Sb96853

МИНОБРНАУКИ РОССИИ

––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––

Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет «ЛЭТИ» им. В. И. Ульянова (Ленина)

–––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––––

АНАЛИЗ ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ РЕЖИМОВ ИОННО-ПЛАЗМЕННОГО РАСПЫЛЕНИЯ В ТЕХНОЛОГИИ УСТРОЙСТВ ЭЛЕКТРОНИКИ И РАДИОФОТОНИКИ

Учебное пособие

Санкт-Петербург Издательство СПбГЭТУ «ЛЭТИ»

2018

1

УДК 621.3.049.77(07)

ББК В333я7

А64

Авторы: А. А. Семенов, П. Ю. Белявский, А. А. Никитин,

И. Л. Мыльников.

А64 Анализ технологических режимов ионно-плазменного распыления в технологии устройств электроники и радиофотоники: учеб. пособие. СПб.: Изд-во СПбГЭТУ «ЛЭТИ», 2018. 36 с.

ISBN 978-5-7629-2340-8

Рассмотрены основные темы практических занятий по курсу «Процессы микро- и нанотехнологии». Приводится краткое описание физических моделей корпускулярного взаимодействия с твердым телом и аналитического подхода к рассмотрению физических процессов, протекающих при осаждении и травлении пленок в результате ионно-плазменного распыления. Приведена методика расчета технологических режимов процесса осаждения пленок, на основе которого составляются рекомендации для реальных технологических процессов. Содержатся необходимые справочные сведения и характеристики элементов для проведения расчетов.

Предназначено для подготовки магистров по образовательным программам «Физическая электроника» и «Радиофотоника» по направлению 210100 «Электроника и микроэлектроника»; может быть полезно аспирантам и научным работникам, специализирующимся в области ионно-плазменной технологии устройств электроники и радиофотоники.

УДК 621.3.049.77(07)

ББК В333я7

Рецензенты: Санкт-Петербургский национальный исследовательский Академический университет (проректор по науке, проф., чл.-кор. РАН А. Е. Жуков); канд. физ.-мат. наук, доц. О. В. Пахомов (ФГАОУ ВО «СанктПетербургский национальный исследовательский университет ИТМО»).

Утверждено редакционно-издательским советом университета

в качестве учебного пособия

2

ВВЕДЕНИЕ

Втехнологических процессах формирования и обработки тонких пленок

всовременной электронике и радиофотонике применяются разнообразные физические и химические методы, жидко-, газофазные и вакуумные процессы. Одним из наиболее прогрессивных направлений в технологии тонких пленок является применение корпускулярно-фотонных методов обработки конденсированных сред. Корпускулярно-фотонная технология охватывает физические процессы с участием ионных, электронных, нейтральных уско-

ренных потоков, низкотемпературной плазмы и фотонных воздействий лазерного, рентгеновского и других излучений. Совокупность заряженных и нейтральных частиц, обладающих энергией, существенно превышающей тепловую, масса покоя которых не равна нулю, объединяется понятием корпускула [1]. Различие потоков частиц и фотонов основывается на определении фотона как квантовой частицы, обладающей высокой энергией и массой покоя, равной нулю. Такие частицы как ион, электрон, ускоренные атомы, молекулы и радикалы имеют ненулевую массу покоя.

В данном учебном пособии рассматриваются процессы, в которых целенаправленно применяется ионное воздействие на твердое тело и газоразрядная плазма для получения тонких пленок. На основе ионно-плазменных методов разработана наиболее значительная часть всех технологических процессов формирования тонкопленочных структур, применяемых как в промышленном производстве, так и для проведения научных исследований. Важными достоинствами метода ионно-плазменного распыления (ИПР) являются гибкая управляемость технологическими режимами, чистота процесса, высокие эксплуатационные свойства получаемых пленок, отличная воспроизводимость и надежность технологического оборудования.

Основной задачей практических занятий, на которых изучаются особенности ионно-плазменной технологии, является ознакомление студентов с методикой проведения последовательного анализа стадий процесса ИПР и оценочного расчета режимов технологических ионно-плазменных процессов. Данное учебное пособие позволяет студентам проследить взаимосвязь многих понятий молекулярной физики, физики плазмы и твердого тела с технологическими процессами микроэлектроники.

3

1. ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ИОННЫХ ПОТОКОВ И ГАЗОРАЗРЯДНОЙ ПЛАЗМЫ

1.1. Динамика упругих бинарных столкновений

Взаимодействие энергетичных ионов с твердыми телами можно описать при помощи потенциала ион-атомного взаимодействия [2]. На этом основывается теория, описывающая пробег иона в твердом теле и его взаимодействие

сатомами мишени. Рассмотримпуть ионапри ионнойбомбардировке(рис. 1.1).

Влабораторной системе координат (рис. 1.2) этот процесс можно описать следующим образом. Имеется энергетическая частица с массой М1, скоро-

стью v0 и энергией Е0, а также непо-

движная частица (атом мишени) с массой М2. После столкновения происхо-

дит перераспределение энергий, изменяется скорость как частицы, так и атома мишени, а также происходит отклонение частиц на углы θ и φ [3].

Сохранение энергии и импульса определяетсяследующимивыражениями:

где М1 – масса налетающей частицы; v0 – скорость налетающей частицы; М2 – масса атома мишени; v1 и v2 – скорости после столкновения.

Рис. 1.2

4

Решив систему уравнений (1.1)–(1.3), получаем:

(M2v2 )2 (M1v0)2 (M1v1)2 2M12v0v1 cos .

Следующее выражение показывает соотношение скоростей до и после столкновения:

Можно рассмотреть два случая [4]:

1. Масса снаряда больше массы атома мишени. В таком случае макси-

мальный угол рассеяния определяется по формуле

Угол рассеяния не может быть больше π/2, так как при этом соотношение скоростей v0/v1 станет отрицательным. Сюда же можно отнести случай,

когда массы равны.

2. Масса снаряда меньше атома мишени. В этом случае угол рассеяния находится в диапазоне 0…180°. Можно определить соотношение энергий до и после столкновения:

где Tmax – максимальная доля энергии при лобовом столкновении, т. е. когда

угол рассеяния равен 0.

Энергетические ионы взаимодействуют не с отдельными атомами мишени, а со всеми в совокупности. Из-за большого числа взаимодействий встает вопрос: сколько энергии будет передано и каким будет угол рассеяния. Этот процесс описывается дифференциальным сечением рассеяния. Оно описывает вероятность передачи энергии в интервале T + dT атому мишени, либо вероятность рассеяния атома на некоторый угол.

5

Дифференциальное сечение рассеяния определяется по формуле

гдеσ– сечениерассеяния; Ω– телесныйугол; n – количестворассеянныхчастиц. На рис. 1.3 показано, как налетающая частица рассеивается атомом мишени. Частица движется по прямой, пока не приблизится к атому. В этот момент

она отклоняется на угол c . Затем продолжает прямолинейное движение. Поперечное сечение зависит от прицельного параметра:

( c ) b2,

где b – прицельный параметр.

Прицельный параметр, в свою очередь, зависит от угла рассеяния. Таким образом, можно получить формулу для расчета дифференциального сечения рассеяния:

Рис. 1.3

Телесный угол определятся по следующей формуле:

d 2 sin cd c.

Нарис. 1.4 представленпроцессрассеяниячастицнаединицутелесногоугла.

Рис. 1.4

6

Зная значения дифференциального сечения рассеяния и телесного угла, определяем вероятность рассеяния на телесный угол:

Из дальнейших математических расчетов получаем резерфордовское дифференциальное сечение [4]:

1.2. Сечение дифференциального рассеяния

Рассмотрим процесс рассеяния частицы с энергией Е при прохождении тонкой пластины (рис. 1.5).

Можно определить вероятность рассеяния снарядасэнергиейЕприрассеянииилистолкновении:

где N – количество частиц; σ – сечение взаимодействия; х – толщина платины.

Выражение (1.7) определяет полное сечение столкновения между энергетической частицей и атомом мишени [2]. Полное сечение определяет вероят-

ность столкновения, при котором возможна передача Рис. 1.5 энергииприеезначенияхвплотьдомаксимальных:

Условие передачи энергии в пределе от Т до dT определяется дифференциальным сечением передачи энергии:

где P(E, T) – вероятность того, что ион сэнергией Естолкнется с атомом мишени ипередастэнергиювинтервалеT илиТ+ dT припрохождениирасстоянияdx.

Аналогичным образом получаем вероятность рассеяния в угловом диапазоне от θ до θ + dθ при прохождении расстояния dx:

7

Вероятность рассеяния частицы на телесный угол в угловом диапазоне от θ до θ + dθ при прохождении расстояния dx задается формулой:

Соотношения вероятностей передачи энергии и рассеяния на телесный угол равны:

P(E,T )dT P(E, )d .

В результате дальнейших математических преобразований получаем уравнение, с помощью которого можно определить дифференциальное сечение переноса энергии:

1.3. Торможение ионов

При попадании в твердое тело энергетический ион претерпевает серию взаимодействий с атомами и электронами мишени. В результате этих столкновений налетающая частица теряет свою энергию со скоростью dE/dx. Основным понятием является глубина проникновения ионов (R), которая определяется по следующей формуле [5]:

где E0 – энергия налетающей частицы; dE/dx – дифференциальные потери

энергии при прохождении пути dx.

Основными параметрами, которые определяют глубину проникновения, являются начальная энергия налетающего иона Е0, а также атомный номер

как иона, так и атома мишени [6].

Скорость потери энергии энергетического иона, движущегося в твердом теле, определяется экранированным кулоновским взаимодействием с атомами и электронами мишени. Обычно различают два типа потерь: ядерные (упругие) и электронные (неупругие). В первом случае энергия передается как поступательное движение самому атому, во втором происходит возбуждение или ионизация атома. Таким образом, скорость потери энергии можно выразить как

8

dEdx dEdx n dEdx e ,

где индексы n и е определяют ядерные и электронные взаимодействия соответственно.

С ядерным взаимодействием связаны большие потери энергии и значительные угловые отклонения (рис. 1.6). Этот процесс ответственен за образование дефектов в решетке из-за того, что атомы смещаются из своих положений в узлах. Электронные столкновения связаны с гораздо меньшими потерями энергии, незначительным изменением траектории и малыми искажениями решетки. Относительный вклад двух механизмов потерь быстро меняется с энергией E и атомным номером частицы: ядерное торможение преобладает при низких E и высоких Z1, тогда как электронное торможение начинает играть большую роль при высоких E и низких Z1. Типичные единицы измерения для коэффициента потерь энергии – электрон-вольт на нанометр или килоэлектрон-вольт на микрометр [7].

Рис. 1.6

Помимо скорости потери энергии принято говорить о поперечном сечении торможения:

S dE / dx , N

где N – количество атомов. Сечение торможения можно рассматривать как коэффициент потери энергии на один рассеивающий центр. Типичные единицы измерения:

9

Правильное понимание механизмов торможения важно не только для контроля глубины профиля имплантированных атомов легирующей примеси, но также для определения характера деформаций решетки, возникающих при ионной бомбардировке.

1.4. Ядерное торможение

При ядерном торможении имеем дело со средней потерей энергии, которая возникает при упругих столкновениях с атомами мишени. Ядерная тормозная способность – это энергия, теряемая движущейся частицей из-за упругих столкновений на единицу длины, пройденной в мишени [6].

Определим вероятность рассеяния частицы с энергией Е, испытывающей столкновения при прохождении пути dx, теряющей энергию в интервале от Т до Т + dT [7]:

где Тmin – энергия, необходимая для вырывания атома из кристаллической решетки; Тmax – максимально возможная передача энергии, описанная ранее.

Сечение ядерного торможения определяется по следующей формуле:

где dσ(E)/dT – дифференциальное сечение передачи энергии.

Чтобы оценить сечение ядерного торможения, воспользуемся степенным законом дифференциального сечения рассеяния:

где константа Сm определяется по следующей формуле:

10