Н-разряд мощность растет и он становится более
эффективным, чем Е-разряд. При аналогичных условиях (одинаковой мощности ВЧ
генератора, давлении в разрядной камере) плотность плазмы индукционного разряда, в
случае высоких частот, становится более высокой, чем емкостного. Для Е-разряда, как
будет показано далее (раздел I.3), вкладываемая мощность с ростом частоты поля
уменьшается.
Каждый из приведенных выше способов осуществления ВЧ-разряда
характеризуется своим особым распределением ВЧ полей и, следовательно, своим
пространственным распределением параметров разрядной плазмы, спецификой потерь
заряженных частиц и взаимодействия плазмы с поверхностью стенок разрядной камеры и
электродов. Вместе с тем, в физике всех рассмотренных видов ВЧ-разрядов имеется одна
3
общая и наиболее существенная часть, к рассмотрению которой мы и перейдем. Речь идет
о взаимодействии ВЧ электрического поля с заряженными частицами, о механизме
«накачки» энергии в высокочастотную разрядную плазму, о механизме ВЧ пробоя.
1
H
га з
откачка
E
E
H
2
а)
2
2
1
1
E
3
1
4
б)
Рис. 1.1. Способы осуществления ВЧ-разряда низкого давления.
а) индукционный разряд, 1 – индуктор, 2 – разрядная камера.
б) емкостной разряд, 1 – электроды, 2 – разрядная камера, 3 –
диэлектрические пластины, 4 – цилиндрическая кварцевая разрядная камера.
4
Лекция 3
Физика зажигания разряда
Физика зажигания разряда на постоянном токе
Движение заряженных частиц плазмы в высокочастотном поле
Рассмотрим следующий наиболее характерный для ВЧ-разряда низкого давления
случай: длина свободного пробега электрона много меньше характерных размеров
разрядной плазмы, плотность плазмы низка, обычно концентрация электронов не
превышает 1010 см-3, что позволяет не учитывать влияние заряженных частиц друг на
друга и рассматривать движение отдельных частиц.
Запишем уравнение движения электрона в высокочастотном электрическом поле в
следующем виде [2, 3]:
dU
m
 eЕ  gU ,
(1.1)
dt
где U – направленная скорость электрона; Е – напряженность электрического поля; m масса электрона, е – его заряд; g – коэффициент трения электронов в плазме,
обусловленный наличием столкновений.
В силу того, что частота упругих столкновений электрона с тяжелыми частицами
во много раз превышает частоту его неупругих взаимодействий, коэффициент g можно
выразить через эффективную частоту упругих столкновений ν0 столкновений следующим
образом:
gU  m 0U .
(1.2)
Данное выражение следует из того, что сила трения между рассматриваемыми
частицами с одной стороны равна gU, а с другой стороны равна изменению импульса в
единицу времени за ν0 столкновений. Таким образом, g  m 0 .
Напряженность ВЧ электрического поля с циклической частотой ω и амплитудой
Е0 можно выразить таким образом:
Е  Е0 е it .
(1.3)
Уравнение (1.1) с учетом (1.2) и (1.3) перепишем в виде:
dU
m
 eE0 e it  m 0U .
(1.4)
dt
Направленную скорость U найдем путем интегрирования уравнения (1.4), при этом
полагаем, что изменение напряженности ВЧ поля вдоль траектории движения электрона
нет. Это предположение справедливо для типичной практической ситуации, когда
используется ВЧ генераторы с частотами не превышающими 40 МГц. В этом случае
длина волны   2с достаточно велика, а фазовая скорость волны Uф много больше

тепловой скорости электронов.
В результате решения уравнения (1.4) [4] получим:
eE
U
  e E    a E  i r E ,
m(i  0 )
где
e 0
e
a 
; r 
.
2
2
m(   0 )
m( 2   02 )
5
(1.5)
(1.6)
Комплексная величина  e   a  i r называется подвижностью электрона в
высокочастотном электрическом поле.  e – коэффициент пропорциональности между
направленной скоростью электрона и напряженностью ВЧ электрического поля.
Рассматриваем аналогичным образом подвижность иона  i с массой mi, нетрудно
mi
заметить, что ее величина будет в
раз меньше, чем подвижность электрона.
me
Следует отметить, что активная и реактивная составляющие подвижности
являются функцией величины направленной скорости. Так как частота упругих
соударений зависит от суммы направленной и тепловой скорости UT. Последняя, как
8kT
известно, может быть определена по формуле: U T 
. Тепловая скорость в свою
m
очередь также зависит от величины направленной скорости в силу того, что разогрев
плазмы происходит, преимущественно, путем передачи энергии от ВЧ поля к заряженным
частицам, главным образом к электронам, и от них всем прочим частицам плазмы
(атомам, молекулам, радикалам, ионам).
Плотность тока j, протекающего через плазму в какой-либо локальной области
пространства, для которой концентрация электронов ne и их температура Те постоянны,
можно записать через направленную скорость U:
(1.7)
j  eneU  ene  a E  ien e  r E   a E  i r E ,
где
e 2 ne
e 2 ne 0
, r 
(1.8)
a 
m( 2   02 )
m( 2  02 )
активная и реактивная составляющие проводимости плазмы в рассматриваемой локальной
области.
Из выражений (1.6) и (1.8) следует, что характер подвижности электронов и
проводимости плазмы существенным образом зависит от соотношения величин ω и ν 0.
Рассмотрим три случая, когда ω>>ν0, ω<<ν0 и ω~ν0. В качестве примера примем ω = 85,20
МГц, что соответствует одной из наиболее часто используемой в практике частоты
генерации 13,56 МГц (длина волны λ = 22 м).
1. ω>>ν0. Из (1.6) и (1.8) следует, что μa<<μr, σа<<σr. Разрядная плазма для
высокочастотного генератора является реактивной нагрузкой, через нее протекает
преимущественно реактивный ток. Электроны движутся в основном в фазе с изменением
ВЧ электрического поля, в течение одной половины периода электрон, ускоряясь,
набирает энергию, а во вторую половину периода отдает всю энергию полю, претерпевая
в нем торможение. Величина мощности ВЧ поля, потребляемая плазмой, в этом случае,
близка к нулю. Сдвиг фаз между током и полем близок к  .
2
Рассматриваемый случай реализуется при условии, когда длина свободного
пробега электрона λе значительно больше амплитуды свободных колебаний электрона в
ВЧ поле А0. Определим примерный диапазон рабочих давлений, соответствующий
описываемой ситуации для выбранной нами частоты ВЧ поля 13,56 МГц. Величину А0
можно найти из уравнения свободного движения электрона вдоль координаты х, по
которой направлено осциллирующее электрическое поле.
2 x
m 2  eE0 sin t ,
(1.9)
t
откуда
eE
x
  0 cos t ,
(1.10)
t
m
6
eE0
sin t ,
(1.11)
m 2
eE 0
A0 
.
(1.12)
m 2
При ω = 85,20 МГц и типичном значении Е0 ≈ 10 В.см-1, А0 = 2,4 см. Длина
свободного пробега электрона при давлении р = 130 Па для различных газов и энергий
электрона равна приблизительно 4∙10-2 см [1].
Сопоставляя указанные величины, приходим к заключению о том, что
рассматриваемый случай, когда плазма является преимущественно реактивной нагрузкой,
реализуется только при относительно низких давлениях менее 1 Па.
2. При увеличении давления, когда величина ν0 приближается к величине ω,
возрастают активные части подвижности электрона и проводимости плазмы, реактивные
составляющие убывают. Плазма все в большей степени начинает поглощать энергию
поля. Это связано с тем, что электроны при столкновениях с тяжелыми частицами меняют
направление (фазу) своего движения и все чаще реализуется такой случай, когда эта смена
фазы совпадает во времени с изменением фазы ВЧ поля и электроны ускоряются в
течение ряда последующих полупериодов колебаний Е. При столкновениях электрона с
атомами и молекулами в результате чисто упругого взаимодействия или при наличии
неупругих процессов (например, возбуждение вращательных состояний молекул) теряется
часть его энергии, но эти потери много меньше порций энергии приобретаемой
вследствие изменения фазы движения.
Таким образом, передача энергии поля электронам осуществляется в ВЧ-разряде
исключительно благодаря наличию столкновений. Это является основным отличием
физики ВЧ-разряда от физики разряда на постоянном токе, где единственным следствием
столкновений электронов с заряженными частицами является потеря ими части энергии.
x
а 0
 > 100. В этом случае через плазму протекает в основном
r 
активный ток j a   a E . Плазма является преимущественно активной нагрузкой, что
реализуется при относительно высоких давлениях. Этот диапазон давлений
3. ω << ν0 иначе
приблизительно можно определить из условия λe<<A0 или
А0
> 100. Воспользовавшись
е
приведенными в пункте 1 этого раздела данными, получим р > 200 Па.
С увеличением давления и ростом ν0 усиливается разогрев тяжелых частиц плазмы,
уменьшается разница между электронной и газовой температурами. Газовая температура
достигает величины 1000 К и более, что не обеспечивает низкотемпературность обработки
тонкопленочных структур полупроводниковых приборов и интегральных схем.
Неравновесность
плазмы
также
снижается,
уменьшается
эффективность
плазмохимической обработки. Именно поэтому на практике используется относительно
узкий диапазон давлений плазмообразующего газа 20-200 Па (без использования
магнитных полей, наложенных на разряд).
Высокочастотный пробой. Потенциалы зажигания и горения
Вначале дадим определения перечисленным в названии данного параграфа понятиям.
Под
высокочастотным
пробоем
понимают
процесс
возникновения
самостоятельного разряда при воздействии высокочастотного поля, характеризующийся
лавинообразным ростом концентрации заряженных частиц в разрядном объеме.
Минимальная напряженность электрического ВЧ поля, при которой происходит
пробой, называется критической напряженностью. Соответствующее этой напряженности
7
высокочастотное напряжение, подаваемое на электроды, называется потенциалом
зажигания разряда Vз. Потенциал горения ВЧ-разряда равен наименьшему напряжению,
при котором разряд еще не гаснет.
Скорость размножения электронов в разряженном газе при наложении ВЧ
электрического поля, очевидно, зависит от следующих трех факторов:
1. быстроты нарастания их энергии в поле;
2. скорости диффузии электронов из разрядного объема;
3. скорости объемной гибели в результате процессов рекомбинации и прилипания.
Математически, условия пробоя и поддержания разряда, как известно (например,
[2]), получают путем приравнивания к нулю скорости изменения концентрации
электронов:
ne
(1.13)
 Vобр  Vгиб  0 ,
t
где Vобр – скорость образования электронов; Vгиб – скорость их гибели.
В нашем случае выражение (1.13) можно расписать следующим образом:
ne
  u ne  xe  De  2 ne   e ne2  n ne  0 ,
(1.14)
t
где u – частота ионизирующих столкновений электронов, х е – скорость их рождения в
результате различных химических реакций (например, ассоциативная ионизация); De –
коэффициент диффузии электронов; е – коэффициент объемной электронно-ионной
рекомбинации; n – эффективная частота прилипания электронов к атомам или молекулам
с образованием отрицательных ионов, учитывающая компенсирующие процессы
отлипания.
В силу того, что при плазмохимической обработке используются сложные по
своему составу плазмообразующие газовые смеси, включающие, как правило,
электроотрицательные компоненты, второй и пятый члены уравнения (1.14) могут быть
весьма значительны. Вместе с тем, малость величины применяемых рабочих давлений (p
200 Па), и как следствие, низкая концентрация электронов в рассматриваемом случае (ne
1012 см-3), дает возможность пренебречь рекомбинационными потерями электронов в
разрядном объеме. Этот вывод вытекает из высокой скорости диффузии электронов и
малой величины е.
Рассмотрим качественно процесс развития ВЧ-разряда низкого давления. В первую
очередь остановимся на рассмотрении главенствующего фактора, определяющего
размножение электронов, выделенного нами в начале настоящего параграфа. Скорость
нарастания энергии электронов зависит не только от частоты и напряженности ВЧ поля
(как это было показано в предыдущем параграфе), но и от потерь энергии при упругих и
неупругих столкновениях. В каждом акте упругого столкновения с тяжелой частицей
(атомом, молекулой) электрон, как известно, отдает небольшую долю своей энергии
порядка отношения масс сталкивающихся частиц. Неупругие потери связаны, прежде
всего, с возбуждением вращательных и колебательных состояний молекул,
характеризующимися низкими энергиями, примерно от 10-6 эВ до нескольких эВ, а также
с возбуждением электронных состояний атомов и молекул, энергии которых сравнимы с
потенциалами их ионизации. Кроме того, неупругие потери происходят в результате
химических реакций, таких как диссоциация молекул электронным ударом или
диссоциативное прилипание.
Альфа и гамма разряды
Экспериментальное исследование зависимости потенциала зажигания ВЧ-разряда
от давления p, частоты поля f и межэлектродного расстояния d обнаруживает наличие
8
скачкообразного понижения потенциала с ростом какого-либо из перечисленных
параметров.
Этот скачок, вероятно, обусловлен изменением механизма зажигания разряда
вследствие изменения механизма увода электронов из разрядного промежутка.
Действительно, с ростом указанных выше параметров уменьшается амплитуда колебания
электрона А, которая в
A0 
0
 раз меньше, чем амплитуда свободных колебаний
eE0
. При A  d увод электронов обусловлен преимущественно подвижностью
2
m 2
электронов в ВЧ поле, а при A  d главенствующими становятся диффузионные потери
2
электронов. В первом случае уход электронов из разрядного промежутка происходит
интенсивнее и поэтому потенциал зажигания будет выше для соответствующей области
параметров
p, f и d.
При колебательном движении электронов в разрядном промежутке на электроды
попадают и захватываются только те электроны, которые в своем среднем положении
удалены от электрода менее, чем на А. Вместе с тем электроны, у которых среднее
положение находится в центральной области разрядного промежутка (d – 2A), не будут
захватываться на электроды до тех пор пока они не продиффундируют в приэлектродные
области шириной А. Эти приэлектродные области будут периодически с частотой f
освобождаться от электронов. Электроны, таким образом, преимущественно
сосредоточены в области (d – 2A), которая будет колебаться под действием ВЧ
электрического поля с амплитудой А и частотой f между двумя электродами поочередно
касаясь их. Эту центральную область, шириной (d – 2A), мы будем в дальнейшем
называть виртуальным разрядным промежутком.
Основываясь на изложенных выше представлениях и принимая во внимание
условие слабой диффузии электронов, когда выполняется соотношение d e d  1 , где de –
среднее расстояние диффузии электронов за период ВЧ поля  ВЧ  1 f , был предложен
следующий критерий зажигания заряда [5]:
2
 32 
2U 
1
1 
  ,
2 
fd  
 
(1.18)
где U – направленная (дрейфовая) скорость электронов при зажигающем напряжении Vз.
В выражении (1.18) высокочастотный коэффициент ионизации  равен:
z
,
(1.19)

2
De E эфф
где z – выход ионизации, Eэфф – эффективная напряженность ВЧ поля.
Величину de можно оценить по формуле:
2 /eU T
d e  2 De ВЧ 

,
(1.20)
3 pf
где е/ - длина свободного пробега электрона при р = 1 Торр, UT – средняя скорость
хаотического движения электронов.
На рис. 1.7. приведены экспериментальные измеренные характеристики зажигания
ВЧ-разряда в водороде между дисковыми электродами диаметром 43 мм, а также
вычисленные характеристики на основании уравнения (1.18) для этих экспериментальных
условий. Как видно, ход вычисленных кривых VЗ = f(pd) хорошо совпадает с
экспериментальными в области скачка и правее него. В области малых значений pd (левее
скачка) данная теория не может объяснить возникновение разряда, так как для этой
9
области, вероятно, значительную роль начинают играть процессы на поверхности
электродов.
V3, B
800
а
600
b
с
400
1
200
2
3
0,5
1,0
1,5
lg pd (см*Торр)
Рис. 1.7. Сравнение экспериментально измеренных (1, 2, 3) и
рассчитанных (а, b, с) характеристик зажигания ВЧ-разряда в водороде. f
=
3, 1 МГц. 1 – d = 3,52 см (a); 2 – d = 2, 64 см (b); 3 – d = 1,67 см (с) [6].
Вычисленные кривые имеют своеобразный вид – обе их ветви уходят вправо вверх,
очерчивая область возникновения разряда. Ниже и правее этой области уход электронов
из разрядного промежутка происходит в основном путем диффузии, выше и левее
рассматриваемой области – вследствие высокой подвижности электронов в ВЧ поле. В
обоих случаях потери электронов превышают их возникновение за счет ионизации
электронным ударом.
Представленные на рис. 1.7 экспериментальные кривые были получены по
обычной методике, когда вначале устанавливается определенное значение pd, и затем
постепенно повышается ВЧ напряжение. Характеристика, изображенная на рис. 1.8 была
получена иначе, вначале устанавливалось давление немного ниже того, что соответствует
скачку и прикладывалось ВЧ напряжение, превышающее минимальное Vз
характеристики, как это изображено линией со стрелками на рис. 1.8, и затем увеличивали
давление до зажигания заряда. Таким образом, удалось проследить ранее недоступную
область характеристики, соответствующую верхней ветви теоретических кривых. Такой
ход кривой зажигания объясняет скачкообразный переход характеристики при ее
определении обычным путем. В действительности наблюдаемый резкий скачок есть
переход точки С на участке ав (рис. 1.8).
Величина скачка на характеристике зажигания зависит
от сорта
плазмообразующего газа, так как от него зависит величина d e d . При относительно
больших значениях de диффузия электронов приводит к размытию краев виртуального
разрядного промежутка. Роль диффузионных потерь остается высокой и в области
параметров p, d, f, где существенным становится увод электронов ВЧ полем. Сказанное,
хорошо иллюстрируется экспериментально полученными характеристиками зажигания
для
водорода
и
аргона
(рис. 1.9.), для которых величины d e d соответственно равны 0,15 и 0,40.
10
V3, B
400
b
d
a


c
200
2
4
6
8
10
1333,3
p,p,
133,3
Па Па
Рис. 1. 8. Характеристика зажигания ВЧ разряда в водороде. (В области скачка
ход характеристики близок к вычисленному). f = 1,55 МГц, d = 3,52 см [6].
V3, B
600
H2
400
Ar
200
-1
0
1
2
lg pd (см*Торр)
Рис. 1.9. Характеристика зажигания ВЧ-разряда в водороде и аргоне.
f = 2,4 МГц, d = 1,3 см [6].
Высокочастотный разряд соответствующий ветви cd характеристики зажигания
(рис. 1.8.), который мы в дальнейшем и будем называть -разрядом, существенно
отличается по своим свойствам от -разряда (участок ав характеристики). -разряд
характеризуется малой проводимостью. Свечение разряда специфично, оно сосредоточено
посередине разрядного промежутка в виде диффузионного светящегося облака, которое в
своей средней части может иметь более темную область. -разряд имеет относительно
высокую проводимость. Его свечение имеет слоистую структуру весьма напоминающую
структуру свечения тлеющего разряда постоянного тока, что указывает на аналогию
физики горения этих разрядов.
При фиксированных параметрах p, d и f могут существовать две формы ВЧ-разряда
 и . После зажигания -разряда при дальнейшем увеличении ВЧ напряжения
11
происходит как бы повторное зажигание заряда, -разряд скачком переходит в разряд
типа . На рис. 1.10 приведена характеристика зажигания ВЧ разряда в водороде,
пунктирной линией дана характеристика повторного зажигания  в -разряд. Последняя
является продолжением  ветви, но смещена несколько вниз, по-видимому, вследствие
создания -разрядом некоторой начальной ионизации в разрядном промежутке.
Переход разряда из  в  форму с увеличением ВЧ напряжения можно
рассматривать как перераспределение объемных зарядов в зарядном объеме,
обусловленное изменением механизма увода электронов. Сильное постоянное поле,
существующее
при
-разряде, приводит к бомбардировке электродов энергетичными ионами, что влечет за
собой протекание ряда процессов, характерных для тлеющего разряда постоянного тока.
Подробнее на вопросе возникновения объемных зарядов и постоянных потенциалов
пространства в ВЧ-разряде мы остановимся в следующем разделе. В заключение же этого
раздела рассмотрим влияние наложенного постоянного напряжения на потенциал
зажигания  и  разрядов.
V3, B
800
600


400
200
-1
0
1
lg p (Торр)
Рис. 1. 10. Характеристика зажигания ВЧ разряда в водороде.
f = 3 МГц, d = 2,64 см. Пунктирной линией показана
характеристика вторичного зажигания -разряда [6].
12
V3, B
400

200

0
200
400
600
U0, B
Рис. 1.11. Зависимость потенциала зажигания  и  разрядов от
наложенного постоянного напряжения. f = 3 МГц, d = 1,76 см; p =
70 и 4,2 Торр для кривых  и  соответственно [6].
При наложении постоянного напряжения U0 при зажигании -разряда значение Vз
увеличивается (рис. 1.11), но с дальнейшим ростом U0 потенциал зажигания достигает
максимума и затем плавно уменьшается до нуля, когда величина U0 становится равна
потенциалу зажигания разряда на постоянном токе. Для -разряда VЗ монотонно
уменьшается с ростом U0. Интерпретация рассматриваемых зависимостей достаточно
проста. Накладываемое постоянное электрическое поле производит двоякое действие –
дополнительный увод электронов на положительный электрод и добавочная ионизация за
счет энергии, передаваемой от поля электронам. При -разряде с увеличением U0 (U0 >
100 В) второй фактор становится более значим для баланса заряженных частиц в
разрядном промежутке, в области малых U0 < 100 В преимущественное значение имеет
потеря электронов, что и обусловливает наличие максимумов на характеристике Vз =
f(U0). Для -разряда первый фактор имеет малое значение, так как увод электронов
сравнительно интенсивно осуществляется ВЧ полем. В этом случае приложение
постоянного напряжения вносит только дополнительную ионизацию, что приводит к
снижению потенциала зажигания.
Интересно отметить, что в эксперименте можно наблюдать эффект тушения
зажженного заряда типа  наложением постоянного напряжения, что невозможно сделать
с -разрядом, интенсивность горения которого только увеличится.
Рассмотренные здесь две формы ВЧ-разряда и связанные с ними эффекты имеют
место при использовании различных сложных по составу плазмообразующих газовых
смесей, применяемых в процессах плазменного травления и удаления тонких пленок.
Сказанное основывается на многочисленных экспериментальных наблюдениях авторов
настоящей работы.
13
Лекция 4
Физика горения разряда
Физика горения разряда на постоянном токе
Физика горения ВЧ разряда
Постоянные пространственные заряды и потенциалы
В высокочастотном электрическом поле, как мы это уже выяснили в параграфе 1.2,
электроны и ионы совершают дрейфовые колебания. На хаотическое тепловое движение
заряженных частиц накладывается дрейфовое в направлении электрического поля (для
случая емкостного заряда – в направлении перпендикулярном электродам). Амплитуда
дрейфовых колебаний электронов А в  0  раз меньше, чем амплитуда свободных
колебаний A0, т.е.:
eE0
.
(1.21)
A
m 0
Направленная (дрейфовая) скорость и амплитуда колебаний ионов в  e  i раз
меньше, чем у электронов. Для типичных условий ВЧ-разряда низкого давления это
отношение имеет величину порядка 104. Поэтому, при рассмотрении колебательного
движения заряженных частиц в ВЧ-разряде, можно считать ионы неподвижными. Отсюда
следует, что в результате увода электронов из приэлектродной области шириной
примерно А возникает слой пространственного заряда, а также стационарный
положительный потенциал разрядной плазмы относительно потенциала электродов.
В ряде работ [7-10] с помощью электрических зондов определено наличие больших
стационарных полей в ВЧ-разрядах низкого давления, разность потенциалов между
плазмой и электродами V0 достигала нескольких сот вольт (порядка величины
прикладываемого напряжения). Была сделана попытка [10] объяснить возникновение
большого значения V0, которое не может быть обусловлено амбиполярной диффузией и
плавающим ленгмюровским потенциалом. Выдвинуто предположение, согласно которому
большой значение величины V0 имеет место вследствие уменьшения концентрации
электронов в приэлектродных областях толщиною А и поглощения их электродами, что
не компенсировалось медленной диффузией электронов из центральных областей
разряда. Полученное же [10] теоретическое V0 не соответствовало экспериментальным
данным [9, 10]. Ошибка состояла в пренебрежении тепловым движением электронов и
реальными граничными условиями в газоразрядной плазме [11].
Направленная (дрейфовая ) скорость электронов в плазме ВЧ-разряда подчас много
меньше тепловой и поэтому масштаб разделения зарядов на границе плазмы  будет
определяться не амплитудой колебаний электронов А, а длиной поляризации плазмы в
электрическом поле. Для малых разностей потенциалов в области пространственного
заряда V<<Ve (Ve – температура электронов, выраженная в единицах потенциала)
величина  будет, очевидно, равна дебаевскому радиусу D:
 V
  D   e
 4ene
1
 2
 .

(1.22)
При V>>Ve [12]:
1
 V  2
 .
  
(1.23)
 4ene 
Таким образом, с развитием ВЧ-разряда в результате увода электронов ВЧ-полем
или их ухода на электроды вследствие наличия значительных тепловых скоростей
14
возникает двойной электрический приэлектродный слой. Образование этого слоя является
причиной появления большого потенциала V0, что происходит в результате выпрямления
ВЧ напряжения на нелинейной комплексной проводимости приэлектродного слоя
пространственного заряда [11]. Авторы работы [11] получили теоретические выражения
для разности потенциалов плазмы и электрода в симметричном Е-разряде V0, когда
площади электродов равны, и для несимметричного разряда (V0/), когда площадь одного
электрода много больше другого. Вот они:
2
V

2m Ve
(1.24)
V0  Ve ln

ln ch ВЧ sin  d ,

mi
2 0
 2Ve

V 
(1.25)
V0/  Ve ln I 0  ВЧ  ,
 Ve 
где VВЧ – амплитуда ВЧ напряжения,  – его фаза, I0 – модифицированная функция Бесселя.
Выражение (1.25) полностью соответствует выражению для приращения
плавающего потенциала одиночного ленгмюровского зонда под действием переменного
напряжения большой амплитуды, полученного в работе [13]. Это соответствие легко
объяснимо, так как импеданс слоя у малого электрода значительно больше импеданса у
большого электрода, и, следовательно, приложенного ВЧ напряжение падает почти
полностью у малого электрода.
Для ВЧ-разряда величина VВЧ много больше Ve, практически выполняется условие
VВЧ>10Ve. При этом условии, как показали расчеты [11], интеграл из уравнения (1.24) в
функции VВЧ/ Ve аппроксимируется выражением – VВЧ  . Следовательно:
2m VВЧ
,

mi

и при VВЧ>>Ve первым членом этого выражения можно пренебречь
V   VВЧ .
V0  Ve ln

0
(1.26)
(1.27)
Для коаксиального разряда с цилиндрическими электродами радиусами R и r (R>r) [11]:
V 
r

(1.28)
V0/  1  Ve ln I 0  ВЧ  ,
 R
 Ve 
при VВЧ>>Ve [14]:
r

V0/  1  VВЧ  (1  b)VВЧ ,
(1.29)
 R
где b  r R .
Рассмотренные теоретические выводы находятся в согласии с известными
экспериментальными данными [11, 14]. Сравнение экспериментальных результатов с
теорией показало хорошее качественное и количественное соответствие (рис. 1.12 и 1.13)
[14]. Небольшое превышение экспериментальных значений V0
(рис. 1.12) над
теоретическими, по-видимому, объясняется диффузионным падением потенциала от
центра плазмы (где помещался зонд) к ее границе, которое определяется следующим
выражением [14]:
n
(1.30)
Vдифф  Ve ln e0 ,
nr
где ne0 – концентрация электронов в центре плазма, nr - на ее границе.
Для коаксиального разряда (рис. 1.13) теоретическое значение V0, наоборот,
несколько завышено, так как при малых значениях b  r R толщина слоя у малого
электрода будет соизмерима с его радиусом, что приводит к увеличению эффективной
собирающей поверхности этого электрода. В теории же эффективное значение b
15
определяется как отношение ионных токов насыщения на электроды и поэтому в
рассматриваемом эксперименте значения V0 несколько ниже теоретических.
На основании рассмотренных теоретических выводов и экспериментальных
результатов можно заключить следующее: в тривиальных условиях горения ВЧ-разряда
(VВЧ>>Ve) возникающий постоянный потенциал между плазмой и электродом для
симметричного Е-разряда и постоянная разность потенциалов между электродами в
несимметричном или коаксиальном разряде практически не зависят от частоты ВЧ поля,
состава плазмообразующего газа и его давления.
V0, B
400
1
300
200
100
300
900
600
1200
Vвч,B
Рис. 1.12. Сравнение теоретической (1) и экспериментальных зависимостей потенциала
плазмы от амплитуды ВЧ напряжения. Плазмообразующий газ – гелий, диаметр
разрядной трубки – 9 мм, межэлектродное расстояние – 60 мм, давление – 65 Па, частоты
ВЧ поля – 3 МГц (·-·), 6 МГц (···), 10 МГц (—) [14].
V0’, B
300
200
100
100
200
300
400
Vвч, B
Рис. 1.13. Сравнение теоретической и экспериментальной зависимости V0/ от VВЧ для
коаксиального разряда. r = 1 мм, R = 17 мм, длина цилиндрических электродов – 220 мм,
плазмообразующий газ – неон, давление – 80 Па [14].
16
Возникновение значительной постоянной разницы потенциалов V0 между границей
плазмы и электродом имеет ряд следствий, являющихся существенными моментами в
физике ВЧ-разряда низкого давления. Рассмотрим их.
1. Происходит ускорение ионов в возникшем постоянном поле до значительных
энергий, что может приводить к распылению электродов [10]. На рис. 1.14 представлены
функции распределения ионов по энергиям при их вылете их разряда через узкое
отверстие в электроде. Как видно, основная часть ионов имеет высокие энергии
достаточные для эффективного распыления электродов. В эксперименте процесс
распыления электродов наблюдается в режимах, когда потенциал пространства достигает
величины порядка нескольких сот вольт. Процесс распыления, как правило,
сопровождается осаждением распыленного металла на стенках разрядной камеры.
Интенсивность распыления в ВЧ разряде примерно такая же, как и в тлеющем разряде
постоянного тока [10]. Часто распыленный металл осаждается вблизи электродов. В
общем случае, геометрия напыленного осадка меняется с изменением режима разряда и
может наблюдаться перераспыление образовавшегося налета. Перераспыление, очевидно,
связано с изменением пространственного распределения параметров разрядной плазмы.
2. Бомбардировка электродов высокоэнергетичными ионами приводит к
выбиванию электронов. Таким образом, вследствие возникновения большого потенциала
пространства, весь разряд в целом представляет собой как бы комбинацию собственно ВЧ
разряда и разряда на постоянном токе, где роль анода выполняет сама плазма.
Ii, отн.ед
1
60
2
40
3
20
4
500
1000
,эВ
Рис. 1.14. Функция распределения по энергиям ионов, выходящих из ВЧразряда. Плазмообразующий газ – водород, давление – 15 Па, f =
3,9 МГц. 1 – VВЧ = 1400 В, 2 – 1260 В, 3 – 1120 В, 4 – 840 В [10].
Подытоживая содержание этого раздела, можно сделать следующее заключение:
возникновение приэлектродных слоев пространственного заряда с развитием
высокочастотного разряда вследствие высоких дрейфовых и тепловых скоростей
электронов и увеличение стационарной разности потенциалов между плазмой и
электродами вследствие выпрямления ВЧ поля на нелинейной проводимости
приэлектродных слоев приводит к формированию разряда со слоистой структурой, физика
горения которого содержит элементы собственно ВЧ-разряда и разряда на постоянном
токе.
17
Лекция 5
Параметры плазмы ВЧ-разряда
Параметры плазмы ВЧ-разряда и их пространственное распределение
Известно [17, 18], что функция распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) в
плазме ВЧ-разряда fe() может существенно отличаться от максвелловской наличием
высокоэнергетичного максимума, т.е. являться бимодальной. Предложенный [17, 18]
механизм возникновения пучков быстрых электронов в приэлектродных областях,
согласно которому ускорение происходит при выталкивании электронов во время
отрицательных импульсов потенциала на электродах, следующих с частотой ВЧ поля,
убедительно подтверждается имеющейся совокупностью экспериментальных данных.
Теоретическое рассмотрение диссипации энергии ВЧ поля в приэлектродном слое,
сопровождающееся статистическим ускорением электронов при их неупругом
взаимодействии с осциллирующим потенциальным барьером, для малых ВЧ напряжений
(VВЧ < 5 Ve) проведено В.А. Годяком [18].
На рис. 1.15 дано качественное построение разности потенциалов между
электродом и плазмой V(t), которое слагается в каждый момент времени из приложенного
ВЧ потенциала и постоянной отрицательной составляющей потенциала электрода 0,
равной по величине потенциалу пространства V0. Там же приведены предполагаемы
осцилляции интенсивности свечения плазмы в приэлектродных областях (3, 4). Слабая
осцилляция интенсивности излучения IP (3) обусловлена периодической поляризацией
плазмы вблизи электрода под действием внешнего ВЧ поля, гораздо более значительная
пульсация интенсивности свечения Ib (4) обусловлена пучками быстрых электронов,
генерируемых во время отрицательных импульсов V(t). Потоки ускоренных электронов
выталкиваемых этими импульсами из приэлектродной области в плазму состоят из
выбитых электродов в результате -процессов и электронов, ранее пришедших из плазмы.
В силу того, что амплитуда отрицательных импульсов достигает сотен вольт, следует
ожидать приобретение выталкиваемыми электронами значительной энергии, существенно
превосходящей потенциалы возбуждения и ионизации атомов и молекул плазмы. Поэтому
естественно предположить указанный на рис. 1.15 (5) характер изменения интенсивности
свечения Iсв(t) приэлектродных областей плазмы, что полностью подтверждается
полученными осциллограммами свечения (6) плазмы из обоих разрядных электродов [21].
При увеличении ВЧ напряжения амплитуда и область осцилляции свечения с
частотой  увеличиваются (рис. 1.16), так как увеличивается энергия выталкиваемых
электронов и глубина их проникновения в плазму. Здесь и далее VВЧ – эффективное
значение ВЧ напряжения.
С изменением ВЧ напряжения, безусловно, меняется и функция распределения
электронов по энергиям fe() в какой-либо локальной области плазмы вследствие
увеличения или уменьшения генерации пучков быстрых электронов в приэлектродных
областях. Сказанное наглядно иллюстрируется рис. 1.17 [22]. При увеличении
приложенного ВЧ напряжения в энергетическом спектре электронов плазмы появляется
высокоэнергетичная вторая мода, максимум которой смещается в область больших
энергий с ростом значения амплитуды VВЧ высокочастотного напряжения. Такое
изменение ФРЭЭ в центральной области разряда ведет и к соответствующему изменению
пространственного распределения светимости. Постоянная составляющая светимости с
ростом VВЧ увеличиваются, вместе с тем расширяются наиболее интенсивно светящиеся
приэлектродные области (рис. 1.18), что может привести к исчезновению относительно
тусклой центральной области разряда, являющейся аналогом положительного столба
18
разряда на постоянном токе. При раздвижении электродов указанная слабосветящаяся
центральная область увеличивается.

V0
0
t
1
Ф0
V
0
t
2
Ip
3
t
Ib
t
4
Iсв
5
t
6
Рис. 1.15. Временные зависимости переменной составляющей потенциала электрода (t) и
суммарного потенциала V(t) = 0 + (t) (2), а также предполагаемые зависимости
интенсивностей свечений Ip (обусловленной поляризацией плазмы – 3) и Ib
(обусловленной пульсирующими потоками быстрых электронов – 4) и их суммы
I св  I p  I b (5) c осциллограммами временных пульсаций интенсивности свечения
плазмы ВЧ-Е-разряда у обоих электродов (6) [18].
19
A, отн. ед.
80
2
60
40
1
20
-40
-20
20
40
Х, мм
Рис. 1.16. Распределение амплитуды A осцилляции интенсивности свечения на частоте
ВЧ поля  = 8 МГц вдоль разрядного промежутка длиной 80 мм в разрядной трубке
диаметром 100 мм. Плазмообразующий газ – гелий, давление – 65 Па,
1 – VВЧ =150 В, 2 – VВЧ = 280 В [18].
fe
80
2
40
3
1
0
40
80
120
160
,эВ
Рис. 1.17. Зависимость ФРЭЭ от величины ВЧ напряжения в центральной области разряда.
d = 80 мм, р = 65 Па,  = 8 МГц, плазмообразующий газ – гелий. 1 – VВЧ = 200 В,
2 – 400 В, 3 – 600 В [22].
С целью определения полной картины перестройки разряда с изменением частоты
и напряжения прикладываемого ВЧ поля рассмотрим зависимость от этих параметров
концентрации электронов ne, постоянной составляющей потенциала электрического поля
V0 и ФРЭЭ fe(), а также их распределение вдоль разрядного промежутка.
В таблице 1.1. представлены данные о концентрации электронов в центре
межэлектродного пространства ne0 для различных режимов горения ВЧ-разряда. Откуда
видно, что величина ne0 существенно возрастает с увеличением частоты или напряжения
прикладываемого электрического поля. Вместе с тем меняется характер распределения
постоянной составляющей потенциала электрического поля V0 (x) вдоль разрядного
промежутка (рис. 1.19). Распределение становится в приэлектродной области менее
плавным и принимает столообразную форму с одновременным ростом величины V0 в
любой точке х от центра плазмы до электрода. Интерпретация описанных зависимостей
становится ясной при рассмотрении влияния частоты и величины ВЧ напряжения на вид
20
ФРЭЭ (рис. 1.17 и 1.20). При увеличении какого-либо из этих параметров наблюдается
интенсификация генерации быстрых электронов с энергиями существенно
превосходящими потенциал ионизации гелия. Вследствие этого интенсифицируются
процессы ионизации и растет величина концентрации электронов в какой-либо локальной
области разрядной плазмы. Указанное на рисунках изменение функции fe() с
увеличением VВЧ при фиксированной частоте  и с ростом  при фиксированном VВЧ
объясняется разогревом электронов в приэлектродном слое в процессе их взаимодействия
с пульсирующим потенциальным барьером. Этот разогрев, очевидно, увеличивается с
ростом постоянной составляющей барьера, которая в свою очередь увеличивается с
ростом ВЧ напряжения. Статистический же разогрев электронов пульсирующей
составляющей потенциального барьера растет с увеличением частоты поля, так как
увеличивается частоты “ускоряющих” упругих взаимодействий барьера и электронов. В
результате процесса разогрева электронов увеличивается падение ВЧ напряжения в
приэлектродных слоях, вследствие чего увеличивается постоянная составляющая
пульсирующего потенциального барьера, формирующего пучок быстрых электронов в
приэлектродных областях.
Таблица 1.1. [18]
Зависимость концентрации электронов в центре разрядного промежутка ne0 от
частоты  и прикладываемого напряжения VВЧ, d=600 мм, гелий, р = 65 Па.
/
ne 0 ,10 8 см 3
 , МГц
V ВЧ
,В
12
10
10
5
3
3
1,5
1,5
160
200
400
200
220
440
280
680
18
20
110
4
1,5
10
1,3
19
Iси, отн.ед.
8
4
6
3
2
4
1
2
0
-30
-20
-10
0
10
20
30
X, мм
Рис. 1.18. Распределение постоянной составляющей интенсивности
интегрального свечения Iси вдоль разрядного промежутка при различных ВЧ
напряжениях. Плазмообразующий газ – гелий, р = 65 Па,  = 10 МГц. 1 – VВЧ
= 40 В, 2 – 120 В, 3 – 160 В, 4 – 200 В. (Кривые построены по
экспериментальным точкам [18]).
21
V0, B
V0, B
1
80
160
2
60
а)
120
40
80
3
20
40
0
10
20
30
V0, B
80
1
Х, мм
б)
2
60
3
0
10
20
30
Х, мм
Рис. 1.19. Распределение постоянной составляющей потенциала электрического
поля V0(x) вдоль разрядного промежутка от центра к электроду.
Плазмообразующий газ – гелий, р = 65 Па.
а) зависимость V0(x) от величины приложенного напряжения VВЧ;  = 5 МГц;
1 – VВЧ/ = 300 В (ось ординат справа), 2 – 120 В, 3 – 40 В.
б) зависимость V0(x) от частоты ; VВЧ/ = 120 В;
1 –  = 9 МГц, 2 – 5 МГц, 3 – 3 МГц [18].
В силу того, что генерация пучка быстрых электронов происходит в
приэлектродной области разрядного промежутка и электроны выталкиваются в плазму в
направлении перпендикулярном плоскости электрода наблюдается пространственная
анизотропия зондовых характеристик при размещении зондов вблизи электродов [22]. В
22
этом случае, при ориентации плоскости зонда к плоскости электрода (обе плоскости
параллельны), зондовая характеристика (зависимость двойного дифференциала тока на
зонды по энергии от энергии электронов) имеет существенно большую
высокоэнергетическую часть, чем зондовые характеристики при других ориентациях.
fe
fe
fe
80
fe
80
80
40
МГц
40
30
60
90 , эВ
МГц
80
40
МГц
30
60
90 , эВ
40
МГц
30
60
30
60
90 , эВ
90 , эВ
Рис. 1.20. Зависимость f() от  при фиксированном ВЧ напряжении VВЧ/ = 300 В.
Плазмообразующий газ – гелий, р = 65 Па, d = 200 мм, расстояние зонд-электрод – 60 мм
[22].
С удалением зонда от электрода его характеристика становится все более
изотропной, вместе с тем уменьшается и доля высокоэнергетичных электронов, а также их
энергий [22], что происходит, очевидно, в результате диссипации энергии быстрых
электронов и хаотизации их движения при столкновении с тяжелыми частицами плазмы.
23
Лекция 6
Процессы активации
Взаимодействие частиц, эффективное сечение
Типы взаимодействия частиц: кулоновские, упругие и неупругие. Ближние и
дальние кулоновские взаимодействия. Траектории движения частиц.
Вероятности взаимодействия характеризуются так называемыми эффективными
сечениями взаимодействия (из кинетической теории газов).
Рассмотрим (рис. 2.1) мишень с однородной плотностью  = MN неподвижных
частиц, пучок взаимодействующих частиц с концентрацией n и скоростью u.
N
nu
dx
Рис.
2.1.
Воображаемое
сечение
элементарного
параллелепипеда единичной площади при взаимодействии
частиц.
Число частиц испытывающих взаимодействия пропорционально плотности частиц
мишени, плотности частиц самого потока и длине dx, на котором рассматривается
взаимодействие
dn = nN dx = nNu dt.
Коэффициент пропорциональности  это эффективное сечение данного
взаимодействия для отдельной частицы.
Вероятность взаимодействия
Pc = N/p0,
где p0 – приведенное давление (Торр).
p0 = 273 p/T,
где температура T и давление p при данных условиях. Pc – среднее число взаимодействий
частицы на расстоянии 1 см при давлении 1 Торр и 0 С.
Длина свободного пробега lср
lср = 1/N = 1/ Pcp0.
Упругие взаимодействия
Кулоновские взаимодействия и рассеяние электронов и ионов на нейтралах.
F = z1z2e2/r2, упр< кулон
Эффект слабого рассеяния электронов при малых энергиях в инертных газах,
назван эффектом Рамзауэра (рис. 2.2). Он объясняется чисто квантовыми явлениями –
дифракцией электронов на атомах. При больших энергиях применимо классическое
рассмотрение, т.к. длина волны электронов становиться много меньше размера атомов.
24
упр, Å2
24
Ar
16
H2
H
8
0
0
5
10
u, эВ½
Рис.2.2. Зависимость сечения рассеяния электронов на
различных частицах от скорости электронов.
упр для электронов имеет характерные значения порядка 10–15 см2.
Неупругие взаимодействия
Максимальное изменение потенциальной энергии частицы
(Eпот)max = E1m2/( m1 + m2),
где E1 – кинетическая энергия налетающей частицы. Из формулы видно, что при
соударении электрона с тяжелой частицей возможен практически полный переход
кинетической энергии в потенциальную, т.е. неупругие столкновения с участием
электрона наиболее эффективны.
Возбуждение (тушение) атомных, ионных и молекулярных состояний.
e + Ak0(+)  An0(+) +e
Это пороговый процесс, в (Ekn) имеет величину порядка нескольких эВ.
kn  10–16 – 10–19 см2. Максимум при Eкин = (1,5  2) Ekn (рис. 2.3).
25
упр, Å2
Ekn
Eкин, эВ
Рис.2.3. Типичный вид зависимости сечения
возбуждения атомов электронным ударом от энергии
электронов.
Возбуждение (тушение) молекулярных состояний:
e + Mk,i,j0(+)  Mk,i,j0(+) +e
Энергетические зазоры между колебательными уровнями 10–2 – 1 эВ, между
вращательными уровнями 10–3 – 10–1 эВ. Поэтому медленные электроны эффективно
теряют энергию на возбуждение этих уровней.
Для N2 сечение возбуждения колебательных уровней (0,5  3) 10–16 см2.
Диссоциация молекул.
e + M  A +B + e
Вероятность прямого разбиения молекулы из основного состояния мала. Причина –
кратковременность воздействия, в течение которого атомы (или радикалы) не успевают
получить необходимого для разлета количества движения.
Диссоциация молекул часто преимущественно идет ступенчато через электронноколебательные, электронные и колебательные возбужденные состояния с достаточным
временем жизни:
e + M  M + e
e + M  A + B + e
Обратный процесс – ассоциация.
Зависимость сечения диссоциации молекул электронным ударом от энергии
электронов имеет разный вид для различных молекул (рис. 2.4).
26
, 10–16 см2
O2
N2
1
CO
H2
10
20
30
40
50
Eкин, эВ
Рис.2.4. Зависимости сечения диссоциации молекул
электронным ударом от энергии электронов.
Ионизация атомов и молекул.
e + Ak  Ai+ + e + e
Обратный процесс – тройная рекомбинация.
Из основного (k = 1) состояния потенциал ионизации Eи для разных частиц
находится в интервале 4 – 25 эВ. Максимум 1 достигается при Eкин = (3  5)Eи, ход
зависимости 1(Eкин) для разных атомов и молекул имеет одинаковый вид (рис. 2.5),
соответствует аппроксимации Фабри–Канта.
, 10–16 см2
4
Ar
3
N2
2
1
H2
Eи
50
100
150
200
Eкин, эВ
Рис.2.5. Зависимости сечения ионизации атомов и молекул прямым
электронным ударом из основного состояния от энергии электронов.
Ионизация из возбужденного состояния называется ступенчатой.
kи(Eкин) = k3 1(Eкин) т.е. kи  k3, k – главное квантовое число уровня.
При Te << Eи эффективна ступенчатая ионизация по сравнению с прямой.
Частота ионизации и (характеризует скорость рождения зарядов) т.е. число актов
ионизации в 1 см3 в 1 с производимое электроном для газового разряда
и = (5 102 – 103) Гц.
и = na<u> = nakи.
27
<u> - усредненное по энергетическому спектру. Коэффициент kи – называют константой
(или коэффициентом) скорости ионизации, смысл kи следует из выражения:
(dne/dt)и = kиnena.
Аналогичные выражения можно записать для процессов возбуждения и диссоциации.
Коэффициент скорости процессов возбуждения, ионизации и диссоциации электронным
ударом можно определить так:

2
kA
 ( )  f ( ) d ,
m 0
где A – некоторая постоянная, m – масса электрона,  – его энергия, () – сечение
процесса,  0 – энергия верхнего уровня при возбуждении или пороговая энергия при
ионизации и диссоциации, f() – функция распределения электронов по энергиям.
Для молекул не редко более эффективно проходит диссоциативная ионизация
e + M  A+ + B + e + e,
например e + CF4  CF3+ + F + e + e,
Рекомбинация с участием электронов.
Процесс обратный ионизации электронным ударом называется тройной
рекомбинацией:
A+ + e + e  A + e
М+ + e + e  М + e.
Избыточная энергия передается второму электрону или тяжелой частице (в этом случае
рекомбинацию называют трехчастичной). Процесс происходит ступенчато:
- захват электрона на далекую орбиту
- переход на нижележащий уровень в результате столкновения с электроном,
тяжелой частицей или излучения кванта света.
Трехчастичная рекомбинация может быть при участии нейтральной или
ионизованной частицы (атома или молекулы):
A+ + e + B  A + B,
A+ + e + B+  A + B+.
Рекомбинация с излучением кванта света называется радиационной рекомбинацией
A+ + e  A + h,
h = eи + meue2/2.
Скорость рекомбинации равна
(dne/dt)рек = nenи.= ne2.
Коэффициент скорости рекомбинации  пропорционален концентрации третьей частицы.
  10–14 – 10–8 см3/с.
Для радиационной рекомбинации коэффициент скорости имеет величину 10 –14 –
10–13 см3/с.
Диссоциативная рекомбинация
(AB)+ + e  Ak + B
имеет коэффициент скорости порядка 10–8 см3/с. Здесь третья частица образуется в ходе
рекомбинации. Обратный процесс называется ассоциативной ионизацией. Вероятность
диссоциативной рекомбинации значительно больше, чем тройной, поэтому процесс
диссоциативной рекомбинации может быть существенным источником генерации
возбужденных атомов и радикалов.
Для газового разряда низкого давления рекомбинация электронов на поверхности
во много раз превышает объемную рекомбинацию и определяет скорость гибли
электронов.
28
Образование отрицательных ионов.
Образование отрицательных ионов т.е. процесс прилипания электронов к тяжелым
частицам характерен для ряда атомов и молекул (в том числе щелочных металлов и
галоидов): F, Cl, Br, I, Li, Na, Ka, O2, H2O, OH, O.
Основная характеристика отрицательных ионов – энергия их связи (энергия
сродства) к электрону. Она численно равна энергии необходимой для разрушения иона.
Типичные значения сродства E 0,1 – 3 эВ, у галоидов 3 – 5 эВ.
E = E0 – E_ + meVe2/2.
Механизмы прилипания:
1) e + AB  A– + B – диссоциативное прилипание,
1) e + A + B  A– + B – трехчастичное прилипание,
1) e + A  A– + h - радиационное прилипание.
Разрушаются отрицательные ионы ударами электронов и тяжелых частиц, но
определяющим для газоразрядной плазмы являются процессы гибели при реакциях
ассоциации:
O– + O  O2 + e,
O– + N  NO + e,
O2– + O2  O2 + O2 + e,
O– + CO  CO2 + e,
H– + H  H2 + e,
OH– + O  HO2 + e,
OH– + H  H2O + e,
F– + F  F2 + e.
Процесс убыли отрицательных ионов называется рекомбинацией ионов.
A– + B+  A + Bk
(dnи/dt)рек = (dn–/dt)рек = иn–nи.
–6
–7
3
и  10 - 10 см /с, и и  уменьшаются с ростом температуры.
Неупругие столкновения тяжелых частиц
Вероятность неупругого взаимодействия значительна только если относительная
скорость частиц примерно равна скорости электрона в атоме (108 см/с), что
соответствует энергии тяжелых частиц в 10 – 100 кэВ, поэтому для газоразрядной плазмы
низкого давления неупругие взаимодействия тяжелых частиц типа возбуждение,
диссоциация и ионизация являются несущественными.
Химические реакции в плазме
Коэффициенты скорости реакций. Реакции ассоциации (присоединения),
обменные, замещения, в объеме и на поверхности. Химические реакции в плазме как
вторичные процессы активации газоплазменной среды.
29
Лекция 7
Процессы активации
Процессы взаимодействия частиц плазмы с поверхностью
Взаимодействие атомов, молекул, радикалов и фотонов с поверхностью
Адсорбция и хемосорбция
Под процессом очистки материалов понимают удаление с ее по-верхности инородных
атомов и молекул (очистка от инородных час-тиц более крупного размера, например
пылинок, здесь не рассматри-вается). Травление – это удаление поверхностных атомов и
молекул самого материала. По физико-химическому механизму взаимодейст-вия частиц
НГП с поверхностью обрабатываемого материала процес-сы травления можно разделить
на три нижеперечисленные группы.
1.
Ионное травление (ИТ), при котором поверхностные слои мате-риала удаляются
только в результате физического распыления. Рас-пыление производится энергетическими
ионами газов, химически не реагирующими с обрабатываемым материалом (обычно
ионами инертных газов). Под энергетическими ионами понимают частицы с энергией в
диапазоне 0,1–2,0 кэВ. Если поверхность находится в кон-такте с плазмой (т. е. плазма
является средой, в которой происходит процесс, и источником ионов, которые его
осуществляют), то травле-ние называют ионно-плазменным (ИПТ). Если поверхность не
контак-тирует с плазмой, которая используется только как источник ионов,
осуществляющих травление, то травление называют ионно-лучевым (ИЛТ). В процессе
ИПТ поверхность подвергается также воздействию электронов, излучения и нейтральных
частиц. Однако на фоне интен-сивного энергетического воздействия ионов их вклад в
стимуляцию процесса распыления пренебрежимо мал (исключение составляют органические материалы, полимеризующиеся или деполимеризующиеся под действием
электронного и фотонного потоков).
2.
Плазмохимическое травление (ПХТ), при котором поверхност-ные слои удаляются
в результате химических реакций. Химические реакции происходят между химически
активными частицами (ХАЧ) и поверхностными атомами с образованием летучих
продуктов, поки-дающих поверхность. Если поверхность обрабатываемого материала
находится в контакте с плазмой, то травление называют плазменным (ПТ). При ПТ
химические реакции стимулируются электронной, ион-ной и фотонной бомбардировкой
частицами плазмы. Если же поверх-ность образца не контактирует с плазмой, которая
используется толь-ко как источник ХАЧ, то такое травление называют травлением свободными атомами и радикалами или радикальным травлением (РТ). РТ осуществляется
без стимуляции электронной и ионной бомбарди-ровки, а в ряде случаев и при отсутствии
воздействия излучения.
3.
Реактивное ионное или ионно-химическое травление (ИХТ), при котором
поверхностные слои материалов удаляются как физическим распылением
энергетическими ионами, так и в результате химических реакций между ХАЧ и атомами
материала. Если поверхность обраба-тываемого материала находится в контакте с
плазмой, то травление называют реактивным ионно-плазменным (РИПТ). При РИПТ на
по-верхность воздействует максимальный набор частиц плазмы. При этом процесс
физического распыления может как замедляться, так и ускоряться химическими
реакциями (ускорение происходит в случае образования летучих соединений).
Химические реакции, в свою оче-редь, могут активизироваться ионной, электронной и
фотонной бом-бардировкой. Если поверхность образца не контактирует с плазмой,
30
которая используется только как источник энергетических химически активных ионов, то
такое травление называют реактивным ионно-лучевым (РИЛТ). В процессе РИЛТ
поверхность подвергается воздей-ствию молекулярных или атомарных ионов, которые
кроме физиче-ского распыления образуют ХАЧ на поверхности в результате их диссоциации и рекомбинации. Химические реакции между ХАЧ и атома-ми поверхности
могут как замедлять, так и ускорять процесс физиче-ского распыления.
Процессы ПТ и РИПТ имеют много общего, так как происходят в плазме химически
активных газов и обрабатываемая поверхность бомбардируется одинаковым набором
частиц: ионов, свободных ато-мов, радикалов, молекул, электронов и фотонов. В качестве
условной границы для разделения этих процессов можно использовать значение энергии
ионов Eи, бомбардирующих поверхность. При Eи<100 эВ травление следует считать
плазменным, так как при такой низкой энергии ионов физическое распыление не может
заметно воздейство-вать на скорость удаления материала. При Eи>100эВ основной вклад
в процесс удаления материала могут вносить как химические реакции на поверхности, так
и физическое распыление.
ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРОЦЕССА ТРАВЛЕНИЯ
Процесс травления с использованием НГП характеризуется сле-дующими параметрами:
скорость, селективность, анизотропия, нерав-номерность, загрузочный эффект. Скорость
травления vтр определяет-ся толщиной поверхностного слоя материала, удаляемого в
единицу времени. Селективность травления – это отношение скоростей трав-ления двух
различных материалов в одних и тех же условиях травле-ния S = vтр1/vтр2. Эта
характеристика является весьма важной, напри-мер, при травлении через маску, когда для
качественного проведения процесса необходимо обеспечивать низкую скорость травления
маски при высокой скорости травления поверхности через окно в маске или в процессах
травления пленочных покрытий, находящихся на под-ложке из иного материала.
Показатель анизотропии травления А оп-ределяется как отношение скоростей травления
материала по нормали и по касательной к поверхности или как отношение глубины
травле-ния h к боковому подтравливанию l:
(5.8)
Этот параметр играет определяющую роль для точного формиро-вания размеров
элементов маски и для точной передачи геометриче-ских размеров маски на нижележащие
слои подложки. Неравномер-ность травления характеризует различие в скоростях
травления участ-ков, расположенных в различных местах на поверхности подложки.
Повышение равномерности травления – одна из основных задач тех-нологии ИС,
особенно для подложек большого диаметра. Под загру-зочным эффектом понимают
влияние количества одновременно обра-батываемых пластин на скорость их травления.
РАБОЧИЕ ГАЗЫ ДЛЯ ПРОЦЕССОВ ТРАВЛЕНИЯ И ОЧИСТКИ
Процесс ионного травления основан на физическом распылении поверхности ионами
инертного газа. По этой причине требование к рабочему газу таких процессов сводится в
основном к обеспечению их высокой химической чистоты (отсутствие в рабочем газе
химически активных частиц, способных образовывать с атомами или молекулами
поверхности нелетучие химические соединения). Необходимые ско-рость, анизотропия и
равномерность должны обеспечиваться конст-рукцией системы травления, типом и
характеристиками разряда или ионного источника.
К рабочим газам, используемым в процессах ПХТ и ИХТ, предъ-являются следующие
требования:
31
•
максимальный выход энергетических и химически активных частиц, способных
при взаимодействии с материалом поверхно-сти образовывать либо стабильные летучие,
либо легко распы-ляемые соединения;
•
обеспечение при разложении в плазме газового разряда требуе-мых скоростей,
селективности и анизотропии травления;
•
отсутствие токсичности и взрывоопасности, коррозионного воз-действия и
загрязнения стенок реактора, внутрикамерных уст-ройств и откачных магистралей.
Сжатые газы занимают первое место среди потенциально опасных веществ, используемых
в производстве ИС. Водород, например, ха-рактеризуется как огнеопасный и
взрывоопасный газ. Аммиак вос-пламеняется в воздухе при концентрации от 16 до 25 %.
Безводный фтористый водород HF может вызвать смертельный исход при ожоге всего
лишь 2,5 % поверхности тела. Высокотоксичны такие газы, как арсин и фосфин, хлор и
его соединения (HCl, CHCl2, BCl3, CClF3, SiH2Cl2 и др.). Помимо газов в плазменной
технологии применяются пары токсичных жидкостей: трихлорсилана SiHCl3,
тетрахлорида кремния SiCl4, четыреххлористого углерода CCl4 и др.
Применение большого числа рабочих газов, как однокомпонент-ных, так и
многокомпонентных, вызвано необходимостью травления широкого ассортимента
материалов. Первейшим условием для про-цесса травления химически активными
частицами является возмож-ность образования летучих и стабильных при температуре
процесса Tп (температуре поверхности материала в процессе травления) продуктов
реакции. Термин «летучий» означает, что при Tп продукты реакции испаряются с
поверхности материала. При использовании ПХТ или ИХТ соотношение величин Tп и
Tкип (температура кипения продуктов реакции) определяет три основных вида процесса
травления.
1. Tп<<Tкип. В этом случае в системах ПХТ травление невозможно, так как в результате
реакции на поверхности материала образуется нелетучее соединение, которое маскирует
материал от вновь посту-пающих химически активных частиц. Например, алюминий
нельзя травить атомами фтора, потому что в результате реакции образуется фторид
-ду с химическим
воздействием поверхность подвергается энергетиче-ской ионной бомбардировке,
возможно травление материала за счет физического распыления.
2. Tп = Tкип. Процесс ПХТ в этом случае возможен. Однако низкая скорость удаления
продуктов реакции приводит к тому, что процесс травления ограничен стадией
химической реакции. С ростом темпера-туры процесса скорость травления материала
должна возрастать. Ионная бомбардировка будет оказывать сильное влияние на скорость
травления. В системах ИХТ возможно травление за счет распыления. Например, золото
служит стопорным слоем при травлении в плазме CF4 в системах ПХТ, а в системах ИХТ
оно может травиться.
3. Tп >>Tкип. Травление материалов в любых системах ПХТ и ИХТ осуществляется в
основном за счет химических реакций и скорость травления ограничивается лишь
скоростью поступления реагентов к поверхности. Изменение температуры процесса и
ионная бомбарди-ровка слабо влияют на скорость травления материала.
В общем случае, если при разложении молекул рабочего газа в плазме не образуются
нелетучие частицы (например, углерод, поли-мерные пленки и т. д.), которые могут
маскировать обрабатываемую поверхность, то скорость травления материала тем выше,
чем ниже температура кипения продуктов реакции. Так в плазме молекулярного фтора
кремний травится гораздо быстрее, чем в плазме молекулярного хлора. Если в плазме
наряду с ХАЧ образуются нелетучие частицы, то скорость травления материала зависит от
соотношения числа этих частиц. Для фторуглеродных рабочих газов (CF4, C2F4, C3F8 и т.
д.) с уменьшением отношения F/C снижается скорость травления материа-лов с
одновременным повышением селективности травления кисло-родсодержащих соединений
относительно бескислородсодержащих.
32
Лекция 8
Вакуумно-плазменные процессы травления
МЕХАНИЗМ И ХАРАКТЕРИСТИКИ ИОННО-ПЛАЗМЕННОГО
И ИОННО-ЛУЧЕВОГО ТРАВЛЕНИЯ
В основе ИПТ и ИЛТ лежат процессы физического распыления материала поверхности
энергетическими ионами инертных газов, бомбардирующими поверхность, т. е.
распыление осуществляется за счет упругих столкновений, приводящих к выбиванию
атомов из равновесных положений. Выбивание атома из поверхностного слоя материала
происходит либо путем прямого столкновения между ионом и атомом поверхности, либо
путем передачи поверхностному атому кинетической энергии из глубины материала за
счет каскада последовательных столкновений между атомами материала. В первом случае
атом материала может покинуть поверхность (распылиться) за единичное столкновение
или после небольшого числа упругих столкновений с соседними поверхностными
атомами. Во втором случае выбивание из равновесных состояний атомов материала
начинается на некоторой ее глубине. Выбитые атомы получают энергию, достаточную для
выбивания рядом расположенных вторичных и т. д. атомов, часть которых может достичь
поверхности материала и преодолеть поверхностный барьер. Такой механизм физического
распыления получил название каскадного механизма.
ИТ материала начинается, когда энергия ионов Eи превысит некоторое значение
пороговой энергии распыления (Eпор). Значение Епор слабо зависит от масс
сталкивающихся частиц и для широкого круга материалов лежит в диапазоне 10–35 эВ.
При Еи < Епор ионы не производят распыление, и при взаимодействии с атомно-чистой
поверхностью происходит их отражение, нейтрализация электронами, эмитированными из
материала под действием электрического поля ионов, адсорбция с последующей
десорбцией. Если на поверхности материала присутствуют адсорбированные инородные
частицы и химические соединения, то в результате ионной бомбардировки происходят их
десорбция и химические превращения (например, рекомбинация, ассоциация или
полимеризация).
На десорбирующем действии ионной бомбардировки основан процесс очистки
поверхности материала. Процесс выхода в вакуум адсорбированных атомов отличается от
выхода распыленных атомов из объема материала следующим: вылетающая частица
всегда выходит из верхнего поверхностного слоя, ее энергия связи отличается от энергии
связи атомов в объеме. Если массы атомов адсорбирующего вещества и адсорбента
сильно различаются, то возможны большие различия в выходе (распылении)
адсорбированных частиц. Десорбция при ионной бомбардировке может осуществляться
прямым выбиванием адсорбированного атома падающим ионом, его выбиванием
отраженным от поверхности ионом и выбиванием распыленным атомом материала. Для
ионной очистки поверхности материалов обычно используются ионы с относительно
низкой энергией в диапазоне от 20 до 100 эВ, а для ИТ – от 100 до 1000 эВ. В первом
диапазоне удаление поверхностного слоя осуществляется в режиме первичного прямого
выбивания, а во втором – как в режиме первичного выбивания, так и в режиме линейных
каскадов.
Физическое распыление всегда сопровождается нагревом поверхности, созданием
большого числа радиационных дефектов кристаллической структуры типа «атом
междоузлия» и «пустой узел», внедрением ионов, вторичной электронной эмиссией и
электромагнитным излучением в широком спектре частот, вызванном неупругими
столкновениями. Все эти процессы в той или иной мере необходимо учитывать при
разработке технологии ИТ материалов. Основная доля энергии ионов (70–85 %)
33
выделяется в материале в виде теплоты, около 10 % ее расходуется на распыление, а
оставшаяся часть – на остальные указанные выше процессы. Следует отметить, что при
ионной бомбардировке в результате образования радиационных дефектов
монокристаллическая поверхность вначале превращается в поликристаллическую, а затем
в аморфную. Доза аморфизации монокристаллического кремния ионами аргона с энергией
Физическое распыление материалов количественно характеризуется коэффициентом
распыления (S), который определяется как среднее число атомов, удаляемых с
поверхности одним падающим ионом. Так как S – статистическая величина, она может
выражаться и дробным числом. Значение S зависит от многих параметров проведения
процесса распыления, в частности от энергии ионов, распыляемого материала, угла
падения ионов на поверхность, температуры поверхности и чистоты ее обработки,
состава и давления газовой среды, в которой проводится процесс распыления.
Наиболее существенно влияет на коэффициент распыления энергия ионов. С ростом Eи от
пороговой до 100 эВ происходит экспоненциальное увеличение S от 10-4 до 10-1. При Eи
= 100–500 эВ S растет линейно, для Eи >500 эВ рост S замедляется. Максимальное
значение S достигается в диапазоне энергий между 10 и 100 кэВ. Дальнейшее повышение
Eи приводит к резкому спаду S, так как ионы проникают настолько глубоко, что
каскадный механизм распыления уже не обеспечивает выбивание поверхностных атомов.
В интервале 300–500 эВ максимальная доля энергии ионов расходуется на процесс
распыления материала, т. е. достигается максимальная энергетическая эффективность
ионного травления.
Увеличение массы иона приводит к росту S. Хотя ионы Kr и Xe по сравнению с ионами Ar
дают больший коэффициент распыления в диапазоне оптимальных энергий 100–1000 эВ,
их использование ограничено высокой стоимостью получения чистых газов. При
–
нормали к поверхности) наблюдается рост S, причем эта зависимость в первом
приближении описывается формулой
Объяснить такое поведе
Действительно, S при нормальном падении ионов прямо пропорционален энергии,
рассеиваемой в поверхностном слое материала, в пределах которого упругие
столкновения с атомами будут приводить к распы
-за
зеркального отражения ионов от поверхности.
Коэффициент распыления для поликристаллических и аморфных материалов практически
не зависит от температуры поверхности в диапазоне от комнатной до 600 К, а для
монокристаллических полупроводников – до 400 К. Повышение температуры
поверхности выше указанных диапазонов приводит к весьма слабому росту S в основном
за счет снижения энергии связи поверхностных атомов под действием тепловых
колебаний.
Существенное влияние на коэффициент распыления оказывают активные газы и пары
(O2, CO, CO2, N2, H2O, углеводороды), содержащиеся в остаточной среде рабочей
камеры после ее откачки вакуумными насосами, а также азот и кислород, попадающие изза микротечей в рабочей камере и системе подачи газа. Резко снижается коэффициент
распыления металлов по причине образования на их поверхности оксидов, нитридов и
карбидов. Например, коэффициент распыления Al ионами Ar снижается на порядок при
росте парциального давления кислорода от 10-4 до 10-1 Па. Увеличение парциального
давления O2 снижает коэффициент распыления SiO2 и Si. Пары воды и CO2, диссоциируя
34
в плазме разряда, выделяют кислород, поэтому их влияние аналогично влиянию чистого
кислорода. Присутствие CO приводит к небольшому росту S металлов и SiO2, очевидно,
из-за связывания остаточного кислорода с образованием CO2. В то же время присутствие
O2, CO2, паров воды приводит к росту коэффициента распыления резистивной маски,
следовательно, к ухудшению селективности травления через такую маску.
Процессы ИТ удобно характеризовать величиной скорости травления, которая
определяется коэффициентом распыления и плотностью ионного тока jи соотношением
vтр = kjиS,
(5.9)
где k – коэффициент пропорциональности, зависящий от атомной массы и плотности
распыляемого материала. Очевидно, для достижения максимальных vтр необходимо
проводить процесс таким образом, чтобы обеспечить максимальные значения величин jи
и S. Современные технологические установки ИПТ материалов обеспечивают скорости
травления от долей до единиц нм/с. Наибольшие значения vтр наблюдаются для Pt, Ag,
Au, Cu, наименьшие – для Ti, W, V, Cr, нитрида кремния и оксида алюминия.
Технологические установки ИЛТ позволяют увеличить скорость травления в среднем в 2–
3 раза за счет более высокой энергии ионов. Однако это значительно меньше достигаемых
vтр при плазмохимическом и радикальном травлении. В результате слабой зависимости
vтр от материала поверхности невозможно получить высокую селективность ИПТ и ИЛТ,
конкурирующую с селективностью остальных способов размерной обработки материалов
в технологии ИС.
Процессы ИПТ и ИЛТ обладают к тому же рядом ограничений при травлении рельефных
поверхностей и травлении через маску. К таким ограничениям относится переосаждение
распыляемого материала. Переосаждение происходит из-за того, что каждая элементарная
площадка поверхности травления является одновременно и приемной для других
эмитирующих площадок, находящихся от нее на линии прямой видимости. В результате
некоторые площадки поверхности за время ИТ принимают на себя больше материала, чем
удаляется с них. Процесс переосаждения увеличивается с повышением плотности
рельефных элементов (ступенек, канавок и т. д.) на подложке. При травлении узких
канавок распыленные со дна канавки атомы осаждаются на боковой поверхности, что в
итоге приводит к V-образному профилю травления. Кроме этого, осажденный на боковой
поверхности маски материал остается после удаления маски. Вторым ограничением
является неравномерность травления при использовании масок. Отражение ионов от
боковых стенок маски или созданного ранее рельефа приводит к усилению травления
поверхности подложки около основания маски или границы рельефа. Третьим
ограничением является высокий уровень теплового и радиационного воздействия на
обрабатываемые структуры, что приводит к изменению электрофизических и химических
свойств диэлектриков, тепловой деформации органических резистивных масок, пробою
диэлектрических пленок, образованию подвижного заряда и поверхностных состояний на
границе раздела Si/SiO2. Конечно, существуют определенные технологические приемы,
позволяющие уменьшить роль указанных ограничений на качество процессов травления,
однако полностью их устранить пока не удается.
Основным достоинством процессов ИПТ и ИЛТ является их сравнительно высокая
анизотропия. По своему механизму процесс ИПТ должен обладать высокой анизотропией,
однако низкая стойкость масок и затрудненный выход распыленного материала из
глубоких канавок при используемых рабочих давлениях порядка единиц Па ограничивает
показатель анизотропии A в диапазоне 5–10. Что касается процессов ИЛТ, то
направленное движение ионов, падающих на обрабатываемый материал перпендикулярно
его поверхности, позволяет дос¬тичь величины A>100. Такое значение A реализуется при
давлении в рабочей камере p<0,1 Па, когда практически отсутствует рассеивание
падающих ионов на распыленных, покидающих поверхность атомах. Высокая
35
анизотропия ИЛТ позволяет переносить рисунки субмикронных размеров, полученные в
органических резистивных масках, на слои рабочих материалов, причем при A>100
перенос не сопровождается увеличением переносимых размеров, т. е. разрешение,
полученное в маске, полностью воспроизводится в рабочем материале.
Рассматривая процессы ИПТ и ИЛТ с точки зрения их применимости в технологии СБИС,
следует отметить следующее. В настоящее время процессы ИПТ в основном
используются для очистки поверхностей, реже – для травления планиризированных
поверхностей и травления без масок. Процессы ИЛТ благодаря более высокому
разрешению, меньшему тепловому и радиационному воздействию на обрабатываемые
структуры и отсутствию эффекта обратного осаждения распыленного материала почти
полностью вытеснили процессы ИПТ из сферы размерного высокопрецизионного
травления функциональных слоев ИС. Разрешение процессов ИЛТ ограничено лишь
минимальными размерами элементов, которые можно получить в резистивных масках, а
не самим процессом. Кроме этого возможность изменения профиля травления (например,
получение наклонных профилей) за счет изменения угла падения ионов и
универсальность процесса, позволяющая травить практически любой материал,
характеризует ИЛТ как эффективный технологический процесс при изготовлении СБИС.
МЕХАНИЗМ И ХАРАКТЕРИСТИКИ ПЛАЗМОХИМИЧЕСКОГО
И ИОННО-ХИМИЧЕСКОГО ТРАВЛЕНИЯ
Механизмы ПХТ и ИХТ имеют много общего, т. к. основаны на гетерогенных химических
реакциях между ХАЧ, образующимися при диссоциации молекул рабочего газа в плазме
разряда, и активными центрами обрабатываемого материала, представляющими собой
поверхностные атомы со свободными валентностями. Наиболее простой вариант ПХТ –
это радикальное травление (РТ). Обрабатываемый материал при РТ находится в зоне,
отделенной от плазмы перфорированным металлическим экраном, магнитным полем,
расстоянием или другими способами. Такое разделение не позволяет ионам и электронам
достигать поверхности материала и в то же время практически не создает преграды для
незаряженных частиц ХАЧ.
В механизме РТ можно выделить следующие основные стадии: превращение молекул
рабочего газа в ХАЧ в плазме газового разряда; доставка ХАЧ к поверхности материала,
подвергаемого травлению; взаимодействие ХАЧ с активными центрами материала,
включающее хемосорбцию ХАЧ на поверхности материала, химическую реакцию и
последующую десорбцию образующихся летучих продуктов реакции; отвод продуктов
реакции из реакционной камеры. Скорость процесса травления в целом определяется
скоростью наиболее медленной стадии.
36
Лекция 9
Процесс плазмохимического удаления фоторезиста
Завершение цикла фотолитографических операций заключается в удалении пленки
фоторезиста с поверхности подложки. При выборе метода удаления фоторезиста прежде
всего следует исходить: из химического строения, растворимости в определенном круге
растворителей, характера прошедших фотохимических или термических процессов,
возможности применения механического воздействия и устойчивости материалов
подложки к режимам удаления. Для удаления фоторезистов в настоящее время применяются различные физико-химические методы.
Химические методы. Основными технологическими приемами удаления
фоторезистов являются либо их обработка в соответствующих растворителях, либо
комплексная обработка с применением окислителей. Наиболее легко удаляются пленки
позитивных фоторезистов обычным растворением в ацетоне, диоксане,
диметилформамиде или водно-щелочных растворах. Однако если процессу травления
предшествовала достаточная для термолиза температурная обработка, то процесс
удаления фоторезистов значи-тельно усложняется и вызывает необходимость применения
окислителей либо механического воздействия.
Негативные фоторезисты, структурированные под действием света, не растворяются
при обработке растворителями, поэтому их удаление с помощью последних всегда
связано с применением механического воздействия. Наиболее широко распространенным
методом для негативных фоторезистов является погружение в хлорированные
углеводороды при температуре 80–175 °С для набухания, а затем в растворы кислот для
ослабления адгезии пленки с подложкой. Окисляющие агенты могут быть использованы
также для разрушения пленок фоторезистов, однако их применение весьма ограничено
возможной коррозией материалов подложки. Несмотря на многообразие предлагаемых
химических средств для удаления фоторезистов, универсальное до настоящего времени
не найдено.
Для позитивных фоторезистов, температура сушки которых до травления не
превышала 95 °С, предложен метод, заключающийся в предварительном облучении
ультрафиолетом для превращения о-нафтохинондиазидов в инденкарбоновые кислоты и
последующем удалении (растворении) в слабощелочных растворах. Для пленок,
обработанных при температуре до 120 °С, желательна обработка при 50–100 °С.
Плазмохимический метод. В настоящее время широкое распространение получило
удаление фоторезистов плаз-мохимическим методом. Этот метод заключается во
взаимодействии фоторезиста с атомарным кислородом плазмы, в результате которого
образуется двуокись углерода, вода и другие летучие окислы.
Метод плазменного окисления основан на использовании тлеющего разряда в
реакционной газовой камере. Поскольку температура электронов намного выше
температуры газа, температура всей системы довольно низкая. Основной
«возбуждающий» элемент холодной плазмы – атомарный кислород, поэтому окисление
органических материалов происходит быстро при температурах примерно 50–100°С. Для
полупроводниковой промышленности особенно существенны достоинства этого метода:
 удаление фоторезиста слабо зависит от его предварительной обработки;
 реакция происходит при неглубоком вакууме с участием только кислорода, что
упрощает удаление примесей из системы.
Вместо кислорода можно использовать водородную плазму, которая удаляет пленки
фоторезиста за счет реакции гидрогенизации, и образования газообразных углеводородов
метана и этана. Можно также использовать азотно-водородную и аммиачную плазму.
37
Лекция 10
Процессы размерного травления пленок
Рассмотрим механизм РТ на примере травления кремния при использовании CF4 в
качестве рабочего газа. Основной канал образования ХАЧ в плазме – это диссоциация
молекулы CF4 электронным ударом как через электронные возбужденные состояния с
распадом на нейтральные фрагменты, так и с образованием положительных или
отрицательных ионов в результате диссоциативной ионизации или диссоциативного
прилипания электронов. В настоящее время установлено, что молекулы CF4 в плазме ВЧразряда первоначально распадаются с образованием атомарного фтора, радикалов CF3 и
ионов CF3+, CF3- и F-, т. е. могут иметь место все указанные выше каналы диссоциации.
Однако более 75 % диссоциирующих молекул CF4 распадается по схеме
CF4 + e CF3 + F + e.
(5.10)
Малый вклад диссоциативной ионизации и прилипания, приводящих к образованию
CF3+, CF3- и F-, обусловлен относительно низкими значениями средней энергии
электронов и степени ионизации плазмы ВЧ-разрядов.
Одновременно с процессом образования ХАЧ наблюдается и обратный процесс (их
гибели) – объемная и поверхностная ассоциация, а также химические взаимодействия с
обрабатываемой поверхностью. Объемная ассоциация может происходить как при
тройных столкновениях
CF3 + F + M CF4 + M,
(5.11)
так и через образование возбужденного CF4*
CF3 + F CF4*.
(5.12)
В качестве частицы M наиболее вероятно участие молекулы CF4. Образование
молекулярного фтора возможно только путем трехчастичной рекомбинации
F + F + M F2 + M,
(5.13)
причем вероятность реакции (3.11) значительно выше.
Стационарное состояние концентрации CF4, CF3 и F в плазме разряда устанавливается в
результате конкуренции процессов образования и гибели частиц и определяется
параметрами разряда (мощность, давление, расход рабочего газа, скорость откачки),
площадью и температурой обрабатываемой поверхности, площадью и материалом
реакционной камеры, контактирующей с плазмой.
Следующей основной стадией механизма РТ является доставка ХАЧ к поверхности
материала. Если характерный размер реактора L много больше длины свободного пробега
описания процесса доставки ХАЧ может быть использован метод сложения.
Для того чтобы ХАЧ могли достичь поверхности подложки, они должны обладать
достаточно большим временем жизни. Экспериментальные исследования зависимости
скорости радикального травления от расстояния между подложкой и зоной горения
разряда, а также от состава рабочих газов показали следующее. Скорость травления в
смеси SF6 + O2 значительно быстрее снижается при удалении подложек от плазменной
зоны, чем в смеси CF4+O2, хотя по абсолютному значению скорость в первом случае
38
больше вследствие большего содержания в смеси атомов фтора. Поэтому для получения
высоких скоростей РТ целесообразно применять смесь SF6+O2 и располагать подложки
ближе к зоне плазмы. Для обработки материалов на значительных (более 130 мм)
расстояниях от зоны плазмы выгоднее использовать смесь CF4+O2, так как на таких
расстояниях скорости травления становятся сравнимыми со скоростями травления в смеси
SF6+O2 и даже превосходят их, а падение скорости меньше, что делает некритичным
положение подложки, а следовательно, повышает воспроизводимость травления. Более
медленное снижение vтр при удалении подложек от зоны плазмы в смеси CF4+O2 по
сравнению с чистым CF4 объясняется образованием радикалов COF, которые имеют
значительно большее время жизни, чем атомы фтора. Оптимальное содержание O2 в
смеси CF4+O2 в металлических реакторах составляет 30–45 %, при этом достигается
одновременно максимум vтр и наименьшее ее падение с удалением подложек. На
изменение vтр с удалением подложек от зоны плазмы влияет также материал и размеры
реактора. Время жизни атомов фтора в реакторах из нержавеющей стали составляет 3,5
мкс при давлении 26 Па и 150 мкс при давлении 5×10-4 Па.
Большое значение на характер протекания процесса травления оказывает давление и
скорость потока рабочего газа, температура поверхности материала и плотность на ней
активных центров. Взаимодействие ХАЧ с активными центрами материала включает
адсорбцию на активных центрах, химическую реакцию и последующую десорбцию
продуктов реакции. При адсорбции молекул рабочего газа (CF4, SF6, CHF3, CCl2F2) они
не вступают в реакцию с кремнием. Под действием электронной, ионной и фотонной
бомбардировки адсорбированные молекулы могут диссоциировать с образованием
радикалов вида CFx и CClx (где х = 1,2,3), углерода, а также атомов F и Cl. То есть
процесс адсорбции с последующей диссоциацией молекул рабочего газа является также
источником ХАЧ на поверхности. В зависимости от вида и энергии частиц,
бомбардирующих поверхность, изменяется скорость диссоциации. Кроме того,
бомбардировка ионами с энергией выше порога физического распыления будет приводить
к распылению как адсорбированных частиц, так и самого материала и к созданию новых
активных центров. Таким образом, вид системы для реализации процессов ПХТ и ИХТ
будет сильно влиять на механизм и скорость взаимодействия ХАЧ с поверхностью.
Стадия взаимодействия ХАЧ с активными центрами поверхности монокристаллического
кремния заключается в хемосорбции атомов фтора на активном центре. При этом
происходит объединение неспаренных электронов в прочную ковалентную связь и
ослабевает связь атома кремния с соседними атомами решетки из-за высокой
электроотрицательности фтора, который оттягивает на себя электронное облако атома
кремния. Последующие адсорбированные атомы фтора превращают такой ослабленный
атом в летучее соединение SiF4. В результате удаления с поверхности атома кремния,
вошедшего в состав молекулы SiF4, образуются новые активные центры, которые, в свою
очередь, вступают в реакцию с атомами фтора по указанному механизму. Таким образом,
осуществляется цепная реакция травления кремния. В обобщенном виде она записывается
как
Si + 4F SiF4 .
(5.14)
Отметим, что реакция (3.14) отражает механизм травления вне области плазмы, когда с
поверхности десорбируется только конечный продукт реакции SiF4. При травлении в
области плазмы или под воздействием ионной, электронной и фотонной бомбардировки с
поверхности кремния могут десорбировать промежуточные соединения типа SiFх (х =
1,2,3), что приводит к активации процесса и в конечном итоге к росту vтр. Активирующее
действие ионов и электронов зависит от энергии, с которой они бомбардируют
поверхность. Эта энергия, в свою очередь, зависит от потенциала обрабатываемой
поверхности относительно плазмы. Если поверхность не заземлена и на нее не подано
39
напряжение, то на поверхности возникает отрицательный «плавающий» потенциал в
несколько десятков вольт. Такой потенциал не может обеспечить ионам энергию для
эффективного физического распыления поверхности. В то же время энергия ионов,
электронов и фотонов оказывается достаточной для активации ПТ. Помимо сказанного
положительные ионы ХАЧ сами могут вступать в химическую реакцию и травить
материал. Однако в процессах ПТ вклад ионов ХАЧ в vтр мал по сравнению с вкладом
нейтральных ХАЧ из-за низкого их содержания в бомбардирующем потоке (не превышает
1 %).
Несколько иная ситуация наблюдается при проведении РИПТ, когда обрабатываемая
поверхность находится в контакте с плазмой и размещена на электроде, подключенном к
источнику ВЧ-напряжения. В этом случае ионы ХАЧ приобретают энергию, достаточную
для эффективного физического распыления. Удаление материала происходит как за счет
физического распыления, так и за счет химических реакций между ХАЧ и
поверхностными атомами в условиях активирующего воздействия частиц плазмы. При
этом физическое распыление активирует поверхность материала, повышая скорость
химических реакций, которые, в свою очередь, ослабляют химические связи
поверхностных атомов, увеличивая тем самым скорость их физического распыления.
Физические и химические процессы РИПТ складываются неаддитивно, т. е. количество
материала, удаленного при одновременном протекании обоих процессов, намного больше
суммы количества материалов, удаленных с помощью каждого процесса. Соотношение
между этими процессами в каждом конкретном случае определяется видом рабочего газа,
из которого создаются заряженные и нейтральные ХАЧ, энергией ионов, зависящей от
ускоряющего напряжения, и другими факторами.
В процессах РИЛТ обрабатываемый материал находится в вакууме вне зоны плазмы и
бомбардируется пучком ускоренных ионов химически активного газа. Причем
кинетическая энергия ионов обычно выше, чем для случая РИПТ. Такие ионы в
результате перезарядки, диссоциации и нейтрализации в пучке и на поверхности
материала могут образовывать ХАЧ и производить травление как путем физического
распыления, так и путем химических реакций на поверхности с образованием летучих
продуктов. Естественно, скорость травления в этом случае значительно выше, чем для
ИЛТ.
Процессы РИЛТ, как и процессы ИЛТ обычно реализуются с помощью автономных
ионных источников на основе самостоятельных или несамостоятельных газовых разрядов.
Диапазон энергий ионов составляет 300–3000 эВ. Состав ионного пучка определяется
продуктами диссоциации рабочего газа. Например, при использовании CF4 была
выявлена следующая композиция: 78 % CF3+; 7,8 % CF2+; 4,4 % F+; 3,7 % CF+; 3,1 % C+;
1,9 % CF2+. При бомбардировке кремния таким пучком основной механизм химических
реакций на поверхности состоит из адсорбции CF3+ и диссоциативной рекомбинации
(CF3+)адс + e + Si (C)адс + 3(F)адс + Si ,
(5.15)
причем процессу диссоциации способствует выделяемая при рекомбинации энергия.
Образование летучего продукта SiF4 происходит по реакции (3.14), а удаление
адсорбированного углерода по реакции:
(С)адс + 4(F)адс CF4.
(5.16)
Максимальный вклад поверхностных химических реакций в РИЛТ наблюдается при
низких энергиях ионов (меньше 300 эВ). Ионы большей энергии внедряются в
приповерхностный слой, производя физическое распыление.
Скорость РТ при одних и тех же параметрах процесса (мощность, давление, расход
рабочего газа и др.) всегда меньше скорости ПТ, что связано с рекомбинацией ХАЧ при
40
их доставке к поверхности материала и отсутствием стимуляции. Обычно величина vтр
для РТ составляет 1–10 нм/с, а для ПТ – от единиц до нескольких десятков нм/с.
Увеличение мощности ВЧ или СВЧ-разрядов, которые используются в процессах ПТ и
РТ, приводит к росту vтр. На зависимостях скорости РТ от давления рабочего газа
наблюдается максимум, который, как и в случае ПТ, объясняется максимумом скорости
генерации ХАЧ. На скорость ПТ и РТ при прочих одинаковых параметрах сильно влияет
расход рабочего газа G. Увеличение G сначала приводит к росту vтр вследствие
повышения концентрации ХАЧ, доставляемых из плазмы, а затем к ее снижению из-за
откачки ХАЧ, не успевших вступить в химическую реакцию с материалом подложки.
Такая зависимость vтр от G характерна при подаче газового потока параллельно
поверхности пластин. Однако для реакторов с индивидуальной обработкой пластин, когда
рабочий газ подается перпендикулярно поверхности пластины, снижения vтр с ростом G
не наблюдается.
Если лимитирующей стадией является стадия взаимодействия, то скорость ПТ и РТ
определяется скоростью реакции на поверхности и зависит от температуры по закону
Аррениуса (vтр линейно растет с падением exp(1/T)). В то же время бомбардировка
поверхности заряженными частицами может снизить энергию активации химической
реакции на поверхности. Таким образом, при интенсивной ионной бомбардировке может
быть преодолен энергетический барьер, препятствующий началу химической реакции, в
результате чего скорость травления перестает зависеть от температуры (что наблюдается,
например, в процессах ИХТ и РИПТ).
При ПТ и РТ легированных материалов обнаружена зависимость vтр от типа легирующей
примеси. Более высокая скорость травления кремния, легированного фосфором, по
сравнению с кремнием, легированным бором, объясняется тем, что летучесть PF5 выше,
чем BF5.
Площадь обрабатываемой поверхности Fм также влияет на vтр. Когда лимитирующей
стадией РТ является стадия доставки ХАЧ к поверхности, например при травлении
кремния фторсодержащими ХАЧ, то скорость травления уменьшается с увеличением
площади материала. Если же лимитирующей служит стадия химической реакции,
например при РТ или ПТ SiO2 фторсодержащими ХАЧ, то vтр практически не зависит от
Fм.
Характеристики ПХТ определяются не только типом активного газа, но и добавками к
нему, которые, не принимая непосредственного участия в травлении, могут значительно
изменить ее скорость. Так, если в смесях, содержащих гелий, vтр кремния изменяется
пропорционально содержанию SF6, то в смесях, содержащих аргон, уже при составе
SF6/Ar = 1/4 vтр достигает 80 % значения скорости, полученной в чистом SF6. Небольшие
добавки кислорода сначала приводят к росту скорости травления, так как кислород
удаляет углеродную пленку с поверхности хрома, увеличивает содержание ХАЧ в
хлорсодержащей плазме и усиливает химические реакции, в результате которых
образуется летучее соединение Cr2O2Cl2. При дальнейшем увеличении содержания
кислорода vтр уменьшается пропорционально его концентрации, что связано с сильным
разбавлением CCl4, которое уменьшает количество ХАЧ, вызывает окисление хрома с
образованием стабильных нелетучих соединений. Особенно сильное влияние оказывает
добавка кислорода в плазму CCl4 при ПТ пленок хрома. Без кислорода хром практически
не травится (vтр<0,01 нм/с), а по мере увеличения содержания кислорода vтр резко
возрастает и достигает максимума около 1 нм/с. Когда содержание кислорода в газовой
смеси превышает 40 %, vтр резко снижается.
Сильное влияние газовых добавок на характеристики травления обнаружено для
процессов РИПТ. Добавка к CCl4 азота в количестве до 70 %, не снижая скорость и
равномерность травления Al, обеспечивает достаточно высокую селективность (до 15 по
отношению к SiO2), хорошую анизотропию и полностью устраняет образование
полимерных пленок. РИПТ сплава Al–Si–Cu наиболее целесообразно проводить в смеси
41
50 % CCl4 + 50 % Cl2 при сравнительно низком давлении смеси (до 5 Па) и низкой ВЧмощности. В таком режиме помимо химического травления Al и Si одновременно
обеспечивается физическое распыление нелетучих продуктов взаимодействия меди и
хлора.
Скорость РИПТ большинства материалов в диодных системах сравнительно невелика и
составляет от долей до единиц нм/с, что связано в первую очередь с низкой степенью
ионизации (около 10-4), характерной для диодных систем при давлении 5–10 Па. Степень
ионизации и скорость травления могут быть увеличены как минимум на порядок при
использовании разряда магнетронного типа (разряда в скрещенных электрическом и
магнитном полях).
Зависимость vтр РИПТ от мощности разряда, давления в реакторе, обрабатываемой
площади подобна таким зависимостям для ПХТ.
Самая высокая скорость РИПТ SiO2 (15 нм/с) была получена при индивидуальной
обработке пластин в плазме газовой смеси C2F6 + CHF3 + O2. Первый компонент
обеспечивал высокую скорость травления, второй – значительную селективность (5:1 для
SiO2 относительно кремния и фоторезиста). Добавка кислорода обеспечивала
анизотропный профиль травления.
Скорость РИЛТ лимитируется выделяемой на обрабатываемой поверхности мощностью,
поскольку стойкость органических резистивных масок снижается при температуре
–15 раз превосходит скорость ИЛТ, но в 2–3 раза
уступает скорости ПХТ. В диапазоне энергии ионов 50–300 эВ скорость РИЛТ
значительно возрастает, при более высоких энергиях ее рост замедляется, что объясняется
физико-химическими особенностями процесса. Повышение давления рабочего газа также
приводит к росту скорости травления, поскольку усиливается роль химического
компонента процесса РИЛТ. Существенное влияние на скорость травления оказывает
подаваемый в источник ионов активный газ. Так, замена C2F6 на SiF4 и BF3 снижает
скорость травления SiO2 в 1,5 и 2 раза соответственно. Максимальные значения скоростей
РИЛТ кремния и его соединений (SiO2, Si3N4), равные 6, 18 и 23 нм/с достигнуты при
использовании газов SF6, CF4 и C3F6.
Процессы ПХТ и ИХТ позволяют получать максимальную селективность. Путем выбора
рабочего газа и параметров процесса можно в широких пределах менять соотношение
скоростей травления двух материалов и достичь селективности S до нескольких десятков.
Например, в процессах РТ в смеси CF4+O2 селективность S(Si/Si3N4)=10, S(Si/SiO2)=90,
а S (Si/фоторезист ФП-383)=150. ПТ позволяет получить селективность, близкую к
селективности радикального травления. При травлении кремния в SF6 получено
S(Si/SiO2)=80 при минимальной интенсивности ионной бомбардировки, что достигнуто
при минимально допустимой ВЧ-мощности. В то же время при травлении SiO2 с
использованием смеси C2F6 + H2 vтр Si в 10 раз меньше vтр SiO2.
Селективность РИПТ алюминия по отношению к SiO2, Si3N4, поликремнию и
фоторезисту особенно сильно проявляется в плазме SiCl4, достигая значения 90.
Селективность РИЛТ в результате существенного вклада в механизм травления
химических реакций на порядок выше, чем селективность ИЛТ. Вместе с тем из-за
наличия физического взаимодействия селективность РИЛТ в 2–4 раза ниже, чем
селективность ПХТ.
РТ и ПТ наименее анизотропны из всех вакуумно-плазменных процессов. В них всегда
имеется боковое подтравливание под край защитной маски из-за бокового травления,
имеющего место одновременно с вертикальным, и травления, происходящего с момента
достижения нижележащего слоя до остановки процесса. Например, показатель
анизотропии А при РТ кремния в CF4 и SF6 через фоторезистивные маски не превышает
1,5–3. Увеличение анизотропии процессов РТ и ПТ возможно при снижении рабочего
давления в реакционной камере. При этом растет длина свободного пробега ХАЧ, и при
42
небольших размерах окон в маскирующем слое, сравнимых с его толщиной (около 0,5
мкм), вероятность попадания ХАЧ на боковые стенки снижается.
Показатель анизотропии РИПТ в 3–5 раз выше, чем у ПХТ. Для РИПТ в диодной ВЧсистеме А = 10–20, а в системе с магнитным полем при давления меньше 0,1 Па А = 20–
100. Присущая РИПТ высокая анизотропия позволяет использовать его в качестве
универсального процесса травления Si3N4, Al, поликремния и фосфоросиликатного
стекла, т. е. основных материалов, которые применяются при изготовлении полевых
транзисторов МДП-типа с элементами субмикронных размеров. Показатель анизотропии
РИЛТ выше, чем у РИПТ, и по своему значению (А =10–100) близок к ИЛТ. Высокая
анизотропия РИЛТ обусловлена значительным вкладом физического взаимодействия в
процесс травления и направленностью ионов перпендикулярно поверхности. Вследствие
химического взаимодействия влияние эффекта переосаждения при РИЛТ проявляется
гораздо слабее, чем при ИЛТ, поскольку распыляемый материал удаляется в виде
газообразных продуктов.
Рассматривая процессы ПХТ и ИХТ с точки зрения их применимости в технологии СБИС,
следует отметить следующее. РТ подвергаются в основном материалы, которые образуют
стабильные летучие соединения с ХАЧ и не требуют при этом активации реакции
травления. Число таких материалов ограничено по сравнению с материалами,
обрабатываемыми в других вакуумно-плазменных процессах. В то же время высокая
равномерность травления, что особенно важно при обработке подложек с диаметром
более 100 мм, низкий уровень радиационного и теплового воздействия при РТ,
позволяющий эффективно использовать органические резистивные маски, выдвигают РТ
на особое место при изготовлении ИС с МДП-структурами.
ПТ широко используется в тех случаях, когда не требуется высокое разрешение (для
снятия и удаления остатков фоторезиста, задубливания фоторезиста с целью улучшения
его термостойкости, проявления резистов после их экспонирования). С помощью ПТ
производят травление пленок кремния и его соединений, фосфорно- и боросиликатного
стекла, углерода, золота, тугоплавких металлов и других. В технологии ИС с размерами
элементов менее 2 мкм применение ПТ затруднено.
Удачное сочетание в процессах ИХТ приемлемых для большинства техпроцессов
скорости, селективности и анизотропии, а также относительно высокая гибкость
варьирования параметров процесса обеспечили их широкое промышленное
использование. Основным препятствием, не позволяющим процессам ИХТ полностью
доминировать, является относительно высокий уровень радиационных дефектов,
вносимых в обрабатываемые структуры. Глубина нарушенного слоя для кремния и SiO2
составляет 10–30 нм. Восстановление кристаллической структуры требует
высокотемпературного отжига, что недопустимо для полупроводников групп AIIIBV и
AIIBVI, а в структурах на основе кремния отжиг не гарантирует сохранения
субмикронных размеров.
43
Лекция 11
Механизм формирования пленки
Процесс зародышеобразования
Субкритические и критические зародыши
Адсорбированные атомы могут мигрировать по поверхности, сталкиваясь с
другими атомами могут объединяться в малые частицы (кластеры) или иначе называемые
зародышами. Они, по сравнению с отдельными атомами, должны быть более устойчивы к
повторному испарению. В большинстве теорий постулируется, что как только зародыш
достигнет определенной критической величины, в среднем, он уже не распадается на
отдельные атомы, а растет.
Существуют две основные теории зародышеобразования в тонких пленках,
основанные на капиллярной и атомной моделях, которые отличаются в подходе к
вычислению энергии образования зародышей. Существует и третья заслуживающая
внимания модель, в которой подчеркивается возможность испарения кластеров с
подложки. Капиллярная модель предсказывает, что изменение свободной энергии при
образовании зародыша имеет максимум, т.е. зародыш по мере роста и прохождения через
критический размер имеет минимум устойчивости по отношении к диссоциации в
паровую фазу. Максимум свободной энергии получается в результате конкуренции двух
параметров: очень большого отношения поверхности к объему в малых зародышах, из-за
которого их устойчивость уменьшается и наличия энергии конденсации (энергии связей
между атомами), увеличивающей устойчивость зародышей с увеличением их размера
(рис. 2.3). Таким образом, зародыши, превысившие критический размер, быстро
повышают свою устойчивость с каждым присоединенным атомом, и процесс их
разрушения и испарения становиться маловероятным.
G
Gкр
rкр
Размер
Рис. 2.3. Зависимость свободной энергии образования
зародыша от его размера.
По-видимому, наилучшей методикой изучения зародышеобразования является
проведение процесса осаждения внутри электронного микроскопа, т.к. это дает
возможность непосредственно наблюдать за образованием кластеров и измерять их
размеры.
44
Размер критического зародыша и следовательно зернистость пленки сильно
зависят от природы металла, для тугоплавких металлов (с высокой температурой
кипения), таких как W, Mo, Ta, Pt и Ni, даже очень маленькие зародыши являются
устойчивыми. У металлов с низкой температурой кипения, таких как Cd, Mg, и Zn,
зародыши должны стать достаточно большими, прежде чем они станут устойчивыми, их
устойчивость с увеличением размера растет очень медленно, диссоциация или повторное
испарение при этом остаются вероятными. Критические зародыши должны иметь
бóльшие размеры, если поверхностная энергия конденсируемого материала велика, а
материала подложки мала.
Чем сильнее связь между адатомами и подложкой, тем меньше критический
зародыш и тем больше частота зародышеобразования.
Увеличение температуры подложки приведет к увеличению размера критического
зародыша. Кроме того, островковая структура будет сохраняться до бóльших средних
толщин, чем те, которые соответствуют низким температурам.
Увеличение скорости осаждения приводит к увеличению скорости
зародышеобразования и к образованию более мелких островков. Непрерывная пленка
образуется при меньших толщинах. Зависимость слабая и эффект заметен только при
изменении скорости на несколько порядков.
45
Лекция 12
Критические температуры конденсации
Критические температуры
Эпитаксиальный рост пленок
На процесс повторного испарения очевидно определяющим образом влияет
температура подложки, если нет других энергетических воздействий на поверхность. В
эксперименте соответствующую температуру при которой начинает наблюдаться
конденсат называют критической Т0. При Т  Т0 среднее время жизни адсорбированного
атома настолько велико, что все атомы попадающие на подложку, захватываются
устойчивыми зародышами и конденсация с самого начала является полной, т.е.
коэффициент прилипания s = 1 даже при времени наблюдения близком к
нулю. Поэтому, зависимость массы конденсата от времени с момента начала процесса
нанесения пленки будет линейной (рис. 2.4). В эксперименте выявление этой линейности
разумеется в сильной степени зависит от чувствительности приборов, используемых для
измерения сконденсированного вещества. При Т  Т0 в начальный период времени
конденсация является неполной, т.е. s  1 и по мере накопления на поверхности
зародышей с размером больше критического, усиливается захват атомов и
присоединение их к растущим зародышам и конденсация становится полной и
рассматриваемые зависимости выходят на линейный участок (рис. 2.4).
T=T0
T=T1
T=T2
M(t)
T2T1T0
t
Рис. 2.4. Зависимость массы сконденсировавшегося вещества
от времени при разных температурах подложки.
При увеличении температуры подложки степень пересыщения понижается,
среднее время жизни адсорбированного атома уменьшается, а коэффициент
поверхностной диффузии адатомов увеличивается. Рассмотрение этих эффектов в теориях
позволяет определить следующие критические температуры:
- «критическая температура конденсации», выше которой невозможно наблюдать
появление осадка, т.к. s  1, t a мало и площадь поверхности, покрытая зародышами
46
и связанными с ними зонами захвата мала; при температуре выше критической
конденсацию наблюдать невозможно, при температуре ниже критической она
происходит быстро; с критической температурой конденсации связана температура
Т0, выше которой конденсация в начальный период времени неполная, а ниже – полная с
самого начала;
- температуры «переходов», соответствующие изменению размера критического
зародыша, температуры «переходов» можно наблюдать только размер критического
зародыша мал и добавление еще одного атома существенно меняет размер зародыша и
следовательно его устойчивость;
- температура «эпитаксии», выше которой наблюдается эпитаксиальный рост
осадка на монокристаллической подложке; температура «эпитаксии» в сильной степени
зависит от скорости осаждения и состояния поверхности подложки.
47
Лекция 13
Этапы формирования пленки
Четыре этапа формирования пленки по Пэшли.
Механические и электрические свойства пленок в зависимости от условий осаждения
Этапы и четыре стадии формирования пленки
Теория зародышеобразования и электронно-микроскопические наблюдения
позволяют выделить последовательность следующих этапов образования зародышей и
роста пленки вплоть до образования непрерывной пленки:
1. Появление адсорбированных атомов.
2. Образование субкритических кластеров разного размера.
3. Образование зародышей критического размера (этап зародышеобразования).
4. Рост этих зародышей до сверхкритических размеров с результирующим
обеднением адатомами зон захвата вокруг зародышей. Образование
критических зародышей на площадях не обедненных адатомами.
5. Зародыши соприкасаются друг с другом и срастаются, с образованием нового
островка, занимающего площадь меньше, чем сумма площадей
объединившихся зародышей, это приводит к увеличению свободной
поверхности подложки.
6. Атомы адсорбируются на этих освободившихся участках, и наступает процесс
«вторичного» образования зародышей.
7. Большие островки срастаются, оставляя каналы или полости в пленке.
8. Каналы и полости заполняются в результате вторичного зародышеобразования
и в конце концов образуется сплошная пленка.
Основные этапы схематически показаны на рис. 2.5.
2
3
5
4
Рис. 2.5. Этапы формирования пленки.
Можно выделить 4 стадии процесса роста пленки (по Пэшли):
- образование зародышей и островковой структуры (1 – 4 этапы);
- срастание или коалесценция островков (5 и 6 этапы);
- образование каналов (7 этап);
- формирование непрерывной пленки (8 этап).
Образование зародышей и островковой структуры.
48
7
Наименьшие зародыши, которые можно заметить в электронный микроскоп имеют
размер  20 Å. Зародыши растут в трех измерениях, но рост вдоль поверхности подложки
как правило значительно более быстрый чем по нормали. Это обусловлено
доминирующей
ролью
в
процессе
роста
поверхностно диффундирующих
адсорбированных атомов в сравнении с ролью атомов приходящих на зародыш
непосредственно из паровой фазы. Для Ag или Au, конденсирующихся на подложку MoS2
при 400 С, концентрация первоначальных зародышей составляет 51010 см-2, а
минимальная диффузионная длина  500 Å.
Образование каналов.
По мере роста островков степень округления после срастания островков
уменьшается. Значительные изменения формы ограничиваются областями в
непосредственной близости от места соединения. Поэтому островки вытягиваются и
образуют сетчатую структуру, в которой конденсированный материл разделен длинными,
узкими каналами неправильной формы, шриной 50 – 200 Å. Зарастание каналов
происходит по механизму образования вторичных зародышей, их роста и при
прикосновении к стенкам канала образуются мостики, которые быстро разрастаются. В
результате образуется пленка со множеством мелких дырок, зарастание которых
происходит по аналогичному механизму через образования вторичных зародышей, их
срастания, присоединения к пленке, очищение дырки и вновь образования вторичных
зародышей и т.д. до полного заполнения дырки.
На стадии роста пленки, характеризующейся образованием каналов и дырок,
вторичные зародыши и островки объединяются с массивными областями относительно
быстро, менее чем за 0,1 с.
Формирование сплошной пленки
Общий механизм роста поликристаллических слоев похож на механизм роста
эпитаксиальных пленок, за исключением того, что срастающиеся островки в этом случае
имеют произвольную относительную ориентацию, подчиняющуюся случайному закону
распределения. Во время срастания происходит рекристаллизация, поэтому размер зерен
растет.
Эпитаксия – это ориентированный или монокристаллический рост пленки.
Эпитаксия значительно представлена в технологии микроэлектроники и имеет две
основные разновидности:
- автоэпитаксия, ориентированный или монокристаллический рост материала на
подложке из того же материала;
- гетероэпитаксия, это ориентированный или монокристаллический рост материала
на подложке из другого материала.
Эпитаксиальное выращивание весьма сложный и многофакторно обусловленный
процесс. Основные условия, как следует из теоретических и экспериментальных
исследований, следующие:
- высокая температура подложки – малые температуры подложки уменьшают
отношение скорости эпитаксиального зарождения к скорости неориентированного роста;
увеличение температуры активирует процесс осаждения атомов в позициях, сопряженных
с кристаллической решеткой подложки, приводит к увеличению поверхностной и
объемной диффузии, способствующих сглаживанию несоответствия, которые возникают
при росте соседних зародышей; величина температуры эпитаксии зависит от многих
параметров критичных для механизма формирования пленки;
- низкие пересыщения – при низких пересыщениях только отдельные места могут
действовать как центры зарождения, тогда как при высоких пересыщениях вероятно более
беспорядочное, случайное зарождение.
49
Образование дефектов в процессе роста пленок
Дислокации и дефекты упаковки.
Дислокации и дефекты упаковки вакансионного и междоузельного типов являются
наиболее
часто
встречающимися
дефектами
в
поликристаллических
и
монокристаллических пленках. Плотность дислокаций обычно составляет 1010 - 1011 см-2.
Основные механизмы появления дислокаций:
1) при сращивании двух островков с кристаллическими решетками, слегка
повернутыми относительно друг друга, образуется субграница, состоящая из дислокаий;
2) т.к. подложка и пленка обычно имеют разные параметры решетки, это приводит
к смещению атомов пленки и подложки друг относительно друга, разным в разных
островках, что может привести к образованию дислокаций при срастании островков;
3) напряжения в пленках могут привести к возникновению дислокаций на краях
дырок и границе с подложкой;
4) дислокации, оканчивающиеся на поверхности подложки, могут продолжаться в
пленку;
5) при коалесценции островков с дефектами упаковки.
Если измерять плотность дислокаций в процессе роста, окажется, что большинство
дислокаций вводиться в пленку на стадии образования каналов и дырок (рис. 2.8).
Большинство дислокаций на этой стадии роста появляется из-за несоответствия решеток
пленки и подложки и вероятно возникающими напряжениями и соответствующими
упругими деформациями.
ND, 108 см-2
120
Образование
сетчатой
структуры
Коалесценция
островков
Образование
дырок
Сплошная
пленка
80
40
0,0
0
100
300
200
500
400
d, Å
Рис.2.8. Качественная зависимость плотности дислокаций от толщины пленок золота,
осажденных на подложке MoS2 при 300 С.
50
Вакансии могут возникать по разным причинам, в том числе и из-за замуровывания
при быстрой конденсации.
Примеси очевидно определяются технологической чистотой процесса.
Природа междоузельных дефектов не менее многофакторна, чем и природа
вакансий.
Границы зерен.
В общем случае, в тонких пленках границы зерен занимают большую площадь, чем
в массивных образцах материала, т.к. средний размер зерна в пленках меньше. Размер
зерна зависит от условий осаждения и температуры отжига (рис. 2.9).
Толстые
пленки
Высокие TS
Образование
сетчатой
структуры
Низкие TS
Тонкие
пленки
TS
d
Высокие TS
Низкие TS
v
Tотж
Рис.2.9. Зависимость размера кристаллитов от толщины пленки d, температуры подложки
TS, температуры отжига Tотж и скорости осаждения v.
Как видно из представленных зависимостей, зерна перестают расти при
достижении некоторых значений параметров осаждения. Зависимость размера
кристаллитов от толщины пленки свидетельствует о том, что после достижения
определенной толщины, новые зерна будут зарождаться поверх старых. Размер зерна
увеличивается при увеличении температуры подложки или температуры отжига, т.к. пи
этом увеличивается поверхностная подвижность; в результате происходит уменьшение
полной энергии пленки за счет уменьшения площади границ между зернами. Зависимость
размера кристаллитов от скорости осаждения объясняется тем, что при больших скоростях
51
конденсации затрудняется процесс поверхностной миграции атомов (основного
механизма роста зерен), т.е. происходит некоторый эффект «замуровывания».
Площадь поверхности и шероховатость.
В пленке достигается минимум полной энергии в том случае, если площадь ее
поверхности поддерживается минимально возможной, т.е. если поверхность представляет
собой идеальную плоскость. На практике, в силу известного «островкового» механизма
роста, поверхность всегда имеет некоторую шероховатость. Процесс миграции по
поверхности частиц очевидно способствует некоторому сглаживанию поверхности.
Экспериментально наблюдалось, что наибольшая площадь поверхности,
измеренная с помощью адсорбции газа, получается при нанесении пленки в условиях
низкой поверхностной подвижности атомов, т.е. при низких температурах подложки.
Показано, что в этих условиях площадь поверхности увеличивается с толщиной пленки
линейно и отношение площади поверхности к геометрической площади может быть
больше 100 (рис. 2.10).
Sпов / Sг
150
100
1
2
50
0
0
5000
10000
15000
20000
d, Å
Рис.2.10. Зависимость отношения площади поверхности к геометрической площади от
толщины пленки никеля при их нанесении на подложку с температурой около 25 С; 1 –
нанесение в атмосфере азота при давлении 1 Торр, 2 – нанесение в высоком вакууме.
Линейное увеличение площади поверхности с толщиной пленки означает, что
пленка пористая и адсорбируемый газ может проникать даже в самые нижние слои.
Зависимость 1 (осаждение в атмосфере азота) значительно более сильная, ее можно
объяснить возникновением конденсата пара у поверхности, т.е. образование мелких
52
частиц (кластеров) упаковка которых на поверхности приводит к образованию более
пористой структуры.
Адгезия.
Одним из основных факторов, определяющих долговечность и надежность
покрытия, является адгезия, т.е. сила связи с подложкой.
Простой и эффективный метод определения величины адгезии заключается в
наложении на поверхность пленки специальной испытательной липкой ленты для
последующего исследования процесса отрыва. При слабой адгезии лента отрывается от
подложки вместе с пленкой, при сильной – пленка остается полностью на подложке. Для
количественной оценки адгезии применяют метод липкой ленты и метод царапания иглой
под определенной нагрузкой, методы имеет ряд методических сложностей.
Величина адгезии очевидно определяется природой связи частиц пленки и
подложки. Физическая адсорбция определяет слабую адгезию, хемосорбция – сильную.
Активные по отношению к кислороду металлы образуют химические связи с подложками,
например со стеклом, что приводит к повышению адгезии (рис 3.1).
Нагрузка на зонд, 100 г
9
Fe
6
3
Al
Au
0
0
200
400
600
800
Время, часы
Рис.3.1. Изменение адгезии во времени для пленок золота, алюминия и
железа, напыленных на стекло.
Для повышения адгезии нередко специально наносят подслои окисла, современные
технологии позволяют также осуществлять плавный переход состава пленки от окисла до
чистого металла, что может обеспечить максимальную адгезию.
53
Электрические свойства пленок,
металлических проводников
зависимость
удельного
сопротивления
В соответствии с современной квантовой теорией проводимость в металлах
определяется электронами, а электрическое сопротивление обусловлено рассеянием
электронов при взаимодействии с решеткой. Из-за своей волновой природы электроны
могут проходить сквозь совершенную решетку без затухания, поэтому удельное
сопротивление является мерой совершенства структуры кристаллической решетки. В
реальности, по ряду причин совершенной структуры не бывает, поэтому электроны
подвергаются рассеянию, среднее расстояние, которое электроны проходят между
соударениями, называется средним свободным пробегом. Даже если решетка не имеет
структурных дефектов, но вследствие тепловых колебаний атомов около своих средних
положений решетка не будет совершенной для дрейфа электронов. Электроны будут
взаимодействовать с различными видами колебаний решетки (фононами), что и будет
определять электросопротивление.
Из теории следует, что при низких значения температуры T << , где
 – дебаевская температура определяется выражением  = hмакс / k (h – постоянная
Планка, k – постоянная Больцмана, макс – максимальная частота колебаний решетки,
соответствующая минимальному значению длины волны порядка межатомного
расстояния), удельное сопротивление изменяется как Tn (n  5), тогда как при высоких
температурах (T >> ) удельное сопротивление от T изменяется линейно.
Для многих металлов дебаевская температура примерно равна комнатной
температуре или несколько ниже ее, поэтому при T > 25 С температурная зависимость
удельного сопротивления будет приблизительно линейной, что позволяет измерить ТКС
(температурный коэффициент сопротивления) .
 = R / RT.
Влияние точечных дефектов.
Атом примеси или вакансия как правило имеют эффективный электрический заряд
существенно отличающийся от основного заряда металла, поэтому он будет служить
дополнительным источником рассеяния электронов. Удельное сопротивление повышается
с увеличением концентрации примесей и достигает максимума при 50 % концентрации
(рис. 3.3).
В массивных материалах повышение удельного сопротивления, обусловленное
растворенными примесями не превышает 10-кратного значения.
54
Удельное сопротивление
106 Ом см
20
10
0
0
Ag
25
50
75
Ат. %
100
Au
Рис. 3.3. Зависимость удельного сопротивления от компонентного состава
сплава серебро – золото.
Удельное сопротивление
106 Ом см
В пленках в процессе формирования может остаться значительно большее
количество примесей, чем будет захвачено в равновесном состоянии. Поэтому можно
часто наблюдать увеличение удельного сопротивления в несколько сотен раз. Кроме того,
высокие значения удельного сопротивления пленок, могут быть обусловлены
образованием изолирующей фазы (например окисла), которая беспорядочно
распределяется по всей пленке из-за плохой вакуумной гигиены. На рис. 3.4. показан
пример перехода примеси из растворенной в изолирующую фазу и влияния последней на
удельное сопротивление.
5000
1000
500
100
50
10
25
0
50
Кислород, ат. %
Рис. 3.4. Зависимость удельного сопротивления тантала
от содержания примесного кислорода.
Дефекты структуры (дислокации и границы зерен) мало влияют на удельное
сопротивление в сравнении с влиянием вакансий и дефектов внедрения. Исключение
составляет случай образования изолирующей фазы по границам зерен.
55
Отрицательный ТКС в диспергированных пленках.
ТКС очень тонких пленок редко приближается к объемному значению, чаще такие
пленки обладают большим отрицательным ТКС. Особый механизм проводимости очень
тонких диспергированных (островковых, зернистых по структуре) пленок очевидно
определяется их строением. На рис. 3.5 показаны кривые зависимости сопротивления от
температуры для прерывистых пленок трех металлов. Имеет место хорошее соответствие
этих экспериментальных данных выражению для сопротивления пленок
R = A0 T–e / kT,
где A0,  и  – постоянные отдельной пленки.
log10R
12
Ni
10
W
8
Mo
6
20
0
40
103 / Т
Рис. 3.5. Зависимость сопротивления от температуры
прерывистых пленок трех металлов.
Объяснение можно найти рассматривая особую термоэлектронную эмиссию из
зерен пленки. Поскольку энергия активации для проводимости диспергированных пленок
намного меньше работы выхода соответствующих металлов в массивном состоянии, для
объяснения результатов экспериментов следует предположить, что, во-первых, этот более
низкий барьер активации обусловлен наложением друг на друга поляризационных
силовых потенциалов двух островков, во-вторых, маленькая частичка обладает более
низкой работой выхода, чем массив, в-третьих, что форма небольшой частички
обуславливает пониженную работу выхода. Если электроны инжектируются в подложку,
то необходимо рассматривать только разницу между работой выхода металла и
электронов в изоляторе. Таким образом, перенос зарядов посредством термоэлектронной
эмиссии вполне может объяснять представленные результаты. Обоснованным
объяснением представляется также теория туннелирования, т.е. перенос зарядов
посредством туннелирования между разрешенными состояниями.
56
Лекция 14
Вакуумно-плазменные процессы нанесения тонкопленочных покрытий, их механизмы,
характеристики и перспективы развития
Ионно-плазменные процессы
Плазмохимические процессы
Плазмохимическое осаждение
Технология плазмохимического осаждения (ПХО) была создана как развитие
технологии химического осаждения из парогазовой фазы, в первую очередь, с целью
снижения температуры подложки в процессе формирования пленок. В отличие от
химического осаждения из парогазовой фазы при ПХО химические реакции
инициируются и стимулируются не посредством высоких температур подложки и газовой
смеси, а посредством перевода этой смеси в плазменное состояние в разрядах на
постоянном токе, ВЧ- и СВЧ-разрядах, которые характеризуются низкой температурой
тяжелых частиц, следовательно, низкой температурой подложки (от комнатной до 400
C) и высокой температурой электронов. Снижение температуры подложки позволяет
осаждать пленки на любые ранее созданные структуры и устраняет возникновение
внутренних механических напряжений в пленках при последующем охлаждении пластин.
Относительно высокое давление в реакционных камерах процесса ПХО (от десятков до
сотен Па) не снимает присущего химическому осаждению преимущества – комфорность
покрытия. В связи с тем, что технология ПХО основана на химических реакциях, ее часто
называют «стимулированное плазмой химическое осаждение».
Механизмы образования плазмы, применяемой в процессах ПХО, подобны
механизмам плазмохимического травления. Качественное описание образования пленок
при стимулированном плазмой осаждении может быть сведено к трем основным стадиям:
генерации в разряде радикалов и ионов, их адсорбции на поверхности пленки,
перегруппировке поверхностных адсорбированных или присоединенных атомов,
включающей диффузию (миграцию) по поверхности, взаимодействие с другими
адсорбированными частицами и образование новых связей. Диффузия адсорбированного
атома по поверхности к стабильному положению представляет собой важную стадию
роста пленки. Одновременно с образованием пленки должна происходить и десорбция
продуктов реакции с поверхности. Скорости десорбции и диффузии сильно зависят от
температуры подложки, при большей температуре получаются пленки с меньшей
концентрацией захваченных продуктов реакции, большей плотностью и более
однородным составом. Кроме этого процессы десорбции могут стимулироваться ионной,
электронной и фотонной бомбардировкой. Активация процессов формирования и роста
пленки бомбардировкой подложки ионами, электронами, возбужденными частицами и
фотонами позволяет путем управления потоками и энергией активирующих частиц
расширить возможности управления свойствами пленок и контакта пленка – подложка.
Дополнительное достоинство активации плазмой химических реакций состоит в
значительном увеличении скорости осаждения и создания пленок уникального состава.
ПХО позволяет получать пленки большого числа неорганических и органических
соединений. Технология СБИС ПХО нашла применение для формирования пленок
переходных металлов и их силицидов, а также нитрида и двуокиси кремния.
Поскольку в реакторах с тлеющим разрядом в зависимости от применяемых газов и
условий процесса может происходить как травление, так и осаждение, основные
57
компоненты установок ПХО (за исключением конструкции электродов) подобны
используемым в системах травления. Рассмотрим особенности ПХО на ряде примеров.
1. Осаждение пленок W и Mo. Чистый WF6 непригоден для использования в
стимулированных плазмой процессах осаждения W из-за того, что при температуре
подложки выше 90 C преобладает травление, а не осаждение слоя. Действительно, в
результате соударения с электроном генерируются атомы фтора и непредельные фториды
вольфрама:
e + WF6  WF6-x + xF + e.
(5.10)
Если атомы фтора не удаляются из зоны реакции или не связываются какими-либо
реакциями, то происходит травление вольфрама.
Введение водорода подавляет травление пленки вследствие взаимодействия
водорода с фтором, которое может протекать несколькими путями. Например, атомы
водорода, полученные в результате диссоциации молекул при столкновении с
электронами, могут реагировать с атомами фтора следующим образом:
H + F  HF.
(5.11)
Молекулярный водород может связывать атомы фтора:
H2 + F  HF + H.
(5.12)
Наконец, водород может переводить WF6 и его непредельные фториды,
находящиеся в газовой фазе или на поверхности подложки, во фториды меньшей
валентности:
WFx + H  WFx-1 + HF,
(5.13)
где x меняется от 1 до 6. Добавление водорода позволяет использовать повышенную
температуру подложки, что обеспечивает получение гладких пленок вольфрама без
сквозных проколов. Однако скорость осаждения уменьшается при увеличении
концентрации водорода в плазме вследствие разбавления вольфрамосодержащего
реагента. В диапазоне температур 200–400 С и отношении расходов H2/WF6, равном 3,
скорость осаждения вольфрама подчиняется закону Аррениуса, т. е. пропорциональна
exp(–1/T) и составляет 4–6 нм/мин.
Диссоциация WF6 с образованием атомов F создает ограничения в использовании
ПХО вольфрама в технологии СБИС в тех случаях, когда осаждение W проводится на
кремний или его оксид, т. е. на материал, взаимодействующий с фтором. Из этого следует,
что на первых этапах ПХО (до образования первых монослоев вольфрама) может
произойти заметное подтравливание в плазме участков кремния или его оксида.
Осаждаемые при ПХО пленки W обладают высокой степенью чистоты, имеют
столбчатую структуру, что совпадает со структурой пленок, полученных другими
методами. Образование столбчатых зерен происходит при росте пленки как на аморфной
(термический оксид кремния), так и на кристаллической (сапфир) подложке. Удельное
сопротивление пленок вольфрама зависит от температуры подложки и отношения H2/WF6,
уменьшаясь с ростом того и другого. Это связано с увеличением размера зерен при
повышении температуры и уменьшением захвата фтора растущей пленкой
соответственно. Однако практически для всех условий осаждения кратковременная
термообработка пленок при температуре 900 С приводит к снижению удельного
58
сопротивления пленок до 8 мкОмсм, что близко к сопротивлению массивного
вольфрама.
Пленки молибдена осаждают из смеси гексафторида или пентахлорида молибдена
(MoF6 или MoCl5) с водородом. Чистота пленок и, как следствие, их удельное
сопротивление сильно зависят от применяемого газа. Продукты диссоциации MoF6 под
действием электронов подобны получаемым из WF6.
2. Осаждение силицидов. При ПХО силициды вольфрама (WxSi1-x) осаждают из
смеси WF6 и SiH4. Поскольку в разряде присутствует водород, необходимый для
связывания фтора, осаждение пленки превалирует над травлением. Скорость осаждения
превышает 50 нм/мин, что на порядок выше скорости осаждения вольфрама. Такое
ускорение процесса при использовании разряда может быть связано с усилением
зародышеобразования в присутствии кремния на поверхности пленки. Изменение
отношения расходов WF6/SiH4 изменяет соотношение элементов в осаждаемой пленке от
W0,04Si0,96 до W0,99Si0,01, что позволяет в широких пределах менять удельное
сопротивление силицида от сопротивления, близкого к сопротивлению поликремния, до
сопротивления, близкого к плазмохимическому W.
Как и в случае пленок W сопротивление пленок W xSi1-x снижается при
последующих за осаждением термообработках в среде азота, что, по-видимому, связано с
выделением из пленки захваченных в процессе роста водорода и фтора.
3. Осаждение нитрида кремния. С этой целью обычно используются исходные
реагенты в виде силана и аммиака или азота, и реакция в обобщенном виде выглядит так:
SiH4 + NH3 (или N2)  SixNyHz + H2.
(5.14)
В таких процессах обычно получают пленки нестехиометрического состава
(отношение x/y не равно 3/4), что может являться достоинством или недостатком в
зависимости от предполагаемого применения. Стехиометрические пленки образуются при
повышенных значениях мощности, температуры и отношения NH3/SiH4. Когда в качестве
источника азота используется N2, то из-за его значительно меньшей скорости
диссоциации по сравнению с SiH4 нужен большой избыток азота (N2/SiH4>102), чтобы
избежать образования обогащенной кремнием пленки. Аммиак, напротив, может
диссоциировать многоступенчато с потреблением малой энергии, что обеспечивает рост
пленки активным азотом. Поэтому отношение NH3/SiH4 существенно ниже и находится в
диапазоне 5–20. Скорость осаждения возрастает с увеличением мощности разряда и
составляет 10–20 нм/мин.
В пленках нитрида кремния, полученных в процессах ПХО, обнаружено большое
количество водорода в виде связи Si – H и N – H. По этой причине в реакции нитрид
кремния записан как SixNyHz. Общее количество связанного водорода изменяется в
зависимости от температуры осаждения и составляет 18–22 ат % в диапазоне температур
380–275 С при осаждении из смеси силан – аммиак. При использовании азота
содержание водорода в 1,5–2 раза меньше. Наличие связанного водорода приводит к
отличию свойств пленки от свойств осажденного из парогазовой фазы нитрида кремния, а
именно, обнаружено небольшое снижение плотности, напряжения электрического пробоя
и удельного сопротивления.
4. Осаждение диоксида кремния. В этом случае используются силан и закись азота
или кислород:
SiH4 + 2N2O  SiO2 + 2N2 + 2H2.
(5.15)
В таких процессах в пленках SiO2 обнаружены связанные водород и азот – 5–10 ат
% и 2–4 ат % соответственно. Отклонение от стехиометричности пленок мало (отношение
концентрации O к Si не ниже 1,91). Стехиометрический состав и показатель преломления
59
1,46, равный его величине для термического диоксида, получены в плазме смеси силана с
кислородом при низкой температуре осаждения и малой мощности разряда. Скорость
осаждения диоксида кремния в процессах ПХО составляет 15–40 нм/мин.
Ионно-плазменное нанесение покрытий
Технология ионно-плазменного нанесения (ИПН) основана на процессе
физического распыления поверхности материала (мишени), из которого необходимо
создать пленку, ионами инертного газа, генерируемыми в контактирующей с
распыляемым материалом низкотемпературной газоразрядной плазме. Поток
распыленных частиц осаждается на приемную подложку, формируя пленочное покрытие.
Процесс образования и роста пленки сопровождается бомбардировкой подложки атомами
и ионами инертного газа, а также электронами и фотонами, т. е. стимулируется
плазменным разрядом. Если плазма создана в смеси инертного и химически активного
(реактивного) газов, то технологию называют реактивным ионно-плазменным нанесением
(РИПН). В этом случае подложку кроме распыленных частиц и частиц инертного газа
бомбардируют химически активные частицы (ХАЧ) или же ХАЧ образуются на самой
подложке при диссоциации адсорбированных молекул реактивного газа под
стимулирующим воздействием плазмы. Такие условия процесса приводят к
формированию пленок химических соединений: оксидов, нитридов и карбидов материала
мишени.
Простейшим устройством для реализации технологии ИПН является диодная
система с тлеющим разрядом на постоянном токе. Распыляемым материалом является
материал катода. Подложки могут быть расположены как на аноде, так и на боковых
стенках разрядной камеры.
Физические процессы, сопровождающие ИПН, можно разделить на три группы:
процессы распыления поверхности мишени, процессы переноса распыленного материала
к поверхности подложки и процессы формирования пленки на подложке. Рассмотрим эти
процессы и их влияние на свойства осаждаемых покрытий.
Распыление мишени.
Первоначально в технологии ИПН и РИПН были распространены диодные
системы на постоянном токе для распыления металлов и полупроводников, а также на ВЧтоке для распыления диэлектрических мишеней. Широкое промышленное внедрение
таких систем ограничивалось низкими скоростями распыления и, следовательно, малыми
скоростями осаждения 0,2–2 нм/с, высоким напряжением горения разряда 2–5 кВ и
высоким рабочим давлением 1–10 Па, что снижало производительность технологии и
препятствовало получению пленок с минимальным уровнем загрязнений и радиационных
дефектов. Положение коренным образом изменилось после появления магнетронных
распылительных систем (МРС) – диодных систем, в которых у поверхности мишени
создавалось магнитное поле, перпендикулярное электрическому. Взаимодействие полей в
сочетании с формой распыляемой поверхности создает такую конфигурацию магнитных
ловушек для электронов, при которой токи дрейфа электронов замыкаются на себя. Это
обеспечивает высокую степень ионизации газа в МРС, т.е. высокую плотность ионного
потока на мишень и, как следствие, повышение vр не менее чем на порядок, снижение
напряжения горения разряда до 0,3–0,8 кВ и давления до 0,1–1 Па, что увеличило чистоту
наносимой пленки и снизило радиационные повреждения подложки и пленки.
Главным фактором, ограничивающим vр, является максимальный поток мощности,
который может быть подан на мишень, не вызывая ее плавления, растрескивания или
сублимации. Для металлов с хорошей теплопроводностью допустимая плотность
60
мощности определяется возможностями водяного охлаждения мишени и может
составлять до сотен Вт/см2, что соответствует скорости распыления
1–5 мкм/мин.
В отличие от процесса термического нанесения, при котором средняя энергия
испаренных частиц составляет доли эВ, средняя энергия распыленных частиц Eр лежит в
диапазоне 10–90 эВ, основная часть этих частиц имеет энергию 3–15 эВ. В
энергетическом спектре распыленных частиц наблюдается также высокоэнергетический
хвост в сотни эВ, однако количество таких частиц относительно мало и не превышает
одного процента. Для используемых обычно мишеней из поликристаллических
материалов угловое распределение распыленных атомов при напряжениях, близких к 1
кВ, в первом приближении описывается законом косинуса. При снижении напряжения до
0,4–0,5 кВ наблюдается «подкосинусное» распределение распыленных атомов, когда
большее число частиц распыляется параллельно поверхности мишени и меньшее –
перпендикулярно. Скорость распыления возрастает с увеличением мощности разряда и
имеет максимум в зависимости от давления инертного газа. Максимум vр достигается при
давлениях 0,5–0,8 Па. Рост vр с изменением давления от 0,1 до 0,5 Па обусловлен ростом
плотности ионного потока на поверхность мишени. Спад vр при давлениях выше 0,8 Па
связан с увеличением вероятности возвращения распыленных атомов на мишень в
результате процессов обратной диффузии и обратного рассеяния (отражения) на атомах
инертного газа. В процессах РИПН, когда распыление мишени происходит в смеси
инертного и реактивного газов, vр в 3–5 раз ниже, что связано с образованием на
поверхности мишени химического соединения частиц мишени и реактивного газа (оксида,
нитрида, карбида и т. д.), коэффициент распыления которого всегда меньше нежели
чистого материала мишени. Очевидно, что с ростом парциального давления реактивного
газа vр падает.
Перенос распыленного вещества.
Процесс переноса распыленного материала от мишени до подложки зависит от
средней энергии распыленных частиц, их углового распределения, давления рабочего газа
p, расстояния между распыляемой и приемной поверхностями d, а также от наличия в
некоторых случаях электрических и магнитных полей, определяющих движение
ионизированных в плазме атомов распыленного материала. Для используемых на
практике давлений p длина свободного пробега распыленных частиц не превышает
нескольких мм, что всегда меньше расстояния d. Среднее число столкновений, после
которых энергия распыленных атомов станет равной тепловой энергии атомов или
молекул рабочего газа, а также длина направленного пробега Lp распыленных атомов, на
которой они «погасят» свою избыточную энергию, зависят от соотношения масс
распыленных атомов ma и частиц газа mг. Величина Lp растет с ростом ma и составляет при
p = 0,5 Па от 3 до 15 см при распылении материалов от Al до Au в аргоне. Изменяя
величины p и d, можно в достаточно широких пределах менять энергию
конденсирующихся на подложке частиц, следовательно, характеристики пленки.
Формирование пленки.
Основными факторами, определяющими процесс формирования пленки при ИПН,
являются энергия и величина потока конденсируемых и активирующих частиц, форма и
взаимное расположения мишени и подложки, а также состав газовой смеси при РИПН.
Благодаря зависимости энергии и потоков сталкивающихся с подложкой частиц от
параметров газового разряда (напряжение и ток разряда, давление и состав рабочего газа),
положения подложки и ее потенциала (смещения) относительно плазмы, возможности
управления кинетикой образования и роста пленок, следовательно, свойствами пленок и
характеристиками контакта пленка – подложка значительно шире, нежели в остальных
методах осаждения.
61
Следует отметить, что процессы ИПН и РИПН относятся к низкотемпературным, т.
е. температура подложки в процессе осаждения лежит в интервале 50–200 С в
зависимости от условий процесса. Дополнительный нагрев подложки внешними
источниками является еще одним фактором управления свойствами пленок.
Относительно высокая энергия конденсирующихся частиц и наличие
активирующего воздействия на подложку (основной вклад вносит ионная бомбардировка)
привели к следующим особенностям формирования пленок:
 образование переходного слоя (ПС) на границе раздела пленка  подложка;
 сплошные пленки образуются при их минимальных толщинах, причем обладают
меньшим размером зерен и большей плотностью, чем термически нанесенные;
 рост пленки происходит при любой плотности потока конденсирующихся частиц
на подложку.
Образование ПС, т. е. отсутствие резкой границы между материалом пленки и
подложки, обусловлено как частичным внедрением распыленных частиц в подложку, так
и высокой скоростью диффузии частиц пленки по радиационным дефектам
поверхностного слоя подложки. Наличие ПС приводит к высокой адгезии пленки (адгезия
– сила, которую нужно приложить к единице площади пленки, чтобы оторвать ее от
подложки). Например, адгезия Al на SiO2 в 10 раз выше, чем для технологии термического
нанесения. При образовании ПС происходит изменение электрофизических параметров
контакта. Можно получить невыпрямляющие контакты к легированным полупроводникам
без высокотемпературной обработки, снизить переходное сопротивление контакта.
Указанные выше вторая и третья особенности формирования пленок при ИПН
обусловлены активирующим воздействием плазмы, приводящим к высокой плотности
зародышеобразования на поверхности подложки.
Применение ИПН и РИПН в технологии СБИС.
Ионно-плазменное нанесение нашло широкое применение практически на всех
этапах изготовления СБИС при создании токопроводящих систем, диэлектрических и
технологически вспомогательных покрытий. Остановимся на основных технологических
аспектах ИПН и РИПН, связанных с требованиями к пленочным покрытиям СБИС.
Требование к комфорности покрытия удовлетворяют путем подачи на подложку
отрицательного смещения в диапазоне 30200 В или путем предварительного нагрева
подложки, а также в редких случаях осаждением в смесь Ar + H2. Бомбардировка
растущей пленки ионами Ar или повышенная температура подложки стимулируют
подвижность поверхностных атомов и, кроме этого, вследствие вторичного распыления
происходит перераспределение осаждаемой пленки. Поскольку скорость вторичного
распыления значительно выше для
ионов, поступающих на подложку под малыми
углами падения, чем для ионов, падающих под прямым углом, происходит удаление
материала с выступающих частей. Таким образом, материал со дна ступеньки
перераспределяется на стенки.
Наличие отрицательного смещения на подложке позволяет удалить с ее
поверхности слабосвязанные молекулы адсорбированных газов, оксиды и другие
загрязнения, что повышает адгезию пленки и степень загрязнений газовыми
включениями.
Требования к минимуму внутренних механических напряжений пленок также
можно удовлетворить подачей смещения. Изменяя величину смещения, можно получить
как растягивающие, так и сжимающие напряжения. Смещение, при котором напряжения
минимальны, строго индивидуально для данного металла и используемой системы
осаждения. Кроме этого, величина и тип напряжения в пленке определяются давлением
рабочего газа в процессе осаждения и в меньшей мере – скоростью осаждения. Например,
при ИПН пленки Mo изменение p от 0,1 до 1 Па приводило к переходу от сжимающих,
величиной 300 Н/м, до растягивающих, величиной 100 Н/м, напряжений. Нулевое
62
значение напряжения получено при p=0,6 Па. Уменьшает внутренние напряжения в
пленках Ti и W добавка N2 к Ar в количестве нескольких процентов. Одновременно такая
добавка улучшает их барьерные свойства.
Технология ИПН полностью удовлетворяет требованиям к контактным и
проводящим слоям, когда в качестве последних используются не только металлы, но и их
сплавы (например, Al с Cu, Ti или Si) и силициды тугоплавких металлов. Для
формирования покрытий из сплавов и силицидов обычно используется одновременное
распыление нескольких мишеней и реже распыление композиционной мишени. При
одновременном распылении мишеней содержание каждого элемента в пленке регулируют
путем изменения мощности, прикладываемой к каждой мишени. Используя
одновременное распыление, получают сплавы Cr-Ag, Ni-Ag и Cu-Ag. Эти сплавы
сохраняют способность к пайке в течение нескольких недель при комнатной температуре,
что позволяет применить низкотемпературную пайку кристаллов в корпус без
облуживания благородным металлом. Получаемый одновременным распылением сплав
Al-Cu-Si обладает высокой стойкостью к электромиграции и коррозии.
Барьерные слои с требуемыми свойствами на основе нитридов тугоплавких
металлов (в основном Ti, Ta и Mo) осаждают по технологии РИПН, используя в качестве
рабочего газа смесь Ar + N2. Состав покрытия регулируют путем изменения парциального
давления азота, размер зерен – путем изменения температуры подложки и ее потенциала.
На удельное сопротивление нитридов сильное влияние оказывает чистота рабочего газа.
Например, наличие кислорода до 1 % приводит к росту удельного сопротивления TiN на
порядок. При отсутствии O2 получены пленки TiN с удельным сопротивлением 20–
80 мкОм·см – более низким, чем у пленок Ti.
При осаждении диэлектрических покрытий (например, оксидов в смеси Ar+O2) они
могут содержать «захваченный» заряд, оказывающий отрицательное влияние на
стабильность и срок службы
МОП-приборов. Однако этот заряд можно эффективно
устранить при помощи отжига диэлектрика в атмосфере азота при температуре
450 С.
Значительно снизить плотность дефектов диэлектрика (поры, сквозные проколы) можно
как правильным выбором содержания O2 в рабочем газе, так и подачей смещения на
подложку.
Ионно-лучевое осаждение
Технология ионно-лучевого осаждения (ИЛО) имеет две модификации. Первая
основана на физическом распылении поверхности мишени ионным лучом инертного газа
автономного ионного источника (АИИ) и осаждении распыленного материала на
подложку. Создается ионный луч с помощью АИИ. Вторая модификация сводится к
прямому осаждению на подложку ионного луча, сформированного АИИ из требуемого
материала покрытия. Прямое осаждение пленок из АИИ можно проводить только при
малых энергиях осаждаемых частиц, поскольку с увеличением энергии начинается
самораспыление. Это ограничивает плотность ионного тока, а следовательно, и
возможности осаждения пленок на большие площади с требуемой скоростью. Тем не
менее, имеются сведения о прямом осаждении эпитаксиальных пленок Si и Ge при
энергиях ионов от 10 до 200 эВ. Процессы ИЛО реализуются в вакуумных камерах с
давлением не больше 10-2 Па для исключения рассеяния ионного луча на частицах
остаточной атмосферы.
63
Лекция 15
Спектрофотометрический оперативный контроль процессов формирования
тонкопленочных покрытий различного назначения
Интерференция света в тонких пленках
Интерференция происходит между лучами света, отраженными от верхней и нижней
поверхностей пленки (рис. 1).
2
1
2 1
D
i
A
h
C
r
n
B
1
1
2
Рис. 1. Интерференция равной толщины
В отраженном свете интерферируют лучи 1 и 2  , в проходящем свете – лучи 1 
и 2. Для первых двух разность хода возникает при движении фронта волны на пути
ABC для луча 1 и от точки D до C для луча 2 . Оптическая длина пути равна
(AB + BC)n, где n – показатель преломления материала пленки. Разность хода
определяется из уравнения
=n(AB+BC)–CD=2nh cos r,
(1)
или
=2h(n 2 –sin 2 i)1/2 .
(2)
Из опыта и теории известно, что при отражении света от границы среды с
большим показателем преломления в среду с меньшим показателем преломления
наблюдается дополнительный сдвиг (скачок) фазы, равный , чему соответствует
изменение разности хода лучей 1  и 2  на половину длины волны /2; при этом
максимумы будут наблюдаться в том случае, если разность хода будет равна
нечетному числу полуволн:
=2nh cos r=(2k+1)/2.
(3)
В проходящем свете максимумы будут наблюдаться при разности хода лучей,
равной целому числу волн:
=2nh cos r=k.
(4)
В отраженном свете интерференционная картина будет более контрастной, чем
в проходящем, так как здесь интерферируют лучи равной интенсивности, а в
минимумах – полное гашение света. От нижней поверхности, как и от верхней,
отражается одинаковое количество падающего света (4–8%), а проходит около 90–
85%. Поэтому в проходящем свете интерференция отраженного и прошедшего
лучей различной интенсивности не дает в минимумах полного гашения.
Определение параметров пленок
64
При разработке методов расчета и контроля пленок основой служит модель
идеальной пленки, аналогичной плоскопараллельной пластинке из однородного,
непоглощающего вещества. Толщина ее мала по сравнению с окружающими средами. У
экспериментально получаемых пленок наблюдаются заметные отклонения от простой
модели. В зависимости от состояния исходного вещества и условий нанесения структура
пленок может быть различной. Вещество в виде тонкой пленки может быть аморфным и
кристаллическим. Кристаллическая структура может характеризоваться размером зерен и
степенью их упорядоченности. Различные модификации одного и того же вещества могут
иметь различные показатели преломления.
Пленка обычно содержит поры, величина и количество которых зависят от метода
нанесения. Вследствие этого показатель преломления вещества пленки обычно ниже, чем
вещества в массе. Пористость пленки можно характеризовать «коэффициентом
заполнения», который представляет собой отношение каких-либо постоянных для
вещества в виде пленки и в виде массы, например отношение их плотностей, показателей
преломления и др. Коэффициент заполнения пленок почти всегда меньше единицы.
Экспериментально получаемые пленки в той или иной степени неоднородны, что
необходимо учитывать при определении оптических постоянных, иначе это может
служить причиной неправильного истолкования полученных результатов 3начительная
неоднородность пленок может препятствовать применению обычных методов
исследования. Все сказанное говорит о том, что совпадение теоретических и
экспериментальных данных в значительной степени зависит от того, насколько близка
реальная пленка к идеальной модели, лежащей в основе разрабатываемых методов.
Наблюдаемые расхождения могут привести к ошибочным толкованиям, однако в ряде
случаев, при внимательном рассмотрении, могут служить указанием на те особенности
структуры, которые вызвали эти отклонения. Каждый метод наиболее четко отражает
какую-либо сторону явления.
Наиболее объективное исследование требует параллельного применения различных
методов следующих отношений:
n2 >< n3, n2 h2 =(2k+1)λ/4 или n2 h2 =2kλ/4
(24)
R, %
RM3
6 
4n2 h2
6
4 
4n2 h2
4
2 
4n2 h2
2
n2 > n3
RM2
λ7
λ6
λ5
λ4
λ3
λ2
λ1
n2 < n3
RM1
7 
4n2 h2
7
5 
4n2 h2
5
3 
4n2 h2
3
1 
4n2 h2
1
Рис. 2. Спектральное отражение от поверхности подложки (n2 ) с однородной пленкой (n3 )
Экстремальное значение Rλ
(25)
65
дает возможность определить показатель преломления пленки
.
(26)
Спектральные кривые Rλ, по которым производится расчет характеристик пленок,
получают в результате спектрофотометрических измерений коэффициента отражения
(рис. 2). Через RМ , обозначено минимальное значение Rλ в том случае, когда n2 < n3 . и
через RМ – максимальное, когда n2 > n3 . Экстремальное значение
(27)
равное отражению поверхности подложки n3 (без учета дисперсии), будет максимальным
в случае n2 < n3 и минимальным, когда n2 > n3 . Оптическая толщина пленки находится из
соотношения:
(28)
где λМ соответствует положениям RМ .
На оси абсцисс (рис. 2) приведены значения ряда длин волн выбранного
спектрального участка: λ1, λ2, ..., λ7 , где λ7 < λ1 .
При изменении показателя преломления пленки в зависимости от длины волны
высота максимумов для разных значений λ1, λ2, ..., λ7 в случае n2 > n3 и глубина
минимумов в случае n2 < n3 будут различны. Положение экстремумов также не будет
строго соответствовать длинам волн. Оптические среды в основном обладают
нормальным ходом дисперсии, и показатель преломления растет с уменьшением длины
волны; значит, глубина минимумов RМ1 будет уменьшаться, а высота максимумов RМ3
будет возрастать в указанном направлении. Соответственно и расстояния между
экстремумами уменьшатся в результате увеличения эффективной оптической толщины
пленки. Определение показателя преломления пленки для различных участков спектра
можно осуществить проще и точнее, если пленка достаточно толста и в исследуемом
спектральном интервале имеется несколько максимумов и минимумов.
Начинать измерения целесообразно в области, где дисперсия незначительна (по
возможности дальше от полосы поглощения), и соседние экстремумы RМ1 и RМ3 , имеют
практически постоянные значения. Наличие минимумов или максимумов RМ1 или RМ3 , в
той области, где дисперсия значительна, дает возможность определить показатель
преломления n2 , соответствующий этим спектральным участкам. Смещение положения
экстремумов в результате дисперсии дает возможность дополнительной проверки
правильного определения зависимости n2 , от длины волны, поскольку известна
геометрическая толщина пленки. Анализ спектральных кривых дает возможность
установить не только дисперсию вещества пленки. Значительные искажения вносят
другие факторы и, в первую очередь, потери, вызванные рассеянием и поглощением в
пленках.
66
Лекция 16
Взаимодействие высокоэнергетических потоков частиц с твердым телом
Ионная имплантация примеси
Физические процессы, происходящие при бомбардировке вещества ускоренными ионами
Пробеги частиц в твердом теле.
Каналирование и аморфизиция.
Радиационно-химические превращения в твердом теле, распыление
В настоящее время ионная имплантация, под которой понимают внедрение
высокоэнергетических ионов в твердое тело, получила широкое распространение в
различных областях науки и техники. Ее важнейшее применение связано с управлением
проводимостью полупроводников путем бомбардировки их ионами определенного типа.
Но, кроме этого, существуют и другие области использования ионного внедрения в
современных технологиях: упрочнение металлов и сплавов, модификация оптических,
механических, электрофизических и ряда других физико-химических поверхностных
свойств материалов. Мы остановимся, в основном, на вопросах ионного легирования
материалов электронной техники и в первую очередь – кремния. Однако изложенный
здесь материал носит в достаточной степени общий характер и может быть легко
перенесен на ионное легирование более сложных многокомпонентных материалов.
В современных технологиях изготовления ИС и особенно СБИС и УБИС ионная
имплантация стала основным технологическим процессом внедрения примесей в
различные функциональные слои. Распространение технологии ионной имплантации
вызвано следующими ее достоинствами.
1. Позволяет получать высокооднородные и хорошо воспроизводимые профили
концентрации внедряемой примеси, что достигается путем управления током пучка ионов
и их энергией. Кроме того, технология ионного легирования дает возможность создать
специальные формы профилей (полиэнергетическая ионная имплантация).
2. Прекрасно согласуется с планарной технологией изготовления ИС. Оксид кремния,
используемый в качестве масок при диффузии, а также фоторезистом, можно применять
и для маскирования ионного пучка.
3. Является низкотемпературным процессом за исключением ее специальных
применений.
4. Позволяет внедрить в мишень ионы практически любого элемента периодической
системы.
Естественно, технология ионного внедрения имеет и недостатки, главный из них –
создание радиационных дефектов, которые обычно устраняются в ходе операции отжига.
67
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ, ПРОИСХОДЯЩИЕ
ПРИ БОМБАРДИРОВКЕ ВЕЩЕСТВА УСКОРЕННЫМИ ИОНАМИ
При ионной бомбардировке мишеней в качестве первичных частиц могут быть
использованы отрицательно и положительно заряженные ионы (последние применяются
наиболее часто из-за простоты их получения). Облучение может проводиться также
молекулярными пучками (N2+, H2+) .
Двигаясь в твердом теле, быстрые заряженные частицы тормозятся в результате
взаимодействия с электронной и атомной подсистемами вещества мишени. Принято
различать следующие основные процессы, приводящие к потере энергии движущейся
частицей:
•
неупругие столкновения со связанными электронами, приводящие к ионизации
атомов мишени;
•
неупругие процессы взаимодействия с электронным газом в металлах и
полупроводниках;
•
неупругие столкновения с ядрами, вызывающие тормозное излучение, ядерные
реакции или возбуждение ядер;
•
упругие столкновения с атомами вещества, в результате которых часть их
кинетической энергии передается атомам мишени.
Ограничимся рассмотрением диапазона энергии налетающих ионов, который реально
используется в современных технологиях микроэлектроники: от десятков килоэлектронвольт (кэВ) до нескольких сотен кэВ. Доминирующими механизмами потерь энергии в
данном случае будут являться упругое и неупругое взаимодействия с атомами мишени.
ПРОБЕГИ УСКОРЕННЫХ ИОНОВ В ТВЕРДОМ ТЕЛЕ
И ИХ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ
Важнейшим параметром, необходимым для практического применения ионной
имплантации, является величина пробега ионов в твердом теле. Из-за того, что число
столкновений движущегося иона с атомами мишени носит случайный характер,
траектории ионов и их пробеги в твердом теле будут отличаться друг от друга. Например,
в определенных условиях некоторая часть ионов вообще отражается от мишени.
Следовательно, мы должны при описании процесса ионной имплантации говорить не об
индивидуальных траекториях, а о распределении ионов по пробегам, которое будем
описывать функцией.
ИОННАЯ ИМПЛАНТАЦИЯ И ФИЗИЧЕСКОЕ РАСПЫЛЕНИЕ
При ионной имплантации примесей в полупроводники обычно используют невысокие
дозы облучения и эффекты распыления поверхности мишени незначительны. Облучение
высокими дозами ускоренных ионов средних и больших масс, особенно в диапазоне
энергий 10–50 кэВ, приводит к значительному физическому распылению мишени.
Поэтому в ряде задач необходимо уметь оценить, а во многих случаях и достаточно точно
рассчитать коэффициент распыления мишени при ионной бомбардировке.
Коэффициент распыления (физического) при нормальном падении пучка ионов к
поверхности мишени может быть рассчитан по формуле:
Yf =0,042
68
M 2 M 1 S n  
,
U0
(4.42)
где (M2/M1) – функция отношения масс, заданная таблично,
Sn() – ядерная
тормозная способность, U0 – поверхностная энергия связи, равная для кремния 7,83 эВ.
Как видно из формулы (4.42), зависимость коэффициента физического распыления от
энергии налетающих частиц в рамках теории Зигмунда определяется вышерассмотренной
зависимостью упругих потерь от энергии. Представление о типичных значениях
коэффициента распыления кремния ионами, используемыми на практике при создании
ИС, можно получить из табл. 4.5, в которой приведены рассчитанные методом МонтеКарло величины Yf при имплантации ионов бора, фосфора, мышьяка и сурьмы в кремний.
Таблица 4.5
Значения Yf при имплантации ионов B+, P+, As+ и Sb+
в кремний
E, кэВ
10
50
100
200
B
0,45
0,22
0,13
0,06
P
1,15
1,02
0,85
0,60
69
As
1,48
2,15
2,30
2,10
Sb
1,68
2,70
2,68
2,28