CC BY
54
Затем элементы построенного множества X оцениваются по двум выбранным критериям — стоимости и длине кодовых комбинаций. Согласно описанной выше схеме определяются границы приближенной области компромиссов Кр и формируются функции полезности локальных критериев вида (8). После этого в зависимости от информированности ЛПР о взаимной важности критериев выделяется одна из трех ситуаций и реализуется схема выбора компромиссного решения. В результате выбирается один из вариантов штрихового кода, эффективный в смысле выбранных критериев f и f2 и имеющейся информации об их взаимной важности.
Применение описанной модели для выбора варианта технологического штрихового кода позволит учесть широкий спектр факторов, влияющих на различные стороны процессов нанесения, передачи и считывания кодируемой информации.
Литература: 1.ДСТУ3145-95. Коды и кодирование информации. Штриховое кодирование. Общие требования. 2. Березанский Р.Г., Голуб В.И. Метод и технические средства автоматической идентификации почтовых отправлений на основе применения штриховых кодов // Почтовая связь. Распространение печати. 1991. Вып.1. М.: ЦНТИ “Информсвязь”. С. 75-78. 3. Петров Э.Г. Организационное управление городом и его подсистемами (методы и алгоритмы). X.: Вища шк., 1986. 144 с. 4.
УДК 539.23
ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ВЫСОКОЧАСТОТНОГО ДИОДНОГО РАЗРЯДА В УСТРОЙСТВАХ ТРАВЛЕНИЯ МИКРОСТРУКТУР
ФАРЕНИК В.И. * 1
Приводятся результаты изучения характеристик высокочастотного разряда Е-типа в технологических реакторах плазмохимического травления. Определяются условия пробоя разряда для электродов из различных по электрофизическим характеристикам материалов. Измеряются зондовыми методами параметры технологической плазмы в трех режимах разряда. Проводится спектральная диагностика плазмы ВЧЕ-разряда. Показывается возможность скоростного травления кремния в оптимизированном по энерговкладу ПХТ-реакторе установок “Контур-01” и “Титан”.
1. Введение
В [1] дан обзор результатов работ, касающихся применения высокочастотных разрядов диодного и индукционного типов при разработке устройств вакуумно-плазменного травления для технологических процессов микроэлектроники. Учитывая то, что в серийных технологиях создания топографического микрорисунка наибольшее применение в связи с относительной простотой конструкторской реализации нашли высокочастотные системы Е-типа, мы посчитали необходимым остановиться подробнее на физической картине ВЧЕ-разряда. Полагаем, что это будет полезным при оптимизации диодных систем травления.
Овезгельдыев А.О., Петров К.Э. Адаптивная математическая модель многофакторного оценивания //Кибернетика и системный анализ. 1997. №3. С.90-97. 5. Голуб В.И., Гребенник И.В., Кузьменко В.М. Комбинаторный подход к построению технологических штриховых кодов минимальной длины //Радиоэлектроника и информатика, 1998, №3. С. 66-71.
Поступила в редколлегию 03.06.99 Рецензент: д-р техн. наук, проф. Нефедов Л.И.
Голуб Владимир Иванович, директор инженерного центра УОПС “УКРПОЧТА”. Научные интересы: автоматизированные системы в почтовой связи. Адрес: Украина, 252001, Киев-1, Крещатик, 22, тел. (044) 229-9141, (044) 276-01-84.
Гребенник Игорь Валериевич, канд. физ.-мат. наук, доцент каф. системотехники ХТУРЭ. Научные интересы: дискретная оптимизация. Адрес: Украина, 61726, Харьков, пр.Ленина, 14, тел. 40-93-06, 69-69-47.
Кузьменко Виктор Михайлович, канд. техн. наук, доцент, профессор кафедры системотехники ХТУРЭ. Научные интересы: математическое и имитационное моделирование технологических процессов. Адрес: Украина, 310726, Харьков, пр.Ленина 14, тел. 40-93-06, 1976-36.
Известно [2, 5-12], что высокочастотный емкостный газовый разряд может гореть в одной из двух заметно различающихся форм. В слаботочном режиме (а -разряд) проводимость приэлектродных слоев, отделяющих электроды от плазмы, мала. Основным источником заряженных частиц в а - режиме служит ионизация молекул газа в квазинейтральной плазме электронами, набравшими энергию в ВЧ поле в разрядном объеме. Ток между плазмой и электродами разрядной камеры замыкается преимущественно током смещения, при этом его плотность невелика. В сильноточном режиме (у -разряд) проводимость приэлектродных слоев значительна, причем оба слоя ведут себя подобно катодному слою тлеющего разряда постоянного тока, а самоподдержание ионного тока на электрод обеспечивается за счет ион-элект-ронной эмиссии и развития электронных лавин в слое. Слаботочная форма наблюдается при не слишком больших токах и ВЧ напряжениях на электродах, а сильноточная — при ВЧ напряжениях, превышающих некоторые критические величины. При средних давлениях (р ~ 10 Тор) ВЧ разряд переходит из а -в у - режим скачкообразно [7, 9, 11, 13], при низких (р < 0.1 Тор) давлениях — непрерывно [6, 13, 14], в то время как при промежуточных давлениях (р ~ 1 Тор) и достаточно больших межэлектродных расстояниях (L > 4-5см) с ростом ВЧ напряжения наблюдается последовательный переход ВЧ разряда из слаботочного а-У в гибридный и затем в сильноточный режим горения [14]. Переход разряда из а - в у -режим [6-23] сопровождается значительным увеличением (в несколько раз) разрядного тока и плотности плазмы. Вместе с тем, при переходе ВЧ разряда в инертных газах из слаботочного в сильноточный режим наблюдается область отрицательной дифференциальной проводимости [24, 25], т.е. с ростом ВЧ
РИ, 1999, № 2
73
напряжения ток проводимости в цепи электродов уменьшается, достигает минимума и лишь затем быстро увеличивается.
2. Пробой газа низкого давления в однородном ВЧ поле
Пробою газа в однородном ВЧ поле посвящено большое количество экспериментальных и теоретических работ [8, 27-36]. При проведении экспериментов [8, 25, 27, 29-32, 34-36], как правило, использовались электроды из одного и того же материала, а в теоретических моделях [8, 28 - 30, 32, 34, 35] вкладом вторично-эмиссионных процессов в ВЧ пробой газа пренебрегалось. Если для пробоя газа в постоянном электрическом поле влияние материала электродов выяснено довольно подробно [37], то для ВЧ пробоя газа этот вопрос остается открытым.
В настоящей работе экспериментально и теоретически исследован пробой газа в однородном ВЧ поле при различных материалах электродов. Полученное уравнение пробоя газа, учитывающее вторичную электронную эмиссию с поверхности электродов, удовлетворительно описывает измеренные нами кривые зажигания ВЧ разряда, которые измерялись в воздухе, аргоне, CF4 и SF6 при давлениях газа р = 10 -10 Тор в диапазоне ВЧ напряжений
U0 <1500 В и частоте поля f= 13,56 МГц. Расстояние между плоскими параллельными электродами диаметром 100 мм изменялось в диапазоне L = 6 - 54 мм. Использовались электроды из нержавеющей стали и дюралюминия, а также стальные электроды, покрытые сажей и полимерной пленкой. На один из электродов подавалось ВЧ напряжение, второй электрод был заземлен. Для исключения постоянного напряжения автосмещения между электродами подключался дроссель индуктивностью 4мГн.
Методика измерения кривых зажигания ВЧ разряда была следующей. При фиксированном давлении газа ВЧ напряжение на электродах медленно повышалось до потенциала пробоя. В области неоднозначной зависимости пробойного напряжения от давления газа при достаточно низком давлении р ~ 10-3 Тор устанавливалось определенное ВЧ напряжение, а затем давление газа в камере плавно увеличивалось до зажигания разряда.
На рис.1,2 представлены кривые зажигания ВЧ разряда в воздухе, CF4 и SF6 при различных материалах электродов. Видно, что кривые зажигания ВЧ разряда практически не зависят от материала электродов в диапазоне давлений газа вблизи и справа от точки перегиба. В области давлений слева от точки перегиба наблюдается заметное расхождение между кривыми зажигания, измеренными для электродов из различных материалов. Чем выше коэффициент вторичной электронной эмиссии материала электродов 8, тем меньшие ВЧ напряжения нужны для пробоя газа; кривая зажигания отклоняется в область более низких давлений. Использование электродов с более высоким значением 8 оказывает на кривую зажигания ВЧ разряда такое же влияние, как и небольшое увеличение расстояния между электродами L (это видно из сравнения рис.1). Практически на всех экспериментальных кривых хорошо видна область неоднозначной зависимости пробойного ВЧ
напряжения от давления газа, расположенная слева от минимума кривых зажигания.
Рис. 1. Зависимость пробойного ВЧ напряжения от давления воздуха при L = 14 мм: 1 — чистые стальные электроды; 2 — стальные электроды покрыты сажей; 3 — расчет из (2) для 8 = 0,1;
4 — расчет из (2) для 8 =0,02
Рис. 2. Зависимость пробойного ВЧ напряжения от давления SF6 при l = 20 мм: 1 — чистые стальные электроды; 2 — стальные электроды покрыты сажей
Рассмотрим механизмы рождения и ухода заряженных частиц, принимающие участие в пробое газа. При достаточно высоком давлении газа вторичная эмиссия электронов с поверхности электродов, по-видимому, заметной роли в пробое не играет, а доминируют ионизация молекул газа электронами, дрейф электронов в ВЧ поле и диффузия электронов к стенкам и электродам разрядной камеры. При понижении давления увеличивается амплитуда смещения электронов в ВЧ поле, т.е. большее количество электронов сталкивается с поверхностью электродов в соответствующей половине периода ВЧ поля. Часть столкнувшихся с электродом электронов возвращается в объем камеры в виде либо вторичных электронов, эмитированных из электродов, либо первичных электронов, отразившихся от поверхности электродов. Вторичная электронная эмиссия с поверхности электродов уменьшает потери электронов на стенках и электродах разрядной камеры, т. е. большее число электронов принимает участие в ионизации молекул газа и для пробоя нужны меньшие величины ВЧ напряжения. Поэтому при понижении давления газа роль вторичной электронной эмиссии в пробое газа возрастает. В области точки поворота кривой зажигания амплитуда смещения электронов в ВЧ поле примерно равна половине расстояния между электродами и заметная часть электронов из-за осцилляций в ВЧ поле уходит в
74
РИ, 1999, № 2
электроды [8], однако благодаря вторичной электронной эмиссии кривая зажигания проходит в области более низких давлений газа, чем для неэмитирующих электродов.
Рассмотрим простую феноменологическую одномерную модель ВЧ пробоя газа с учетом вторичной электронной эмиссии с поверхности электродов.
Пусть перед пробоем плотность электронов равна пе.
ВЧ поле изменяется по закону Е = Е0 coscot. При этом предполагается, что диаметр электродов намного больше межэлектродного расстояния l , т. е. рассматривается случай однородного ВЧ поля. Вкладом ионов в развитие пробоя пренебрегаем, так как высокочастотное поле на ионы из-за их инерционности практически не влияет. Электронное облако осциллирует в ВЧ поле и попеременно касается электродов. Границы его из-за диффузии электронов в течение периода ВЧ поля расплываются на
расстояние d = ^2De /f . На электроды могут уходить только те электроны, которые покинули электронное облако вследствие диффузии. Тогда в полупериоде ВЧ поля, когда электроны движутся к одному из электродов, на 1 см2 поверхности электрода может попасть dne электронов. С этого же 1 см2 электрода может выйти dne5 вторичных электронов, которые совместно с плазменными электронами участвуют в ионизации молекул газа. Тогда, используя методику [28], можно записать критерий ВЧ пробоя:
'L цеЕ0'2
De
со
агссо!
f d8co Л
VPeE0J
2
(1)
где Vj — частота ионизации молекул газа электронами; De — коэффициент диффузии электронов; це— подвижность электронов. После замены v,, De и це выражениями из [28] получим уравнение ВЧ пробоя с учетом вторичной электронной эмиссии:
ехр
f BqP ^ л/2Е0
= Аїрл
ЕрЛ л/2В0рС2
2arccos 8
2шпсо
х1/2
V еЕо )
\2Xj
-1/4
л-1
(2)
Здесь Е0 — амплитуда ВЧ поля; Л — вакуумная длина ВЧ поля; Aj, В0, С2, X и р — молекулярные константы, табулированные в [28, 32]; е и m — заряд и масса электрона соответственно. При отсутствии вторичной электронной эмиссии с поверхности электродов (5 = 0) уравнение (4) переходит в уравнение Кихары для пробоя газа в однородном ВЧ поле:
ехр
ґ ВрР Л
л/2Е0
= Аїрл
L-
ЕпЛ
л/2В0рС2
(3)
Как видно из рис. 1, уравнение (2) удовлетворительно описывает измеренные нами кривые зажигания ВЧ разряда при различных материалах электродов. Значения коэффициента вторичной электронной эмиссии d были взяты из работ [72, 73]. Таким
образом, в настоящей работе экспериментально и теоретически исследовано влияние материала электродов на кривые зажигания ВЧ разряда низкого давления. Полученное нами уравнение пробоя газа в однородном ВЧ поле, учитывающее вторичную электронную эмиссию с поверхности электродов, удовлетворительно описывает экспериментальные кривые зажигания.
3. Зондовые измерения внутренних параметров ВЧЕ-разряда
Измерения параметров плазмы (температуры электронов Те, плотности плазмы щ и постоянной составляющей потенциала плазмы Фрі) определялись с помощью одиночного цилиндрического зонда из нихрома длиной 5 мм и диаметром 0,18 мм. В исследованном нами диапазоне давлений (р = 10-2 -10 Тор) могут наблюдаться все три различных режима работы зонда (бесстолкновительный, переходный и столкновительный), т.е. положительные ионы могут проходить призондовый слой без столкновений (низкие давления, p < 0,05 Тор), столкнувшись с атомами газа несколько раз (промежуточные давления) либо сталкиваясь с частицами нейтрального газа очень часто (р > 1 Тор). Поэтому плотность плазмы п; мы рассчитывали из ионной ветви зондового тока и измеренной температуры электронов Те с помощью методики, описанной в работах [40, 41]. Температуру электронов Те мы рассчитывали из линейного участка на зондовой вольт-амперной характеристике, построенной в полулогарифмическом масштабе. Потенциал плазмы фрі определялся из нулевого значения второй производной зондового тока по напряжению, а также с помощью измеренных значений плавающего потенциала зонда cpf и температуры электронов Те по формуле cppi = cpf +С Те[в], где С — константа, зависящая от сорта газа [4].
На рис.3 показаны осевые профили плотности плазмы при различных значениях ВЧ напряжения. Из рис. 3, а видно, что при низком давлении в а -режиме разряда осевые профили плотности плазмы имеют “колоколообразный” вид с максимумом в центре разряда при любых значениях приложенного ВЧ напряжения и в любом газе. С ростом ВЧ напряжения плотность плазмы монотонно увеличивается во всем разрядном промежутке, в том числе и после перехода разряда в у -режим.
При промежуточных давлениях в а -режиме ВЧЕ-разряда в аргоне nj также имеет максимум в центре разряда и при приближении к электродам монотонно уменьшается. Переход из а- в у -режим приводит к
тому, что на профиле щ в центре разряда наблюдается минимум, в то время как на границах приэлек-тродных слоев появляются максимумы [6]. Однако из рис. 3,б следует, что при промежуточных давлениях воздуха осевой профиль щ имеет минимум в центре разряда как в слаботочном, так и в сильноточном режимах горения ВЧЕ-разряда.
На рис. 4 показана зависимость температуры
электронов Те в центре ВЧЕ-разряда от величины
РИ, 1999, № 2
75
ВЧЕ-разряде в воздухе при давлениях 0,1 Тор (а) и 1 Тор (б) и приложенных ВЧ напряжениях: а — 1—100В; 2-200В; 3—300В; 4-400В; 5-500В; 6600В; 7—700В; б - 1-150В; 2-200В; 3-300В; 4-400В; 5—450В; 6—500В
приложенного ВЧ напряжения U0. Из рис .4 видно,
что в а -режиме горения разряда температура электронов слабо зависит от U0 (кроме диапазона напряжений вблизи потухания ВЧ разряда). При U0 = Uay ВЧ разряд переходит в у -режим, температура электронов с ростом ВЧ напряжения быстро уменьшается. Отметим, что температура электронов в ВЧЕ-
разряде в воздухе в 2-3 раза выше, чем Те в аргоне [6]. Это связано с тем, что электроны в квазинейтральной плазме в ВЧЕ-разряде в молекулярных газах часто сталкиваются с нейтральными молекулами и возбуждают колебательные, вращательные и электронные уровни, теряя при этом энергию. Для поддержания разряда нужно, чтобы электроны набирали достаточно большую энергию (выше порога ионизации) и ионизовали молекулы газа, рождая дополнительные ион-электронные пары.
Для этого требуется, чтобы ВЧ поле в квазинейтральной плазме было достаточно большим, чтобы компенсировать потери энергии электронов при неупругих столкновениях с молекулами газа. Следовательно, температура электронов также будет сравнительно большой. В ВЧЕ-разряде в аргоне электроны не теряют энергию на возбуждение колебатель-у ных и вращатель-
Рис. 4. Зависимость температуры ных уРовней, по-электронов в центре ВЧЕ-разряда зтомугемпедаїу-в воздухе от ВЧ напряжения при ра электронов р = 0,5 Тор и расстоянии между здесь неб°льшая
т 22 (1-2 эВ).
электродами L = 22 мм N 7
4. Исследование спектров излучения ВЧЕ-разряда
Несмотря на большой арсенал средств диагностики плазменного состояния вещества, вопросам взаимодействия низкотемпературной плазмы газового разряда низкого давления с поверхностью твердого тела до недавнего времени уделялось мало внимания. В частности, существующие методы спектральной диагностики только частично удовлетворяют тем задачам, которые приходится решать на практике при создании и отработке того или иного технологического оборудования или технологического процесса. Довольно новой для спектральной диагностики является задача определения момента окончания процесса плазмохимического травления при переходе от одного травящегося материала к другому. Поэтому разработка методик и собственно изучение пространственного распределения спектральных характеристик ВЧЕ-разряда представляет практический интерес.
Эксперименты проводились в установке “Контур-01 ” [ 1]. Спектральные средства измерений были представлены комплексом спектральным вычислительным универсальным КСВУ-23.
Спектр ВЧ разряда в молекулярных газах чрезвычайно насыщен накладывающимися друг на друга атомарными и молекулярными спектрами. Это вызывает большие сложности при расшифровке спектров и интерпретации результатов спектральных измерений, требует больших затрат времени на работу с таблицами спектральных линий. Для задач качественного спектрального анализа на базе КСВУ-23 была разработана программа автоматизированного поиска принадлежности линий (полос) к элементу, позволившая значительно сократить время на обработку спектров.
Были измерены спектры излучения ВЧ разряда в воздухе и CF4 в широком диапазоне длин волн 200-
О
1200 нм с высоким разрешением (0,8A). Наиболее характерные участки спектров воздуха и смеси воздуха и CF4 в пропорции 1:50 приведены на рис. 5. Изучение спектров ВЧЕ-разряда в воздухе связано с тем, что в ряде установок для плазмохимического травления предельный вакуум не превышает 10 Тор. Это приводит к тому, что в состав рабочей газовой смеси входит воздух, засоряя спектр линиями азота, кислорода, окиси и двуокиси углерода, водяного пара и т. д. По этой причине в условиях производства зачастую бывает сложно применять спектральные методы контроля плазмохимического процесса, основанные на слежении за поведением отдельной спектральной линии газа-реагента или продуктов реакции.
Качественный анализ спектров смесей воздух -CF4 в различных пропорциях позволил выделить достаточно широкий участок спектра (695-720 нм), в котором линий, принадлежащих составным компонентам воздуха, нет. Вместе с тем, в этой области спектра присутствуют три достаточно интенсивные линии атомарного фтора, наиболее интенсивная из которых соответствует длине волны 703,7 нм.
76
РИ, 1999, № 2
10
8
S6
S4
О
и 2
600 640 680 720 760 800 2Q Длина волны в нм
Г а
8 :
S6
І5 4 о
Б «2
ІЛ\^
Основываясь на данных работы [60], процесс травления можно представить в упрощенном виде:
Si + 4F->SiF4 t. (4)
В процессе (7) на поверхности кремния образуются активные центры, которые вступают в реакцию с атомами фтора и приводят к появлению летучего соединения SiF4 .
Масс-спектрометрическими исследованиями продуктов реакций установлено, что травление Si и Si02 во фторсодержащей плазме могут производить только атомы фтора [61].
Спектроскопические измерения [62] показали, что скорость травления кремния в плазме CF4 полностью коррелирует с интенсивностью эмиссии от электронно-возбужденных атомов фтора.
Поэтому естественным было проследить за характером поведения интенсивности излучения атомарного возбужденного фтора на длине волны 703,7 нм (излучающий переход 3s2p - Зр2р0 ) в процессах по-
600 640 680 720 760 800 Длина волны в нм
б
Рис. 5. Спектры излучения ВЧЕ-разряда при давлении 0.1Тор, ВЧ напряжении 100В: а — воздух; б — смесь воздуха и CF4 в соотношении 1:50
слойного снятия покрытий кремнийсодержащих слоев в целях выявления закономерностей этого поведения для настройки спектрального датчика контроля.
Полученные результаты приведены на рис. 6. Перепад сигнала при переходе от травления Si02 к травлению кремния составлял, в зависимости от режима разряда, 80-90 %; при травлении нитрида кремния на кремнии — 70-80 %; поликремния на кремнии — 40-50 %. Представленные на рис. 6 данные можно объяснить различными скоростями
Время травления в отн. ед.
Рис. 6. Зависимости интенсивности илучения линии фтора 703,7 нм при послойном снятии покрытий в ВЧЕ-разряде в CF4: 1 — при переходе от травления окисла кремния к травлению кремния; 2 — при переходе от травления нитрида кремния к травлению кремния; 3 — при переходе от травления поликремния к травлению кремния
травления перечисленных выше полупроводниковых и диэлектрических материалов. Например, скорость травления Si02 в CF4 в несколько раз ниже, чем скорость травления монокристаллического кремния, в то время как поликристаллический кремний травится значительно быстрее, чем монокристаллический. Поэтому концентрация атомов фтора при переходе от одного травящегося материала к другому резко изменяется, что может быть с успехом использовано для диагностики момента окончания травления одного материала на другом, а также при необходимости можно контролировать процесс травления многослойных покрытий.
5. Скоростное плазмохимическое травление кремния в ВЧЕ-разряде низкого давления
В настоящее время ВЧ разряд во фторсодержащих газах низкого давления широко используется для травления кремния и других полупроводниковых и диэлектрических материалов [42-55]. Основными требованиями к такому технологическому процессу являются высокая скорость и анизотропия профиля травления, отсутствие полимерных пленок на подложке и равномерность обработки поверхности полупроводниковой пластины, а также низкая температура обрабатываемых пластин в процессе травления. Применяемые при производстве микроструктур материалы выдерживают (не разрушаются) всего несколько десятков градусов, причем очень непродолжительное время. Поэтому необходимо проводить процесс плазмохимического травления пластин быстро, но при такой вкладываемой в разряд ВЧ мощности, чтобы не происходило разрушения материала пластины, а также маски из фоторезиста.
Как известно, процесс плазмохимического травления происходит при взаимодействии материала обрабатываемой пластины с химически активными частицами, образующимися при горении ВЧ разряда. Различные материалы взаимодействуют в процессе травления с различными активными частицами: это могут быть как заряженные (положительные ионы), так и нейтральные частицы (радикалы). Скорость обработки полупроводниковых материалов зависит от концентрации активных частиц [45]. В разрядную камеру поступает нейтральный газ, который затем частично ионизуется, причем чем больше вкладываемая в разряд ВЧ мощность, тем выше концентрация заряженных частиц.
Поэтому представляет интерес определить условия, при которых при фиксированном значении вкладываемой в разряд ВЧ мощности будет получена максимально возможная концентрация заряженных частиц, будет наблюдаться наибольшая скорость травления кремния и горение разряда не будет сопровождаться появлением полимерной пленки на обрабатываемых пластинах и электродах разрядной камеры. В настоящей работе показано наличие связи между диапазоном давлений, оптимальным для проведения процесса скоростного травления кремния, и соответствующим участком кривой зажигания ВЧ разряда.
РИ, 1999, № 2
77
Высокочастотный газовый разряд зажигался в SF6 и аргоне в диапазоне давлений р = Ю-2 -5 Тор. Расстояние между плоскими круглыми электродами из нержавеющей стали изменялось в диапазоне L = 6.5-55 мм. Диаметр электродов был равен 100 мм. Исследуемая в настоящей работе газоразрядная камера используется при конструировании малоэнергоемких плазменных технологических установок серии “Контур” и “Титан” [1]. Поэтому все полученные нами результаты могут быть применены при разработке и оптимизации плазменного технологического оборудования на базе ВЧ емкостного разряда низкого давления.
Амплитуда ВЧ напряжения могла изменяться в
диапазоне U^- = 0-1000 B. ВЧ напряжение прикладывалось к одному из электродов, а второй электрод был заземлен. Между электродами подключался дроссель индуктивностью 4 мГн, который позволял удалить постоянное напряжение автосмещения. ВЧ напряжение с потенциального электрода через емкостный делитель подавалось на измеритель разности фаз ФК2-12. Измерения ВЧ тока проводились с помощью пояса Роговского, сигнал с которого также подавался на ФК2-12. Это позволило получить не
только амплитуды ВЧ напряжения U,f и ВЧ тока
Irf , но и угол сдвига фазы tp между ними.
Методика проведения процесса травления была следующей. Образцы из монокристаллического кремния (100) помещались на ВЧ электрод и накрывались
металлической маской. Зажигался разряд в SF6 и ВЧ напряжение между электродами повышалось до такой величины, чтобы потребляемая разрядом активная ВЧ мощность
W = ^UrfIrf coscp (5)
равнялась заранее выбранному фиксированному значению W = 100 Вт. Толщина стравленного слоя определялась с помощью микроскопа — интерферометра, а в ряде случаев — с помощью электронного микроскопа.
Кривые зажигания ВЧ емкостного разряда имеют такие характерные точки, как точка перегиба (при
давлении газа р = pinf ), минимум (р = Ршш ) и точка поворота [8, 27, 32]. На рис. 7 показаны зависимости скорости травления кремния Vetch от давления SF6 и кривая зажигания ВЧ разряда в этом газе.
Рис. 7. Кривая зажигания ВЧ разряда в SF6 (1) и зависимость скорости травления кремния от давления (2) при L = 22 мм
Из рис.7 видно, что функция Vetch(p) имеет максимум при давлении, лежащем в диапазоне между минимумом и точкой перегиба кривой зажигания ВЧ разряда. Процесс скоростного травления начинается при некотором пороговом давлении вблизи минимума кривой зажигания. Наличие максимума на зависимости Vetch (?) в диапазоне давлений р = 0.1 -1 Тор наблюдалось также в работах [45, 56].
Как было показано в [57], в области давлений слева от минимума ВЧ кривой зажигания при горении ВЧ разряда в технологических газах (CF4, СС14, SF6) на электродах, подложках и стенках разрядной камеры оседает аморфная полимерная пленка. Появление такой полимерной пленки на кремниевой пластине может не только замедлить процесс травления, но и полностью прервать его. Образующаяся полимерная пленка весьма устойчива к воздействию компонент плазмы, к тому же присутствие такой пленки на образце может привести пластину в негодность. Скорость роста пленки увеличивается с уменьшением давления газа и повышением вкладываемой в разряд активной ВЧ мощности. Кремниевая пластина будет травиться, если скорость травления полимерной пленки и самого кремния превысит скорость пленкообразования. Поэтому в диапазоне давлений слева от минимума кривой зажигания используются смеси газов, предотвращающие появление полимерной пленки (например, CF4 +02). Однако даже в случае отсутствия полимерной пленки скорость травления кремния в этом диапазоне давлений остается небольшой. Например, при давлении смеси CF4 + 02 Р ® 0.03 Тор и ВЧ мощности 100 Вт в работе [43] получена максимальная скорость травления кремния Vetcll « 7-Ю-3 мкм/мин; в чистом CF4 при тех же условиях на пластине растет полимерная пленка и процесс травления полностью прекращается.
В диапазоне давлений между минимумом и точкой перегиба ВЧ кривой зажигания полимерные пленки на подложках практически не образуются. Скорость травления кремния с повышением давления газа быстро увеличивается, достигает максимума и затем медленно уменьшается (рис. 7). Именно этот диапазон давлений наиболее благоприятен для проведения процесса скоростного травления кремния. Из рис. 7 видно, что для достижения скорости травления кремния Vetch «1.5 мкм/мин в SF6 достаточно 100 Вт активной ВЧ мощности. Прикладывая к электродам дополнительное постоянное напряжение 150 В (“минус” был на ВЧ электроде), можно увеличить скорость травления в SF6 до 2 мкм/мин.
При дальнейшем увеличении давления кривая зажигания ВЧ разряда проходит через точку перегиба [27, 32], при этом скорость травления кремния монотонно уменьшается. В этом диапазоне давлений наблюдается значительное подтравливание материала подложки под маской. При давлениях р > 1 Тор разряд может гореть не по всей площади электродов и для заполнения разрядом всей камеры необходимо
78
РИ, 1999, № 2
приложить довольно большие ВЧ напряжения (такая тенденция ВЧ разряда в SF6 к сжатию была теоретически предсказана в [58]), при этом в исследованном диапазоне давлений эффект нормальной плотности тока [5, 10] нами не наблюдался. При высоких ВЧ напряжениях вблизи оси разрядной камеры появлялся ярко светящийся плазменный шнур и кремниевая пластина в этой области травилась заметно быстрее, чем на периферии разрядной камеры. Поэтому для травления кремниевых пластин большого диаметра диапазон давлений справа от точки перегиба ВЧ кривой зажигания мало пригоден.
Зондовые измерения параметров плазмы ВЧ разряда в SF6 затрудняются тем, что в широком диапазоне давлений на поверхность зонда оседает полимерная пленка, и ток в зондовой цепи со временем быстро уменьшается. Поэтому мы провели зондовые измерения параметров плазмы ВЧ разряда в аргоне. В частности, нами получены осевые профили плотности плазмы при различных давлениях и выбранных значениях активной ВЧ мощности (рис. 8,а). Осевые профили плотности плазмы щ(г) мы использовали для расчета величины Z :
L
Z = Jni(z)dz . (6)
о
На рис. 8, а величина Z равна площади заштрихованной фигуры под кривой щ (z). Фактически величина Z равна числу заряженных частиц внутри плазмен -ного цилиндра, ось которого совпадает с осью разрядной камеры, а площадь торца равна 1 см2.
На рис. 8, б показаны кривая зажигания ВЧ разряда в аргоне и несколько зависимостей z(p).
Хорошо видно, что функция z(p) достигает максимума в области давлений между минимумом и точкой перегиба ВЧ кривой зажигания. На рис. 8, б приведены также значения ВЧ напряжений, при которых потребляемая разрядом активная ВЧ мощность W достигает определенных выбранных значений. Как известно, повышение давления приводит, с одной стороны, к увеличению частоты ионизации атомов аргона электронным ударом. С другой стороны, чем больше давление газа, тем больше сопротивление разрядной плазмы ВЧ току проводимости и больше потребляемая разрядом активная ВЧ мощность. Поэтому с ростом давления газа при фиксированных значениях W величина z сначала увеличивается, достигает максимума и затем уменьшается. Скорость генерации химически активных частиц (необходимых для травления кремния) пропорциональна электронной
плотности [45], поэтому зависимость Vetch (?) имеет максимум примерно при тех же значениях давления газа, что и величина z(p).
В настоящей работе также была выведена аппроксимационная формула для оптимального давления газа, при котором нужно проводить процесс скоростного травления кремния:
РИ, 1999, № 2
ai
Popt = -|T + a2, (7)
где Popt выражается в Тор, L — в см, 0.9, а2 = 0.4 . Оптимальным считалось такое давление, которое соответствует максимуму зависимости Vetch (р) . Формула (6) позволяет определить Popt во всем исследованном нами диапазоне расстояний между электродами L с точностью +20%. Из (6) видно, что при достаточно больших расстояниях между электродами L > 3 см оптимальное для проведения травления кремния давление практически перестает зависеть от величины межэлектродного промежутка и примерно равно 0.4-0.5 Тор.
Сравним полученные нами экспериментальные результаты с данными других авторов. Например, в работе [59] проведены исследования скорости травления кремния в SF6 в тлеющем разряде постоянного тока; при этом для достижения скорости травления кремния Vetci, “1-5 мкм/мин потребовалась плотность мощности Pw » 2.25 Вт/см2 (мощность, приходящаяся на единицу площади катода). Нами же в условиях ВЧ емкостного разряда для достижения такой же скорости травления кремния была использована плотность активной ВЧ мощности Pw «1.2 Вт/см2, т.е. примерно в 1,9 раза меньше, чем в условиях тлеющего разряда [59]. Поэтому технологические плазменные установки серии “Контур” и “Титан” [1] вполне оправдывают свое название “малоэнергоемкие”, поскольку позволяют проводить процессы обработки полупроводниковых материалов со значительно меньшими затратами энергии, чем существующие другие образцы технологического оборудования.
Таким образом, мы выяснили связь между диапазоном давлений, оптимальным для проведения процесса травления кремния в технологических малоэнергоемких плазменных установках серии “Контур” и “Титан”, и соответствующим участком ВЧ
а б
Рис. 8. Зондовые измерения параметров плазмы ВЧ разряда в аргоне: а — осевой профиль плотности плазмы
в ВЧ разряде в аргоне при L =22 мм, р =0.1Top, W = 1Вт; б — 1 — кривая зажигания ВЧ разряда в аргоне; 2-4 — зависимости величины z от давления; 5-7 — величины ВЧ напряжения, при которых активная ВЧ мощность W равна фиксированным значениям: 2 и 5 — W =1Вт,
3 и 6 —10Вт, 4 и 7—30Вт
79
кривой зажигания. Максимальные скорости травления кремния наблюдаются в диапазоне давлений между минимумом и точкой перегиба кривой зажигания. Получена аппроксимационная формула, позволяющая предсказать оптимальное давление для проведения процесса скоростного травления кремния в SF6 в широком диапазоне расстояний между электродами.
Литература: 1. Фареник В.И. Применение высокочастотных разрядов низкого давления для разработки малоэнергоемких управляемых систем вакуумно-плазменного травления // Вестник ХГПУ, 1999. Вып. 55. С. 56-74.
2. Левитский С.М. Потенциал пространства и распыление электродов в высокочастотном разряде // Журн. техн. физ., 1957. Т. 27. Вып. 5. С. 1001-1009. 3. Грановский-
B. Л. Электрический ток в газе. М.: Наука, 1971. 544с. 4. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Наука, 1987. 592 с. 5. РайзерЮ.П., 0нейдер М.Н., ЯценкоН.А. Высокочастотный емкостный разряд: Физика. Техника эксперимента. Приложения. М.: Изд-во МФТИ; Наука-Физматлит, 1995. 75с. 6. Лисовский В.А. Особенности альфа-гамма перехода в ВЧ разряде низкого давления в аргоне // Журн. техн. физ., 1998. Т. 68, № 5. С. 52-60. 7. Яценко Н.А. Связь высокого потенциала плазмы с режимом горения высокочастотного емкостного разряда среднего давления// Журн. техн. физ., 1981. Т. 51. Вып. 6. С. 11951204. 8. Левитский С.М. Исследование потенциала зажигания высокочастотного разряда в газе в переходной области частот и давлений / / Журн. техн. физ., 1957. Т. 27. Вып. 5. С. 970. 9.Яценко Н.А. Сильноточный ВЧЕ разряд среднего давления// Журн. техн. физ., 1980. Т. 50, № 11.
C. 2480-2482. Ю.Яценко Н.А. Эффект нормальной плотности тока в ВЧ разряде среднего давления// Журн. техн. физ., 1982. Т. 52. С. 1220. 11. Яценко Н.А. Механизм формирования пространственной структуры высокочастотного емкостного разряда// Журн. техн. физ., 1988. Т. 58, № 2. С. 294-301. 12. Яценко Н.А. Исследование пространственной структуры ВЧ емкостного разряда // Инж.-физ. журн., 1992. Т. 62, № 5. С. 739-752. 13. Райзер Ю.П., 0нейдер М.Н. Структура приэлектродных слоев высокочастотного разряда и переход между двумя его формами // Физика плазмы, 1987. Т. 13. С. 471. 14. Godyak V.A., Khanneh A.S. Ion bombardment secondary electron maintenance of steady RF discharge. IEEE Trans. Plasma Sci., 1986. Vol. 14, N 2. P. 112-123. 15. Vidaud P, Durrani S.M.A., Hall D.R. Alpha and gamma RF capacitative discharges inN2 at intermediate pressures. J. Phys. D, 1988. Vol. 21, N 1. P. 57-66. 16. Bohm C, Perrin J. Spatially resolved optical emission and electrical properties of S1H4 RF discharges at 13.56 MHz in a symmetric parallel-plate configuration. J. Phys. D, 1991. Vol. 24, N. 6. P. 865-881. 17. Vitruk P.P., Baker H.J., Hall D.R. The characteristics and stability of high power transverse radio frequency discharges for waveguide CO2 slab laser excitation. J. Phys. D, 1992, Vol. 25, N 12. P. 1767-1776. 18. РайзерЮ.П., 0нейдер М.Н. Высокочастотный разряд среднего давления между изолированными и оголенными электродами// Физика плазмы, 1988. Т. 14, №. 2. С. 226-232. 19. РайзерЮ.П., 0нейдер М.Н. Нормальный и аномальный режимы высокочастотного разряда а -типа, переход в у -модификацию и эволюция формирования а - и у -разрядов // Физика плазмы, 1991. Т. 17. С. 1362. 20. Райзер Ю.П., 0нейдер М.Н. Фарадеево пространство в высокочастотном разряда У -типа и влияние давления на эффект нормальной плот-
ности тока а -разряда и характер аТ перехода// Физика плазмы, 1992. Т. 18, №. 11. С. 1476-1488. 21. Parker
G. J., Hitchon W.N.G., Lawler J.E. Kinetic modeling of the alpha to gamma transition in radio frequency discharges. Phys. Fluids B, 1993. Vol. 5, N 2. P. 646-649. 22. Odrobina I., Kando M. Discontinuous transitions between alpha and gamma regimes of rf capacitive discharge. Plasma Sources Sci. Technol., 1996. Vol. 5, N 3. P. 517-522. 23. Tatarova E., Stoykova E, Bachev K., Zhelyazkov I. Effects of nonlocal electron kinetics and transition from alpha to gamma regime in an RF capacitive discharge in nitrogen. IEEE Trans. Plasma Sci., 1998. Vol. 26, N 2. P. 167-174. 24. Кропотов
H. Ю., Лисовский В.А., Егоренков В.Д., Фареник В.И. Изучение вольт-амперных характеристик ВЧ-разряда в газах // Мат. 2 Всес. совещания по высокочастотному разряду в волновых полях, Куйбышев, 1989. С. 16. 25. Кропотов Н.Ю., Качанов Ю.А., Лисовский В.А., Егоренков В.Д., Фареник В.И. Особенности вольтамперных характеристик слаботочной формы высокочастотного разряда E-типа. // Письма в ЖТФ, 1989. Т. 15. Вып. 21. С. 1721. 26. Лисовский В.А. Отрицательная дифференциальная проводимость в слаботочной форме ВЧЕ разряда / Межотраслевой научно-технический семинар “Физические основы и новые направления плазменной технологии в микроэлектронике”. Харьков, 1991. Материалы семинара. С. 48. 27. Кропотов Н.Ю., Качанов Ю.А., Лисовский В.А., Егоренков В.Д., Фареник В.И. Особенности пробоя газа низкого давления в ВЧ-однородном поле// Письма в ЖТФ, 1988. Т.14. Вып. 4. С. 359-363. 28. Kihara T. The mathematical theory of electrical discharges in gases. Reviews of Modern Physics, 1952. Vol. 24, № 1. P. 45. 29. Thompson B.E., Sawin H.H. Comparison of measured and calculated SFg breakdown in rf electric fields. J. Appl. Phys. 1986. Vol. 60. N 1. P. 89-94. 30. Лисовский B.A., Егоренков
B. fl. Пробой газа низкого давления в комбинированных полях // Письма в ЖТФ, 1992. T. 18. Вып. 17. С. 66-71. 31. Лисовский B.A., Егоренков B.fl. Феноменологическое описание ВЧ пробоя газа низкого давления // Письма в ЖТФ, 1994. Т. 20. Вып. 22. С. 68-73. 32.Lisovsky V.A, Yegorenkov V.D. Low-pressure gas breakdown in combined fields// J. Phys. D, 1994. Vol. 27, No. 11. P. 2340-2348. 33. Лисовский В.А., Кропотов Н.Ю., Фареник В.И. Влияние вторичной электронной эмиссии на ВЧ пробой газа низкого давления// Письма в ЖТФ, 1996. Т. 22. Вып. 24.
C. 64-69. 34. Lisovskiy V.A., Yegorenkov V.D. RF breakdown of low-pressure gas and a novel method for electron drift velocity determination in gases// J. Phys. D, 1998. Vol. 31, N 23. P. 3349-3357. 35. Sato M, Shoji M. Breakdown characteristics of RF argon capacitive discharge// Jpn. J. Appl. Phys., 1997. Vol. 36. P. 5729-5730. 36. ShojiM, SatoM. Breakdown measurements of a capacitive radio frequency discharge with insulated electrode// Appl. Phys. Lett., 1997. Vol. 71, N 23. P. 3362-3363. 37.Мик Дж, Крэгс Дж. Электрический пробой в газах. М.: ИЛ, 1960. 606 c. 38. Гронштейн И.М., Фрайман Б.С. Вторичная электронная эмиссия. M.: Наука, 1969. 408 c. 39. Martin N.L.S., von Engel A. The reflection of slow electrons from a soot-covered surface // J. Phys. D., 1977. Vol. 10, N 6. P. 863. 40. Немчинский В.А. Расчет ионного тока насыщения на зонд при промежуточных давлениях в пределе холодных ионов // ЖТФ, 1970. Т. 40. Вып. 2. С. 416. 41. Schulz G.J, Brown S.C. Microwave study of positive ion collection by probes // Phys. Rev., 1955. Vol. 98, N 6. P. 1642-1649. 42. Kushner M.J. A kinetic study of the plasma-etching process.
I. A model for the etching of Si and Si02 in CnFm/H2 and CnFm /О2 plasmas// J. Appl. Phys., 1982. Vol.53, N.4.
80
РИ, 1999, № 2
P. 2923-2938. 43. Coburn J. W., Kay E. Some chemical aspects of the fluorocarbon plasma etching of silicon and its compounds. // IBM J. Res. Develop., 1979. Vol.23, N1. P. 3341. 44. Kawata H., Murata K., Nagami K. The dependence of silicon etching on an applied DC potential in CF4 +O2 plasmas // J. Electrochem. Soc., 1985. Vol.132, N.1. P. 206 -211. 45. Данилин Б.С., Киреев В.Ю. Применение низкотемпературной плазмы для травления и очистки материалов. М.: Энергоатомиздат, 1987. 262 c. 46. Моро У. Микролитография М.: Мир, 1990. 162с. 47. Амиров И.И., Абрамов В. В., Вихарев А. В., Орликовский А. А., Селу ков А.А., Смирнов В.К. Травление в галогенсодержащей плазме глубоких канавок в кремнии при повышенном давлении // Микроэлектроника, 1993. Т.22. Вып.4. С. 29 -39. 48. Coburn J.W. Mechanisms in plasma-assisted etching // Physica Scripta, 1988. Vol. 23. P. 258-263. 49. Coburn J.W. Surface processing with partially ionized plasmas// IEEE Trans. Plasma Sci., 1991. Vol. 19, N. 6. P. 1048-1062. 50. Winters H.F., Coburn J. W. Surface science aspects of etching reactions. Surface Science Reports, 1992. Vol. 14, N. 4. P. 161-270. 51. Coburn J.W. Surface-science aspects of plasma-assisted etching //Appl. Phys. A, 1994. Vol. 59. P. 451-458. 52. Яфаров Р.К., Мевлют Ш.Т., Терентьев С.А. Механизм высоковакуумного низкоэнергетического травления во фторсодержащей плазме // Журн. техн. физ., 1993. T. 63, №. 63. C. 96-103. 53. Campo A., Cardinaud C., Turban G. Investigation of Si and Ge etching mechanisms in radiofrequency CF4 — O2 plasma based on surface reactivities // Plasma Sources Sci. Technol., 1995. Vol. 4, N
3. P. 398-405. 54. Oehrlein G.S., MatsuoP.J., DoemlingM.F., RuegerN.R., KastenmeierB.E.E., SchaepkensM, Standaert T, Beulens J.J. Study of plasma-surface interactions: chemical dry etching and high-density plasma etching // Plasma Sources Sci. Technol., 1996. Vol.5, N2. P. 193-199. 55.
Komeda H, Ueda T, Wada S., Ohmi T. Gas chemistry dependence of Si surface reactions in a fluorocarbon plasma during contact hole etching // Jpn. J. Appl. Phys., 1998. Vol. 37, N 3B. P. 1198-1201. 56. BoydH, TangM.S. Applications for silicon tetrafluoride in plasma etching // Solid State Technology, 1979. Vol.22, N4. P. 133-138. 57.Lisovsky V.A., Yegorenkov V.D. Record-Abstracts of IEEE Int. Conf. on Plasma Science, 1995, Madison, USA. P. 162. 58. Tsai J.H, Wu C. Radial-axial flow dynamics of RF glow discharges. Phys. Rev. A, 1990. Vol.41. P. 5626 - 5644. 59. Катюха В.П, Кириченко Г. С., Павлов С.Н. Скоростное травление кремния в плазме тлеющего разряда // Электронная техника. Серия 7. 1992. Вып. 5 (174). C. 3-5. 60. Киреев В.Ю, Данилин Б.С., Кузнецов В.И. Плазмохимическое и ионно-химическое травление микроструктур. М.: Радио и связь, 1983. 128 с. 61. Киреев В.Ю., Данилин Б. С., Журавов
B. Д., Кузнецов В.И. Расчет стационарной концентрации радикалов и скорости травления материалов в плазме газовых разрядов // Химия высоких энергий, 1980. №. 4.
C. 72-77. 62. Mogob C.J., Adams A.S., Flamm D.L. Plasma etching of Si and SiC>2 - The effect of oxygen additions to CF4 plasmas // J. Appl. Phys., 1978. Vol. 49, N. 7. P. 37963803.
Поступила в редколлегию 12.06.99 Рецензент: д-р физ.-мат. наук, проф. Падалка В.Г.
Фареник Владимир Иванович, канд. физ.-мат. наук, доцент, заведующий кафедрой физических технологий Харьковского государственного университета, директор Научного физико-технологического центра Министерства образования и НАН Украины. Научные интересы: физика плазмы, вакуумно-плазменные технологии и оборудование. Адрес: Украина, 61145, Харьков, ул. Новгородская, 1, тел/факс: (0572) 32-10-31.
РИ, 1999, № 2
81
