/
Text
chipmaker.ru
chipmaker.ru
В. Ф. Попов
Ю. Н. Горин
ПРОЦЕССЫ
И УСТАНОВКИ
ЭЛЕКТРОННО - ИОННОЙ
ТЕХНОЛОГИИ
Chioaiaker.ru
Допущено Министерством
высшего и среднего
специального образования СССР
в качестве учебного пособия
для студентов вузов,
обучающихся по специальностям
электронной техники
(й)
Москва „Высшая школа11 1988
chipmaker.ru
ББК 32.85
П58
УДК 621.38
Рецензенты: кафедра «Технологические автоматизированные
комплексы» Московского института электронного машиностроения
(зав. кафедрой проф. Б. Н. Бадьянов); кафедра «Спецоборудование»
Московского института электронной техники (зав. кафедрой проф.
И. Г. Блинов)
Попов В. Ф., Горин Ю. Н.
П58 Процессы и установки электронно-ионной технологии:
Учеб, пособие для вузов. — М.: Высш. шк„ 1988. — 255 с.:
ил.
ISBN 5—06—001480—0
Книга состоит из трех разделов, посвященных электронной технологии,
иоиной технологии, гримененню молекулярных потоков. По каждому методу
даются сведения о его физических основах, особенностях технологических про*
цессов, приводятся описания типичного оборудования.
„ 2403000000(4309000000)—434
П -------------------------— КЬ—47—16—87
001(01)—88
ББК 32.85
6Ф0.3
ISBN 5—06—001480—0
© Издательство «Высшая школа»,
1988
Chipmaker.ru
ПРЕДИСЛОВИЕ
В основу учебного пособия положен материал лекций, читаемых
авторами в Ленинградском орденов Ленина и Октябрьской Ре-
волюции электротехническом институте им. В. И. Ульянова
(Ленина) на кафедре электронно-ионной и вакуумной техноло-
гии. Этот материал соответствует разделам курсов «Физические
основы электронно-ионной технологии», «Процессы электрон-
но-ионной технологии» и «Конструирование установок электрон-
но-ионной технологии», изучаемых студентами специальности
«Промышленная электроника». Излагаемые сведения могут
быть полезны и студентам других специальностей, в частности
«Технология и оборудование полупроводникового производ-
ства», «Полупроводники и диэлектрики», «Электронные прибо-
ры», «Физическая электроника», «Электротермические установ-
ки». Обсуждение материала лекций со слушателями факульте-
тов повышения квалификации преподавателей и инженеров
подтвердило, что для глубокого понимания основ процессов и
облегчения ориентации в новых разнообразных видах электрон-
но-ионного оборудования в каждом разделе пособия должны быть
сведения как о физических явлениях, так и о режимах обработ-
ки, а также примеры конструкций устройств с описанием их
принципов действия. Такое изложение способствует дальнейшей
самостоятельной работе, быстрому усвоению информации спе-
циальных технических журналов.
Современному специалисту, работающему в области элек-
тронно-ионной технологии, требуется широкая физико-матема-
тическая подготовка для понимания физической сущности про-
цессов и выполнения инженерных расчетов режимов операций
на конкретном типе технологического оборудования. Он должен
обладать практическими навыками работы на технологических
установках, а также уметь использовать современные аналити-
ческие средства контроля и диагностики. Именно достаточно
глубокие теоретические знания и широкий технический кругозор
позволят ему осуществить оптимальный выбор вида инструмен-
та (энергоносителя), ориентироваться в большом многообразии
процессов обработки и анализов материалов.
Обоснованный выбор процесса и разработка его режимов
даже при высокой стоимости установки позволяют полу-
чить значительный технический и экономический эффект, быст-
3
chipmaker.ru
ро окупают расходы производства на освоение такой новой тех-
ники.
Повышенный интерес специалистов самых различных на-
правлений к электронно-ионным процессам подтверждается рез-
ким увеличением количества публикуемых материалов в техни-
ческих журналах, регулярными международными и общесоюз-
ними конференциями, изданием книг по отдельным вопросам,
таких, как вышедшие в последние годы монографии К. А. Ва-
лиева и А. В. Ракова «Физические основы субмикронной лито-
графии в микроэлектронике», Г. Ф. Ивановского и В. И. Пет-
рова «Ионно-плазменная обработка материалов», а также учеб-
ное пособие для вузов И. А. Аброяна, А. Н. Андронова и
А. И. Титова «Физические основы электронной и ионной техно-
логии». В изданном в 1984 г. учебном пособии «Корпускулярно-
фотонная технология» авторы рассмотрели физические основы
и некоторые методы электронно-ионной и лазерной технологии.
В предлагаемой читателям книге авторы расширили круг
изучаемых процессов, подробно изложили сведения об аналити-
ческих методах, привели примеры конструкций установок и при-
боров. Вследствие ограниченного объема не везде по тексту они
смогли сделать ссылки на оригинальные источники. Изложение
в одном учебном пособии широкого круга вопросов, включа-
ющих физический механизм, обоснованные режимы процессов и
устройства для их реализации — задача значительной сложно-
сти, поэтому книга не свободна от недостатков. Авторы с при-
знательностью примут замечания, направленные на ее улучше-
ние.
Введение, заключение, гл. 6, 8, § 1.4, 1.5, 2.3, 3.3—3.6, 4.2—
4.7, 5.2, 5.3, 7.3 написаны В. Ф. Поповым; § 1.1, 1.2, 2.1, 2.2, 4.1,
5.1, 7.1, 7.2—Ю. Н. Гориным, а § 1.3, 3.1, 3.2 и введения к гла-
вам — совместно.
Авторы признательны проф. О. Г. Вендику, сотрудникам
кафедры «Электронно-ионная и вакуумная технология» за вни-
мание к выполненной нами работе. Они выражают благодар-
ность за конструктивные замечания рецензентам.
Авторы.
Chipmaker.ru
ВВЕДЕНИЕ
Электронно-ионная технология — это комплекс способов обра-
ботки материалов энергетическими потоками электронов, ионов,
плазмы, нейтральных атомов. В результате воздействия таких
потоков можно менять форму, физико-химические, механичес-
кие, электрические и магнитные свойства обрабатываемых из-
делий, а также контролировать параметры исходных и модифи-
цированных веществ.
В материалах XXVII съезда КПСС указывается, что для
интенсификации производства и ускорения научно-технического
прогресса «нужны революционные сдвиги — переход к принци-
пиально новым технологическим системам, к технике последних
поколений, дающим наивысшую эффективность». Именно к та-
ким системам относятся совокупности процессов и установок
электронно-ионной технологии. Они все шире используются в
электронике, приборостроении, металлургии, химии, медицине
и других отраслях промышленности. Без электронно-ионной
технологии немыслимо, например, развитие микроэлектроники,
где необходимо создавать приборы с большой плотностью эле-
ментов, размеры которых меньше одного микрометра (субми-
кронная технология).
Простота и широкий диапазон управления энергоносителя-
ми— пучками частиц позволяют использовать электронно-ион-
ную технологию для организации гибких автоматизированных
производств. С ее помощью можно выполнять многооперацион-
ную обработку изделий с одновременным контролем в ходе опе-
Таблица В.1
Энергоноситель
Характеристика процесса электроны ионы плазма
Максимальная плотность энергии, Вт/см2 109 10» 10е
Максимальная глубина обработки, мкм ю5 103 0,1—0,01
Минимальный диаметр сфокусиро- ванного пятиа, мкм (34-30) -ю-4 5-Ю-2 1—10
5
chipmaker.ru
раций. Электронно-ионная технология обладает рядом несо-
мненных преимуществ перед традиционными видами обработки
(механической, химической и др.), в частности локальностью и
селективностью воздействия потоков при сохранении чистоты
исходного материала, отсутствием механического воздействия
на изделие при обработке, возможностью управления процесса-
ми ЭВМ. Несмотря на высокую стоимость технологического
оборудования и относительную сложность его обслуживания,
все больше единиц новейшего оборудования электронно-ионной
технологии появляется в цехах и лабораториях современных
производств.
Достигнутые технологические показатели при использова-
нии различных энергоносителей приведены в табл. В.1.
Chipmaker.ru
Глава 1
ТЕРМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕХНОЛОГИИ
Под термическими процессами электронной технологии понима-
ются технологические процессы, связанные с нагревом, плавле-
нием и испарением материала под действием потока быстрых
электронов. В этом случае кинетическая энергия электронов
превращается в тепловую. К наиболее распространенным техно-
логическим процессам, связанным с нагревом электронным лу-
чом, относятся сварка, размерная обработка, отжиг, получение
пленок и т. д.
Отличительными чертами термических электронно-лучевых
процессов являются достижение высоких температур в малых
по размеру областях, отсутствие загрязнения, возможность быст-
рого перемещения луча.
§ 1.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ
УСКОРЕННЫХ ЭЛЕКТРОНОВ С ВЕЩЕСТВАМИ
Движение ускоренных электронов в веществе сопровождается их
рассеянием, в результате чего изменяются траектории движения
и происходит торможение электронов.
Принято считать, что в результате упругих столкновений
электрона с атомами вещества в основном изменяется их им-
пульс, т. е. происходит отклонение электрона от направления
первоначального движения [1, 2, 3].
При рассеянии быстрых электронов на атомах, т. е. таких
электронов, скорость v которых больше орбитальной скорости
электронов атома, рассеяние в основном происходит на малые
углы. Зависимость дифференциального сечения упругого рас-
сеяния от угла рассеяния 6 в этом случае описывается резер-
фордовской функцией дифференциального сечения с экраниро-
ванием:
64л2»2т2г4 (sin2e/2 + a)2 ’
где a=0,137Z2/3e4/(/i2t>2)—параметр экранирования; Z — по-
рядковый номер элемента, Ед — диэлектрическая проницаемость
7
chipmaker.ru
Рис. 1.1. Дифференциальное се-
чение упругого рассеяния быст-
рых и медленных электронов
вакуума; т, е — соответственно масса и заряд электрона; h —
постоянная Планка.
Зависимость дифференциального сечения рассеяния электро-
нов от угла рассеяния показана на рис. 1.1 (кривая 1).
Так как средняя энергия Еф, передаваемая атому с массой М
при столкновении с электроном, имеющим энергию Ео, равна
г~ г? 4тМ - 2 6____. с
ЕА= Еп--------sin2 — ~ Еп--------,
ф °(т+Л/)2 2 0 М 4
то доля энергии Еф/Е0, передаваемая при упругом столкновении
быстрых электронов с атомами, будет иметь порядок 10~9—10-10.
Это дает возможность пренебрегать
потерями энергии при упругом рас-
сеянии быстрых электронов.
Если энергия сталкивающихся с
атомами электронов мала, т. е. их
скорость меньше скорости орбиталь-
ных электронов, то дифференциаль-
ное сечение упругого рассеяния эле-
ктронов практически не зависит от
угла рассеяния, т. е. о(0, v)=const
(кривая 2 на рис. 1.1). В этом слу-
чае говорят об изотропном, или
диффузном, рассеянии.
Потери энергии электронами в
основном связаны с неупругими
столкновениями электронов с ато-
мами, молекулами вещества, а также со свободными электрона-
ми (электронами проводимости). В результате неупругих столк-
новений происходят возбуждение и ионизация атомов, диссоциа-
ция молекул или образование новых связей, возбуждение кол-
лективных колебаний в электронной плазме, образованной сво-
бодными электронами (возбуждение плазмонов).
Несмотря на то что потери энергии движущегося электрона
происходят дискретно, при переходе от одного атома к другому в
силу высокой плотности атомов (Л/~ 10284-Ю29 м-3 и среднее рас-
стояние между атомами в веществе равно 0,3—0,4 нм) можно
рассматривать передачу энергии от электронов веществу непре-
рывной. Поэтому вводится понятие удельных энергетических
потерь электрона в данном веществе. Эта величина обозначается
dE/ds и равна передаваемой электроном энергии dE на пути ds.
Наиболее часто для описания энергетических потерь исполь-
зуется уравнение Бете (модель непрерывных ионизационных
потерь):
йЕ Ne*Z , 2Е
dS 2ея£ I
где /У—концентрация атомов вещества; /—13.5Z — средняя
«энергия ионизации» атома, выраженная в электрон-вольтах.
(1.2)
8
Из формулы (1.2) видно, что торможение электронов атомами
пропорционально концентрации всех NZ электронов, принадле-
жащих этим атомам.
Следует иметь в виду, что формула (1.2) справедлива лишь
для быстрых электронов. Для медленных же электронов пользо-
ваться для расчетов этой формулой практически нельзя.
Представляет интерес для практики пространственное распре-
деление траекторий пробегов электронов и глубина пробега элек-
тронов. Траекторный пробег Rs электрона в среднем определяет-
ся начальной энергией электрона До и энергетическими потерями
в веществе:
„ Г dE 32еяЕд
5 J dE/ds WelZ ’
(1.3)
При этом считаем, что элемент ds направлен вдоль траекто-
рии движения электрона.
Обычно более интересна все же глубина проникновения R
электронов в вещество, которая определяется в направлении нор-
мали х к поверхности, т. е. это некий средний проективный про-
бег электрона. Для определения глубины проникновения элек-
тронов часто используют формулу Виддингтона— Томсона:
, (1.4)
dx 2Е
где р — плотность вещества; Ь\ — константа торможения, слабо
зависящая от величины Z.
В этом случае глубина проникновения
/?=До/(р^1). (1.5)
Здесь R выражено в см; £0— в кэВ; р — в г/см3; величина 1/Ьх
меняется в интервале 2,1 -10~6—2,54-10~6 кэВ-r-1-см2 при изме-
нении Z от 13 до 80. Уравнением (1.5) часто пользуются для
приближенных вычислений значений R.
Из сравнения формул (1.3) и (1.5) видно, что при £0//» 1
качественно оба выражения совпадают; пробег пропорционален
квадрату энергии. Однако экспериментально обнаружено, что в
интервале энергии электрона 0,3—10 кэВ зависимость глубины
проникновения от энергии выражается зависимостью R~En, где
и= 1,34-1,5.
Траекторный пробег электрона, определяемый по формуле
(1.3), представляет некое среднее значение. Траектории отдель-
ных электронов будут определяться закономерностями индиви-
дуальных процессов рассеяния. Так, у электрона, движущего-
ся в твердом теле, по случайному закону изменяются прицель-
ное расстояние, значение потенциала взаимодействия, число
столкновений и т. д. Кроме того, по мере увеличения числа
столкновений с атомами уменьшается энергия электронов и на-
9
chipmaker.ru
чинает меняться характер упругого рассеяния — от резерфордов-
ского рассеяния до диффузного. Наиболее точным методом рас-
чета индивидуальных траекторий электронов в веществе явля-
ется статистический метод Монте-Карло, основанный на моде-
лировании на ЭВМ реального случайного процесса с применени-
ем генератора случайных чисел.
Траекторию электрона разбивают на равные интервалы (ша-
ги) и в соответствии со случайным законом соударений опреде-
ляют угол рассеяния и потери энергии на единице длины. При
достаточно большом числе
вычислений (больше 300)
можно получить закон про-
странственного распределе-
ния индивидуальных траек-
торий электронов.
Рис. 1.2. Пространственное распреде- Рис. 1.3. Распределение плотности
ление траекторий электронов в веще- поглощенной энергии электронов
стве в веществе по глубине
Более простая феноменологическая модель диффузного про-
никновения электронов в вещество (модель Арчарда) предпола-
гает, что электроны сначала проходят некоторый путь Xd без
рассеяния, а затем изотропно (диффузно) рассеиваются. Если
считать, что диаметр электронного луча d0 мал (d0<&R), то по-
глощение энергии происходит в сфере радиусом m= (R—хц) с
центром сферы, находящимся на глубине
xD = '~?3-R^-^—R, (1.6)
D 2(l — i)) Z + 8
где т) — коэффициент неупругого отражения электронов от по-
Z — 4 ri
верхности вещества. Отсюда величина td =-----— R.
Z 4- 8
На рис. 1.2 показано пространственное распределение траек-
торий электронов по моделям Монте-Карло и Арчарда. Из срав-
нения видно, что подавляющая часть траекторий электронов за-
ключена в «диффузной» сфере, часть же траекторий выходит за
пределы сферы. Для практических задач важнее знать не об-
ласть распределения траекторий электронов, так как после окон-
чательного торможения электроны будут неотличимы от элек-
10
тронов вещества, а область распределения выделенной электро-
нами энергии (рис. 1.3). Плотность поглощенной веществом
энергии Q(x) по глубине определяется следующим образом:
Q(x)=— , (1.7)
dx е \ dx )9 е
где /о — плотность тока на поверхности вещества; т — время об-
лучения вещества электронами; (АЕ/йх)э— эффективные энерге-
тические потери электрона,
учитывающие диффузион-
ный характер разлета эле-
ктрона:
Рис. 1.4. Экспериментальное распре-
деление поглощенной энергии по глу-
бине в алюминии
х(з-2е Z*8 *) . (1.8)
Из рис. 1.3 видно, что
максимум энерговыделения
наблюдается на глубине
xd=6; максимальное значе-
ние поглощенной энергии в
1,5—1,7 раза больше значения энергии Qo=E0j0T/(Re), выделя
емой на поверхности. Глубина б максимального энерговыделе-
ния определяется из выражения
8 -Z+I3 ____
R Z+8 ' Z+8
(1.9)
Если учесть выражение (1.6) для полной глубины диффузии,
то можно получить из формулы (1.9) следующее неравенство:
1< —— е38/ло<2. (1.10)
Z 4- 8
Отсюда видно, что для веществ с небольшим значением Z глуби-
на максимального энерговыделения всегда меньше диффузион-
ной длины; при росте Z глубина б приближается к величине xd.
В качестве примера на рис. 1.4 показано экспериментальное
распределение поглощенной энергии по глубине в алюминии при
разных энергиях.
При анализе движения электронов в многокомпонентных ве-
ществах, например сплавах, задачу торможения и рассеяния
электронов решают, рассматривая некоторую однокомпонентную
среду, эквивалентную данному сплаву. В этом случае вводят
эффективный атомный номер
z-1 1^1
11
chipmaker.ru
где Л4= V a,Mt; здесь а,- — атомная концентрация элемента;
i-l
Mi — атомная масса; с,- — массовая концентрация элемента, при-
N
чем с« = 1; N — число компонентов сплава.
1
Подставляя в формулу (1.2) значение Z3<t> из формулы (1.11)
и среднюю энергию ионизации /Эф, можно вычислить энергети-
ческие потери.
§ 1.2. ТЕПЛОВЫЕ ЭФФЕКТЫ
ПРИ ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВОМ НАГРЕВЕ
При неупругом рассеянии электронов, как уже указывалось,
электроны передают свою энергию веществу. На первой стадии
происходит ионизация или возбуждение атомов вещества, появ-
ляются высокоэнергетичные неравновесные электроны в зоне
проводимости. В результате электрон-электронных столкнове-
ний происходит выравнивание энергии свободных электронов;
электронный газ нагревается за время т~ 10-13 с до температу-
ры Те, которая много выше температуры решетки 7",. В течение
ряда неупругих столкновений электронов с ионами решетки
(электрон-фононное взаимодействие) за время т~10“п с элек-
троны передадут избыточную энергию решетке, в результате
чего температуры электронного газа и решетки выравняются
(Те'=Т,'). Вещество при этом нагревается, так как Тг'>Т,.
На следующей стадии произойдет развозбуждение атомов ве-
щества, при котором избыточная энергия частично перейдет в
тепловую, другая ее часть будет израсходована на генерацию
электромагнитного излучения. Так как время жизни атомов в
возбужденном состоянии т^Ю-9 с, то по истечении этого време-
мени после попадания электронов луча в вещество можно гово-
рить о единой физической температуре Т системы «электроны —
решетка» и пользоваться для расчета нагрева вещества феноме-
нологическими уравнениями теплопроводности. При малых вре-
менах наблюдения (т< 10-10 с) разность Те — Ti может дости-
гать при больших плотностях выделяемой мощности несколько
тысяч кельвинов.
При расчете нагрева вещества электронным лучом, если при
этом нет фазового перехода, т. е. плавления или испарения, не-
обходимо решить уравнение теплопроводности
— а?\]Т у' г'
9CV
где a. cv — соответственно температуропроводность и удельная
теплоемкость вещества; Qv — объемная плотность мощности ис-
точника теплоты; р — плотность вещества.
12
Обычно рассматривается осесимметричный электронный луч
с гауссовым распределением плотности тока по радиусу:
2
О
где /о — плотность тока иа оси луча; Го — эффективный радиус
луча.
С учетом уравнения (1.9) вы-
ражение для объемной плотности
мощности будет иметь вид
/ _ ^+8 л
х(з-а? 4 *), (1.12)
где Qvo — объемная плотность
мощности на поверхности образ-
ца по оси луча.
Если выражение (1.12) ап-
проксимировать функцией Гаусса,
максимум которой соответствует
глубине максимального энерго-
выделения б (рис. 1.5), то распре-
деление температуры Т (г, х, t)
имеет вид
Т (г, л, 0=
гЧг2
Qvo« °
2М
Рис. 1.5. Распределение выделенной
электронами энергии по объему
вещества
\at J
X erfc Г — 48Д%т У at (1 -I-—Я d/,
где Лхт — полуширина гауссовой функции распределения по глу-
бине; 6те (0,24-0,4)/?. Расчеты по этой формуле следует прово-
дить только для режимов нагрева без перехода вещества в жид-
кую фазу. Энергия электронов Ео учитывается через параметр
б~Ео2.
Ниже показана относительная (к уровню при Е=20 кэВ)
температура поверхности образца при различных значениях
энергии:
Кремний .............
Алюминий ............
Титан ...............
Нержавеющая сталь . .
Медь.................
Вольфрам.............
Г20 кэВ Тso кэВ Т100 кэВ
1 0,78 0,353
1 0,89 0,615
1 0,615 0,13
1 0,676 0,169
1 0,982 0,939
1 1 0,974
13
chipmaker.ru
Уменьшение температуры на поверхности объясняется тем,
что источник теплоты с максимальной температурой находится
на глубине б. При увеличении энергии в 5 раз глубина б увели-
чивается в £2=25 раз.
Для материалов с хорошей теплопроводностью (медь) тем-
пература поверхности слабо зависит от энергии электронов; для
материалов примерно с той же плотностью, но со значительно
худшей теплопроводностью (нержавеющая сталь), температура
поверхности резко падает, в то время как максимальная темпе-
ратура на глубине б может превышать температуру кипения.
Вольфрам имеет значительно большую плотность, поэтому теп-
ловой источник локализуется вблизи поверхности, а относитель-
но высокая теплопроводность позволяет выравнять температуру
по глубине.
Относительно просто решается задача о поверхностном испа-
рении материала. В этом случае считается, что при достаточно
большой плотности мощности электронного луча происходит ис-
парение вещества без перехода в жидкое состояние (сублима-
ция). Потерями на теплопроводность и лучистое теплоиспуска-
ние можно пренебречь. Энергетический баланс можно записать
следующим образом:
р£исп$ДА=РД/,
где р — плотность материала; L„cn — теплота испарения; S —
площадь энерговыделения луча; ДА— глубина испаряемого ма-
териала за время Д/; Р — тепловая мощность, выделяемая элек-
тронами. При действии луча в течение времени t глубина лунки
на образце равна
А (т)=^//(р£исп),
где q=P]S — плотность мощности. В данном приближении счи-
тается, что область испарения материала находится в адиабати-
ческих условиях, температура поверхности всегда равна темпера-
туре испарения.
Практически такой режим встречается достаточно редко; да-
же при размерной обработке (сверлении, фрезеровании) всегда
существует теплоотвод благодаря теплопроводности материала,
находящегося в твердой фазе. В этом случае граничные условия
на поверхности (х=0) при Т=Тксп равны q=pLHCndh/dt—
—ХдТ/дх, где Ahj&t — скорость испарения материала; X— тепло-
проводность материала.
Решая уравнение теплопроводности при данном граничном
условии, в первом приближении можно получить выражение для
скорости испарения:
14
q , ।
где a — температуропроводность материала, -v=——(1 -|-e) —
Р^нсп
скорость испарения материала при отсутствии теплоотвода; е=
= ^.исп. <-1 (например, для Си, Au, Fe е~0,2). При малых вре-
дней
менах нагрева (о2/а^0,1) скорость испарения резко растет, но
всегда оставаясь меньше v. Затем по мере роста времени нагрева
она стремится к постоянному значению: dh/dt-^v. Такой харак-
тер испарения приводит к нелинейной зависимости h(t).
Наиболее сложен для анализа случай плавления материала
при скорости выделения тепловой энергии, превышающей ско-
рость ее отвода за счет теплопроводности, теплового излучения
и испарения с поверхности. В этом случае осуществляется глу-
бокое проплавление материала в специфическом режиме «кин-
жального» проплавления, когда отношение глубины проплав-
ления h к диаметру электронного луча d может достигать вели-
чины 40—50. Характерной особенностью такого режима
является то, что глубина проплавления значительно превышает
глубину проникновения электронов в твердую фазу. Макси-
мальная глубина проникновения зависит от удельной мощности
электронного луча и от времени обработки и на несколько по-
рядков превышает траекторный пробег электронов в твердой
фазе.
Если не наблюдается режима глубокого проплавления, то
для оценок можно использовать выражение для глубины про-
плавления Л, которое получено при тех же граничных условиях,
что и формула (1.13):
й=^9т/Г(СГпл+4л)р+5к(^- + ^) rj , (1.14)
/ I \UX Z.CL } J
где т— время облучения; Епл— теплота плавления материала.
Для большинства металлов отношение Епл/ЕПсп=0,034-0,05.
Уравнение (1.14) можно переписать в виде
। I 2сТпл f । I 2ат \ 1
2 (сГпл + £пл) р Lnn \ d'i ) J
Из этого выражения видно, что в начале воздействия электрон-
ного луча (малые т) глубина проплавления линейно зависит от
времени облучения т; при больших временах облучения скорость
проплавления замедляется и при t>2d2Lnn/(асТпл) глубина h не
увеличивается. При глубоком («кинжальном») проплавлении
глубина h зависит от большого числа факторов.
На поверхности расплавленного металла действуют силы, ко-
торые стремятся прогнуть поверхность расплава и вытеснить
расплавленный металл из зоны воздействия луча, образуя кра-
тер. Они обусловлены давлением электронного луча рэл и реак-
тивным давлением испаряющихся частиц рисп. Силы уравновеши-
ваются гидростатическим давлением столба жидкости рг и сила-
15
chipmaker.ru
ми поверхностного натяжения жидкого металла рп.н- Из условия
баланса всех сил можно определить радиус канала /?к (рис. 1.6):
/?к=------, 2° ,
F 2kT/M - рАк
где о — коэффициент поверхностного натяжения; ии— скорость
испарения материала при температуре Т\ р — плотность жидкого
металла; М — молекулярная масса материала расплава; hK~
глубина кратера; k — постоянная Больцмана. При увеличении
мощности луча увеличивается скорость
vH, следовательно, радиус кривизны RK
будет уменьшаться, но для сохранения
баланса сил глубина кратера hK долж-
на увеличиться.
Параллельно развивается процесс
взрывного вскипания вещества, в об-
разовавшемся канале возникает удар-
ная волна, которая выносит жидкую
фазу из полости канала наружу. При
наличии парообразного состояния в
канале происходит увеличение длины
пробега электронов и, следовательно,
дополнительный разогрев дна канала
от электронной бомбардировки. Воз-
можно также усиление нагрева из-за
Рис. 1.6. Образование паРо- Дополнительной фокусировки элект-
плазмеиного канала при глу- ронного пучка положительными иона-
боком проплавлении ми паров металла в канале. Процесс
образования канала при действии
столь большого числа сил неустойчив. Экспериментально уста-
новлено, что паровой канал в зоне воздействия пучка периоди-
чески открывается за время порядка 1 мс. Весь процесс образо-
вания глубокого канала носит пульсирующий характер. Дейст-
вие столь большого числа факторов не позволяет построить
удовлетворительную модель формирования «кинжального» ка-
нала, поэтому приходится пользоваться в основном эмпириче-
скими соотношениями.
§ 1.3. ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ
С ЭЛЕКТРОННЫМ НАГРЕВОМ МАТЕРИАЛА
В технологических процессах нагрева электронным лучом обес-
печиваются плотности мощности <7=10-4-10® Вт/см2. При этом
нагрев без плавления обычно осуществляют при <?<104 Вт/см2,
плавление — при q= 104-4-106 Вт/см2 и испарение — при 9 =
= 106-?108 Вт/см2. Выбор конкретного значения плотности мощ-
ности определяется физическими характеристиками материала
и видом обработки. Например, используя электронный поток с
16
q= 104 Вт/см2 для плавления металла, нужно иметь в виду, что
на плавление расходуется примерно 35% энергии луча; 60% ее
отводится в объем металла и 5% уносится с испаряемыми части-
цами.
Обработку можно вести как несфокусированным, так и сфо-
кусированным (лучевым) электронным потоком.
Обработка несфокусированным пучком
Нагрев несфокусированными потоками электронов использу-
ется в основном для обезгаживания материала деталей, рекрис-
таллизации пленочных композиций перед механической обра-
боткой в вакууме или диффузионной сваркой. Эти процессы це-
лесообразно проводить в вакуумных устройствах больших
объемов с вмонтированными в камеры ленточными или прово-
лочными катодами. Обычно катоды устанавливаются по окруж-
ности вокруг изделия, на которое подается напряжение. При
отключенном анодном напряжении возможен нагрев излучени-
ем от термокатодов и предварительное обезгаживание деталей.
Нагрев электронной бомбардировкой осуществляется при уско-
ряющих напряжениях до 10 кэВ.
Переплав материалов используется в технологии особо чис-
тых материалов, а также материалов, обладающих повышенной
химической активностью и термической стойкостью. Металлы в
результате вакуумного переплава очищаются от легколетучих
примесей, в них снижается концентрация растворенных газов, а
пластичность повышается.
В отличие от высокочастотного переплава при электронном
переплаве уменьшается вероятность загрязнения примесями.
В установках с несколькими пушками можно переплавлять не-
сколько металлов одновременно, получая сплав требуемого
состава. В технологических системах с катодом в виде кольца,
внутри которого размещается переплавляемый слиток, можно
осуществить очистку материала методом зонного переплава.
Концевые участки слитка, обогащенные примесями, удаляют.
В результате вакуумного зонного переплава концентрация при-
месей в полупроводниковых материалах может быть снижена до
10—6—10—7 атомных процентов. При обработке многокомпонент-
ных сплавов на основе железа наблюдается относительное уве-
личение в них содержания W, Mo, V, Si вследствие их меньших
скоростей испарения по сравнению с железом, тогда как концен-
трация Си и Мп в переплавленном материале уменьшается.
Электронная плавка используется также для выращивания
монокристаллов по методам Чохральского и Вернейля. По пер-
вому методу из расплава с определенной температурой, поддер-
живаемой бомбардировкой электронами, вверх с помощью
предварительно ориентированной затравки вытягивают моно-
кристаллический слиток. В бестигельном методе Вернейля ма-
териал в виде порошка подается на поверхность расплава. Эта
17
chipniaker.ru
поверхность непрерывно разогревается электронной бомбарди-
ровкой. Монокристалл вытягивается вниз со строго контролируе-
мой скоростью.
Электронно-лучевая обработка
Электронно-лучевые процессы реализуются при воздействии
сфокусированного электронного луча на материал.
При этом материал можно располагать не только в плоскости
наименьшего сечения луча. Изменение поперечного сечения луча
вне плоскости фокусировки зависит от расстояния z от этой плос-
кости:
d? (z) =do -J- 4a2z2,
где a — апертура луча. Так, при a= 10~2 уже на расстоянии 50 мм
диаметр пучка увеличивается на 1 мм, что позволяет уменьшить
плотность мощности на объекте обработки.
Сварка электронным пучком. Процесс можно вести при низ-
ком ускоряющем напряжении (до 30 кВ), среднем (до 60—
80 кВ) и высоком (до 200 кВ). Электронный пучок на поверхно-
сти стыка материалов фокусируют в пятно диаметром от 0,1 мм
до нескольких миллиметров, что при мощности сварочных пушек
1—100 кВт позволяет достигать плотностей мощности 9=1054-
107 Вт/см2.
Изменяя параметры процесса, можно получать различные
соотношения глубины h проплавления к ширине d шва. По на-
значению этого соотношения различают следующие режимы
сварки: мягкий (h^d), переходный (h^d), жесткий (h>d),
с «кинжальным» проплавлением (Ji3>cf). Глубокое проплавле-
ние достигается при относительно малом вводе тепловой мощ-
ности в материал.
Простота управления параметрами пучка во времени и про-
странстве позволяет реализовать как непрерывную, так и им-
пульсную обработку; выполнять швы сложной конфигурации.
Выбор режима сварки зависит от теплофизических свойств ма-
териалов, конструкции сварного соединения и требуемой гео-
метрии зоны проплавления.
Для формирования шва сфокусированный электронный пу-
чок должен перемещаться вдоль линии соединения с определен-
ной скоростью V. При непрерывном процессе сварки чаще всего
соблюдают соотношение hjd= 1. Глубина проплавления при низ-
ких и средних ускоряющих напряжениях зависит от мощности
пучка. Если пренебречь рассеянием электронов в парах материа-
ла, то сила тока луча и ускоряющее напряжение примерно оди-
наково влияют на глубину проплавления. При высоких ускоряю-
щих напряжениях значительная часть мощности расходуется иа
ионизацию паров в области кратера проплавления.
18
Прн транспортировке пучка к свариваемым материалам элек-
троны соударяются с молекулами остаточных газов и паров ма-
териала и рассеиваются. Значительное расширение луча наблкь
дается уже при давлении 1—10 Па. При числах соударений
т?>20 происходит уменьшение отношения /г/с?, а при 104
электроны рассеиваются под углом более 10° к первоначальному
их направлению и сварку осуществлять уже невозможно. Поэто-
му в сварочных камерах поддерживают вакуум р<10~2 Па.
Однако при ускоряющих напряжениях более 125 кВ и рассто-
янии от выходного отверстия пушки до детали в несколько мил-
лиметров можно выполнять сварку с отношением /г/с/=14-5 да-
же при атмосферном давлении. Установлено, что при силе тока
пучка, выходящего в атмосферу, порядка 30 мА плотность газа
в области потока электронов снижается в 8 раз — в результате
возможно подведение к поверхности материала потока электро-
нов с достаточной для сварки плотностью.
Одной из проблем сварки является требование ограничения
степени закалки и предотвращения появления закалочных тре-
щин. Для этого необходимо снизить скорость нагрева (dT/d/),
например, предварительно подогревая области, прилегающие к
будущему шву, до температуры 150—400°С. Подогрев можно
проводить расфокусированным электронным потоком, сканируя
им вдоль и поперек шва и создавая тепловые поля с необходи-
мыми характеристиками. При этом используют пилообразную,
меандровую, круговую или синусоидальную развертку.
Для полного или частичного восстановления свойств исход-
ного материала в зоне шва в качестве заключительной опера-
ции проводят термический отжиг, технологически осуществляе-
мый, как и предварительный подогрев. Однако по сравнению с
исходным материалом зона шва может быть обеднена летучими
компонентами и первоначальные свойства материала целиком
восстановить не удается.
Выполнение сварных швов со сложными траекториями тре-
бует использования специальных поворотных столов, позволяю-
щих перемещать детали в разных направлениях с определенны-
ми скоростями.
Для высокой производительности в устройствах электронно-
лучевой сварки применяют входные и выходные шлюзовые ка-
меры, транспортеры для загрузки и выгрузки изделий из ваку-
умной камеры. Управление всеми этими узлами, особенно в се-
рийном производстве, целесообразно осуществлять с помощью
управляющей вычислительной машины.
Особый интерес представляет проведение сварки с глубоким
так называемым «кинжальным» проплавлением, когда можно
достичь отношения hld=^Q>. Этот режим характеризуется боль-
шими ускоряющими напряжениями и плотностями мощности
q> 107s- Ю8 Вт/см2. Так как глубина проникновения электронов
в материал пропорциональна /72уСк, то основное выделение энер-
19
chipmaker.ru
гии происходит под поверхностным слоем. Перегрев в глубине
материала не компенсируется отводом теплоты за счет теплопро-
водности. Поэтому возникает пароплазменный канал с высоким
давлением пара. Давление пара определяется температурой и
может достигать значений от нескольких сотен до тысяч паска-
лей в зависимости от вида материала.
Канал с радиусом 7?к, как указывалось в § 1.2, периодически
перекрывается жидкой пленкой, сквозь которую электроны пуч-
ка проходят с малыми потерями (см. рис. 1.6). Энергия потока
электронов затрачивается поэтому в основном на испарение ма-
териала у основания канала — в результате в нем еще более
возрастает давление паров на величину ре. Непосредственно
после вскипания материала концентрация частиц пара возраста-
ет до 1016—1018 см-3. Она достигает критического значения, вызы-
вая разрыв пленки, когда часть парового потока ионизируется и
становятся возможными электронно-плазменные взаимодействия.
Результатом этих взаимодействий, как и многократных упругих
взаимодействий электронов, является размытие потока и рассея-
ние электронов на боковые стенки. При рассеянии их до 90—95%
от общего потока энергия пучка тратится на образование жидкой
фазы. Жидкая фаза вытесняется вверх реактивной силой паров
и снова замыкает канал в его верхней части. Вследствие перио-
дичности процессов внутри канала наблюдается волнообразный
характер его сечения по глубине. При критическом давлении па-
ра перед разрывом пленки пучок отдает в вещество наибольшую
энергию, зона теплового воздействия расширяется.
На определенном этапе рассматриваемого процесса может
проявляться эффект ионной фокусировки электронного пучка,
когда ионизированная паровая компонента действует как элек-
тростатическая линза.
Определить значение критического давления можно из равен-
ства сил, действующих на жидкую пленку (силы давления паров
Рисп и силы поверхностного натяжения рп.н), тогда ркР=2о//?0.
где Ro — радиус жидкой пленки на поверхности; о — коэффици-
ент поверхностного натяжения.
Расчеты для расплава железа показывают, что при о= 1,5 Н/м
величины Ро=1.5-1О-4 м; ркр«20 кПа («150 мм рт. ст.). Если
рассмотреть пленку над паровым каналом в состоянии динамиче-
ского равновесия, то можно оценить температуру Тк внутри кана-
ла по измеряемой температуре жидкой пленки Тп:
^к=^п[аРкр/(2рил)2]2,
где коэффициент а учитывает геометрию и изменяется в зависи-
мости от величины h2 по закону косинуса; рпл— давление паров
материала при соответствующей температуре пленки.
Ориентировочные расчеты подтверждают, что при температу-
ре поверхностной пленки 7' = 2400°С на дне канала глубиной h =
20
= 10 мм должны периодически достигаться температуры Т
~4900°С, т. е. выше температуры поверхности на 2500°С.
В режиме «кинжального» проплавления ширина швов b
уменьшается пропорционально величине У 7/уск - Если прибли-
женно считать сечение канала постоянным, то изменение глуби-
ны h плавления при изменении ускоряющего напряжения можно
рассчитать по формуле
^2 = ^1 U уск1/Е^уск2>
откуда
h\/b\ _^уск!
Лг/^2 Uyoa
В некоторых технологических процессах весьма существен-
ным может оказаться тепловое воздействие иа области, примы-
кающие к «кинжальному» каналу. В этих граничных областях
возникают высокие градиенты температуры, а тепловая волна
имеет малую протяженность. С целью снижения температуры на-
грева прилегающих областей целесообразно использовать им-
пульсные режимы обработки.
При скважности импульсов G«0,l наблюдается слабое обра-
зование жидкой фазы и процесс проплавления может перейти в
процесс образования отверстия. Изменяя скважность в пределах
G = 0,25-=-l, можно регулировать количество жидкой фазы и из-
менять температурное поле в прилегающих ко шву облас-
тях.
Размерная обработка производится с помощью остросфокуси-
рованных потоков электронов с плотностями мощности q~^
^5-108 Вт/см2. Она основана на интенсивном испарении мате-
риалов из зоны воздействия пучка с минимальным образованием
жидкой фазы. Этот вид обработки используется для формирова-
ния планарных изображений, подгонки электрических номиналов
элементов тонкопленочных схем, обработки изделий из таких ма-
териалов, как кремний, германий, керамика, ферриты, керметы
и т. д. Мощность установок для этих целей в непрерывном режи-
ме обычно не превышает 1 кВт, а в импульсном— 15 кВт. Дли-
тельность импульсов выбирают в диапазоне тИмп= 10“74-10"3 с,
реализуя моноимпульсный или многоимпульсный режим.
Результат размерной обработки зависит от теплофизических
свойств материала (температуры плавления, теплопроводности,
удельной теплоемкости и плотности). Профиль канала и его диа-
метр зависят от параметров процесса; плотности мощности q,
длительности импульса тИСп, силы тока в импульсе /ИМп, положе-
ния фокуса относительно поверхности.
При больших плотностях мощности и ускоряющих напряже-
ниях порядка 100—175 кВ в зоне обработки возникают очень
высокие температуры и температурные градиенты («10® К/см).
21
chipmaker.ru
Все известные материалы при таких условиях плавятся и затем
испаряются или же сублимируются.
Скорости испарения, выраженные обычно в г/(см2-с), можно
оценить по формуле Дэшмана
1ё^сП=С-0,51еТ-Д/Л
где С и В — табулированные постоянные.
Начало интенсивного испарения наблюдается при превыше-
нии критической мощности, вводимой в твердое тело:
Ркр=4а£ис„р8/^2,
где а — температуропроводность; Лисп— удельная энергия испа-
рения; р — плотность материала; б — глубина проникновения
электронов в вещество; d — диаметр электронного потока.
Для реализации процесса размерной обработки целесообраз-
но использовать импульсный режим, когда между импульсами
вещество охлаждается. При длительности импульса тИМп погло-
щаемая энергия вызывает удаление (испарение) материала до
глубины ДА, тогда, обозначив через S — площадь обработки, а
через Lhch — теплоту испарения материала, из закона сохране-
ния энергии имеем
Р^-исп^Д А == 9^имп-
Тогда
ДА ^имп^Р^-исп1-* )•
В многоимпульсном режиме размерной обработки скваж-
ность импульсов рекомендуется выбирать с учетом неравенства
рДААиспа/(^„)2 <G < 0,1.
Импульсные режимы эффективно применяются, например,
для обработки пленочных многослойных структур. Толщина обра-
батываемых пленок обычно не превышает 100—10 нм. Особенно-
стью установок для обработки таких структур является примене-
ние электронных пушек с большими фокусными расстояниями и
значительным полем отклонения луча (несколько десятков квад-
ратных сантиметров), когда амплитуда отклонения может быть
в 3000 раз больше диаметра сфокусированного луча. Размер-
ной обработке обычно подвергаются металлические и полупро-
водниковые пленки на стеклянных, керамических и ситалловых
подложках. Несмотря на то что для обработки слоистых струк-
тур используется относительно низкая (до 20—50 кэВ) энергия,
основное ее поглощение происходит все же в подложках. При
этом существенным становится соотношение плотностей материа-
лов пленки и подложки. От этого соотношения зависит перерас-
пределение удельной мощности:
Ал Атолл-
РпоЯл
22
Квазиадиабатический разогрев пленки наблюдается в тех слу-
чаях, когда в пленке полуширина температурного профиля от
мгновенного источника теплоты остается меньше радиуса сфо-
кусированного пятна Гф. Это требование соблюдается при
/«^/(4а„одл) (1.15)
и
/<4/(4лсл), (1.16)
где dn— диаметр зоны воздействия электронов пучка на под-
ложке.
Если выполняется только неравенство (1.15), то между сло-
ем и подложкой существует теплообмен. Вследствие этого в слое
и прилегающей к нему области подложки распределение темпе-
ратур видоизменяется: зона теплового нагрева пленки увели-
чивается.
При соблюдении обоих условий (1.15) и (1.16) температуру
пленки можно оценить по соотношению
Гсл(г, 2=0)=-^Тподл(г, z=0).
Сел
ГДе Сподл И Сел — теплоемкости материалов; Гподл (г, z=0) —
температура чистой подложки без пленки.
При выборе параметров процесса обработки часто желатель-
но, чтобы температура не превышала допустимой для данного
материала. С учетом критической вводимой мощности скорость
движения луча при размерной обработке объекта ориентировочно
рассчитывают по формуле
--------^(1-*) --------
Г L hd\a
fh +-------5—2-------
L Ч In (?/?*)
где k=0,14-0,2 — коэффициент перекрытия; dn — диаметр луча;
dp — ширина зоны обработки (dp>dn); h — глубина обработки;
q— удельная мощность на поверхности; пп~Ю5 см/с — скорость
разлета частиц пара; ^*=р£и<;11рга/тимп — критическая мощ-
ность.
Напыление пленок электронно-лучевым испарением материа-
ла. В последние годы интенсивно развиваются и уже широко
применяются в промышленности электронно-лучевые методы на-
несения пленок. Так как процесс проводится в вакууме, а испа-
рение материала происходит из расплава, находящегося обычно
в водоохлаждаемом тигле, то получаемые пленки характеризу-
ются малым содержанием нежелательных примесей. Кроме того,
высокая температура напыляемой поверхности, поддерживаемая
прямым разогревом электронной бомбардировкой, стимулирует
процессы термического разложения загрязнений и глубокое обез-
гаживание материала.
23
chipmaker.ru
Нанесение многокомпонентных пленок из сплавов с постоян-
ной подпиткой ограничено в этом методе интервалом температур,
в котором давление паров компонент различается не более чем
на три порядка. Можно получать покрытие из труднолетучих и
тугоплавких материалов: А12О3, SiO2, стекол, карбидов, но при
этом наблюдается их повышенная диссоциация.
Особенно широкое применение находит электронно-лучевое
нанесение пленок в микроэлектронике, где используется боль-
шая номенклатура самых различных материалов. Плотность
мощности на поверхности расплава выбирают в диапазоне 104—
107 Вт/см2 при скорости испарения 10-5—10-2 г/(см2-с). Скорость
испарения материала, выражаемую в г/(см2-с), рассчитывают
по формуле Ленгмюра:
/7и=4,4 Л О-4АрК7Й7Т,
где А — коэффициент испарения (для идеального испарителя
А=1); р — упругость пара при данной температуре, Па; М — мо-
лекулярная масса испаряемого вещества; Т — температура рас-
плава, К.
Наибольшее распространение в процессах напыления пленок
получили системы с поворотом электронного потока на угол 180—
270°. В таких испарителях силовые линии магнитного поля в об-
ласти прохождения потока имеют выпуклую форму. В резуль-
тате происходит сжатие ленточного луча в направлении, перпен-
дикулярном плоскости поворота луча. Поперечная фокусировка
трансформирует луч ленточной формы вблизи поверхности рас-
плава в поток с сечением, близким к круговому. Плотность мощ-
ности возрастает. Ее регулирование можно осуществить изме-
нением ускоряющего и фокусирующего напряжений. Мощность
встраиваемых в установки излучателей не превышает 15 кВт.
Одной из проблем при нанесении покрытий является обеспе-
чение равномерности их толщин по площади подложек. Рас-
пространение пара в пространстве из малой по размерам зоны
его генерации описывается зависимостью
<p(a)=<p0cosa,
где <р0 — поток пара при а = 0; а — угол между направлением
распространения частиц пара и нормалью к поверхности распла-
ва. На практике более справедлива зависимость
<f>(a)=<f>0cos"a,
где п> 1.
Для получения равномерных покрытий подложки размещают
на поверхностях с равной плотностью осаждения частиц пара,
перемещают подложки относительно парового потока, например
закрепляя их на плоском или сфероидальном держателе, накло-
ненном к оси испарителя и оснащенном приводом с планетарным
24
механизмом. Целесообразно применять источники пара с большой
площадью испарения.
Увеличить скорость нанесения пленок можно повышая мощ-
ность электронного потока, так как упругость пара зависит от
температуры поверхности испарителя приблизительно экспонен-
циально. Однако с определенного значения мощности рост ско-
рости прекращается вследствие значительных затрат энергии на
рассеяние, возбуждение и ионизацию паров. Отмечается также
рассеяние электронов пучка в генерируемой им плазме в потоках
с повышенной плотностью пара (18, 19, 20].
§ 1.4. УСТАНОВКИ ДЛЯ ТЕРМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ
ЭЛЕКТРОННОЙ ТЕХНОЛОГИИ
Систематические разработки устройств электронно-лучевого на-
грева начались только в конце 30-х годов XX в., а серийный их
выпуск начат в конце 50-х годов. В настоящее время как зару-
бежные фирмы, так и отечественные предприятия выпускают
установки с мощностью пучка от 1200 кВт для плавки металлов
до 1 кВт для размерной прецизионной обработки изделий микро-
электроники с поперечными размерами луча менее 1 мкм.
При большом многообразии установок им присущи общие
технические характеристики, типовые узлы и компоновочные
схемы.
Общие характеристики термических электронных
установок
В зависимости от конкретного вида технологического процесса,
выполняемого на установке (нагрев, плавление, сварка, нанесе-
ние пленок, размерная обработка и т. д.), на поверхности объек-
та обработки требуется обеспечить и поддерживать определен-
ную плотность мощности. Плотность мощности может лежать в
большом диапазоне: от 102 Вт/см2 (при нагреве поверхности) до
107 Вт/см2 (при испарении) и даже достигать значения
5-Ю8 * 10 Вт/см2 (при размерной обработке со взрывообразным ис-
парением). Регулировать плотность мощности легко, если из-
менять силу тока луча /л, ускоряющее напряжение Пуск и попе-
речные размеры потока на поверхности объекта обработки. Уп-
равляя геометрическими, временными и энергетическими пара-
метрами пучка можно реализовать различные режимы обра-
ботки.
Источник потока электронов, обычно выполняемый в виде
съемной пушки, должен обеспечивать необходимую силу тока,
стабильную в течение всего технологического процесса. Учиты-
вая, что все тепловые воздействия сопровождаются значитель-
ным газовыделением из материалов, следует в конструкциях ус-
25
chipmaker.ru
тановок предусматривать использование таких эмиттеров элек-
тродов, которые были бы устойчивы к ионной бомбардировке,
или же предотвращать попадание на эмиттер ионов, специаль-
но искривляя траекторию электронного луча.
Для формирования потока электронов и транспортировки его
к объекту необходим вакуум. Внутри электронных пушек ва-
Рис. 1.7. Типовая схема электронно-
лучевой технологической установки:
1 — управляющая ЭВМ; 2 — управляющее
устройство перемещения объекта; 3 — кон-
трольное устройство; 4 — блок отклонения
луча; 5 — блок фокусировки; 6 — высоко-
вольтный выпрямитель; 7 — блок питания
модулятора; 8 — блок питания катода;
5—катод электронной пушки; 10 — моду-
лятор; // — система откачки пушки; 12—
изолятор; 13 — анод; 14 — фокусирующая
магнитная катушка; 15 — катушка откло-
нения луча; /6—система визуального кон-
троля зоны обработки; 17 — объект; 18 —
вакуумный шлюз; 19— механизм крепле-
ния и перемещения объекта; 20— система
откачки рабочей камеры; 21 — рабочая ка-
мера
куум поддерживают на уров-
не 10-3—10-4 Па, а в техно-
логических камерах 10-2—
10~3 Па. Вследствие значи-
тельных габаритов камер и
газовыделения с их стенок и
с объекта вакуумные систе-
мы установок должны обла-
дать высокой производи-
тельностью.
Одним из существенных
преимуществ электронного
луча перед традиционными
инструментами воздействия
на вещества является прак-
тически безынерционное уп-
равление им. С помощью
фокусирующих — магнит-
ных и электростатических —
полей можно формировать
луч требуемого сечения, а
также направлять, отклоняя
его, в определенную зону
объекта обработки. Откло-
нение луча по программе,
например с помощью управ-
ляющей ЭВМ, позволяет
резко повысить производи-
тельность процессов, точ-
ность и воспроизводимость
их результатов. Регулируя
силу тока накала катода
или напряжение на управляющем электроде (модуляторе), мож-
но плавно и с высокой скоростью изменять общую силу тока лу-
ча. Повысить производительность можно также используя ваку-
умные шлюзы, многоместные держатели, транспортирующие уст-
ройства и специальные координатные столы.
Так как электронный луч очень чувствителен к электриче-
ским и магнитным полям, то в электронных установках долж-
на быть предусмотрена стабилизация ускоряющего и фокусиру-
ющих напряжений, сил токов питания фокусирующих и отклоня-
ющих магнитных систем.
26
Хотя КПД электронно-лучевого нагрева при включении объек-
та обработки анодом может быть близким к 100%, некоторая
доля мощности теряется в установке при транспортировке пуч-
ка, в частности вследствие перехвата части электронов анодом
пушки. Если же вторичные электроны имеют возможность до-
стигать стенок камеры, то до 20—30% мощности может быть
рассеяно на камере. Это требует применения принудительного ох-
лаждения части узлов установок.
Для контроля параметров технологического процесса и элек-
тронного потока в установках целесообразно использовать вто-
ричные процессы: вторичную электронную эмиссию, ионизацию
паров и остаточных газов. Распределение плотности тока в пучке
и его форму контролируют с помощью специальных проволоч-
ных зондов.
Итак, к основным общим характеристикам термических элек-
тронных установок относятся: тип электронной пушки, сила тока
луча, ускоряющее напряжение, максимальная мощность установ-
ки, минимальный размер сфокусированного пучка на объекте,
плотность мощности, степень стабилизации напряжений и токов
в узлах установки, вакуум в электронной пушке и рабочей ка-
мере, расход охлаждающей жидкости, габаритные размеры ра-
бочей камеры и всей установки.
Так как выполнение конкретного процесса требует выбора ус-
тановки с необходимыми техническими параметрами, то промыш-
ленностью в основном выпускаются специализированные по ви-
дам процессов устройства. Однако общие компоновочные схемы
электронно-лучевых установок (рис. 1.7) различаются незначи-
тельно. В той или иной установке могут отсутствовать отдельные
узлы, роль которых несущественна для реализации выбранного
процесса, однако при этом могут снизиться стоимость, умень-
шиться габариты и облегчаются условия эксплуатации.
Основные узлы термических электронно-лучевых
установок
Электронная пушка является одним из основных узлов всех
электронных установок. В зависимости от ее типа и конструк-
ции поток электронов может быть сформирован в виде луча
круглого сечения, ленты, клина, кольца, иметь различную энер-
гию в выбранном диапазоне, быть стационарным или импульс-
ным.
Эмиттером электронов в пушках с небольшими силами тока
пучка служат металлические (вольфрамовые и танталовые) тер-
мокатоды прямого действия, конструктивно выполняемые в ви-
де V-образных проволочек, стержней, спиралей, таблеток. Од-
нако срок службы таких эмиттеров ограничен и обычно не пре-
вышает 20—50 ч, а вследствие их возможной деформации меня-
ются характеристики пушки.
27
chipmaker.ru
Большая удельная эмиссия при пониженных рабочих темпе-
ратурах (до 200 А/см2 при 1400°С), а также устойчивая эмиссия
в диапазоне давлений от 10-2 Па и ниже обусловили широкое
применение в установках с периодическим напуском атмосферы
гексаборидлантановых катодов (LaBe) косвенного действия. Для
их разогрева используются вольфрамовые подогреватели или же
электронный подогрев от дополнительного термокатода. По-
следний способ часто используется в пушках, работающих в ус-
ловиях интенсивной ионной бомбардировки эмиттера. Такие пуш-
ки требуют вспомогательного источника анодного напряжения
до 2—3 кВ.
Для оценки плотности тока, А/см2, с металлических катодов
используют выражение Ричардсона — Дешмана:
j=А Т2 exp (— eylkT),
где А — постоянная [теоретическое значение ее 120 А/(см2-К2)];
Т — температура катода, К; е<р— работа выхода материала ка-
тода, эВ; k — постоянная Больцмана.
У металлических термокатодов в виде острия радиусом по-
рядка 1 мкм на разогреваемом основании дополнительно к тер-
моэмиссии наблюдается увеличение силы тока вследствие авто-
эмиссионных процессов с острия. В таком случае плотность то-
ка, например, для вольфрамового катода, составит
/=6,2-10-6
р t U'^2\
— ехр - 6,9-107 —) ,
и Ц Е J
где Е — напряженность электрического поля у острия, В/см; V—
потенциал работы выхода, В.
Для сильноточных электронных потоков целесообразно ис-
пользовать плазменные эмиттеры на основе тлеющих или дуговых
разрядов. Максимальная плотность тока с границы плазмы мо-
жет быть определена по формуле
(1.17)
где пе — концентрация электронов в плазме, м-3; е — заряд элек-
трона, Кл; Те — температура электронного газа, К; т —масса
электрона, г. Если принять Ге=104 К, Пе=1018 м~3, то / =
= 103 А/см2, что в 103 раз больше, чем у вольфрамового катода.
Чаще всего для эмиссии электронов используют разряд в аргоне,
реже — в водороде и воздухе.
Для поддержания плазмы используют разряд Пеннинга при
напряжении между электродами около 1,5—2 кВ, давлении
10-2—10~3 Па и затрачиваемой мощности до 1 кВт. Для устой-
чивого существования разряда на межэлектродный промежуток
накладывают постоянное магнитное поле с индукцией до 0,05 Тл.
Расход воздуха составляет 50—100 атм-см3/ч. Концентрация элек-
28
тронов в плазме в основном зависит от силы тока разряда, но с
повышением напряжения на разрядном промежутке значитель-
ное влияние начинают оказывать расход газа и его давление.
Повысить концентрацию электронов можно, если сжать плаз-
му стенками сужающегося полого электрода или воздействовать
на нее магнитным полем, концентрируя зону разряда в малом
объеме. Такое двойное контрагирование плазмы происходит в ду-
Рнс. 1.8. Конструкция дуоплазматронной плазменной электронной
пушки
29
r.ru
оплазматронах. В них разряд зажигают между термокатодом или
холодным полым катодом и анодом, в котором имеется эмиссион-
ное отверстие диаметром 0,3—2 мм. Конструктивно такая элек-
тронная пушка оформляется в камере 1 (рис. 1.8), откачиваемой
отдельно от рабочей камеры установки. В камере через высоко-
вольтный изолятор 4 закреплены катодный узел со сменной воль-
фрамовой спиралью 2, водоохлаждаемый промежуточный элек-
трод 5 и основной анод 3. Промежуточный электрод и корпус ано-
да изготовлены из стали и служат магнитопроводами. Магнит-
ное поле создается катушкой 6. В зазоре по оси между анодом и
промежуточным электродом обеспечивается резко неоднородное
магнитное поле для сжатия плазмы. Рабочий газ (аргон) пода-
ется в полость промежуточного электрода через регулируемый
натекатель с расходом порядка 10 см3/ч, при этом в разрядной
камере давление составляет 5—10 Па. Максимальное давление
ограничено возможностью пробоя, а минимальное — погасанием
дуги.
При включении напряжения между термокатодом и промежу-
точным электродом внутри последнего зажигается несамостоя-
тельный разряд. Он инициирует образование дугового разряда
между основным анодом и катодом после включения анодного
напряжения. Плазма дуги сжата в канале промежуточного элек-
трода и затем в разрыве магнитной цепи на выходе из него.
Со стороны плазмы анод окружен слоем пространственного
заряда. Этот заряд формирует границу плазмы, и она не выходит
значительно за пределы эмиссионного отверстия. Магнитное поле
с индукцией порядка 0,2 Тл сконцентрировано в малом зазоре
между цилиндрическим промежуточным электродом и анодом.
Поле дополнительно сжимает плазменный разряд, увеличивая
концентрацию заряженных частиц до 6-1014 см-3. В зависимости
от силы тока разряда, вытягивающего напряжения и расстояния
между анодом и ускоряющим электродом, форма границы плаз-
мы в области эмиссионного отверстия может быть плоской, вы-
пуклой или вогнутой. Последняя форма способствует начальной
фокусировке электронного потока.
Степень ионизации рабочего газа в этой области близка к
100%. Для извлечения электронов с границы плазмы и началь-
ного формирования потока используется конический вытягива-
ющий электрод 7. Обычно он заземлен, а все детали дуоплазма-
трона находятся под высоким отрицательным потенциалом. По-
ток электронов выходит в камеру через вакуумный патрубок 8,
где он фокусируется магнитной линзой и отклоняется полем ка-
тушек.
Типовой режим работы рассмотренного источника: сила тока
разряда дуги 0,1—12 А при напряжении горения дуги 50—150 В;
сила тока пучка до 1,5 А при вытягивающем напряжении до
30 кВ. Даже при относительно малых токах разряда (2—1,5 А) и
расходах газа плотность тока с границы плазмы составляет 25—
30
100 А/см2, а общий ток — единицы ампер. Используя многоапер-
турные анодные и вытягивающие системы с большим количест-
вом отверстий, из плазменных эмиттеров можно извлекать токи
силой до тысяч ампер.
Катоды с фиксированной эмиссионной границей или с под-
вижной плазменной являются основными узлами электронных
пушек, назначение которых — формировать поток электронов с
требуемыми энергетическими, временными и пространственными
параметрами. Наибольшее распространение в установках полу-
чили пушки диодного и триодного типов. В триодной конструк-
ции помимо катода и анода используется еще фокусирующий
электрод-модулятор, позволяющий изменением напряжения на
нем управлять силой тока луча. Форма электродов обеспечивает
такое распределение потенциалов в промежутке катод — анод,
что эмиттируемые электроны, ускоряясь к аноду, собираются в
сходящийся пучок с минимальным поперечным размером в крос-
совере. Обычно кроссовер расположен в области анода или на
небольшом расстоянии от него. Площадь поперечного сечения
пучка в кроссовере может быть в десятки раз меньше эмигри-
рующей поверхности катода. Это обеспечивает прохождение
электронов через небольшое отверстие в аноде с малыми поте-
рями. Однако увеличение плотности тока в кроссовере вызыва-
ет и возрастание объемного заряда, стремящегося растолкнуть
одноименно заряженные частицы. За пределами кроссовера пу-
чок имеет угол расходимости cto (см. рис. 1.7). Оценку влияния
объемного заряда проводят по значению первеанса:
Р = /л//73а/2,
где /л — ток луча, A; Ua — анодное напряжение, В.
В технологических установках используют пушки с первеан-
сом 10-5—10~8 А/В3/2. Если сила извлекаемого из эмиттера тока
превысит значение, определяемое по допустимому паспортному
первеансу пушки, то часть электронов пучка будет перехвачена
анодом и потеряна;для полезной работы. Исходя из постоянства
известного первеансЛ, задаваемого максимальными величинами
/л max и Uamax, можно легко переходить к разным оптимальным
режимам работы пушки. При этом
Мощность электронного потока можно регулировать, изменяя
величины /л и Ua. При этом силу тока луча удобнее устанавли-
вать регулировкой напряжения на модуляторе, чем изменением
температурного режима эмиттера, так как последний метод весь-
ма инерционен.
Для получения необходимой плотности мощности на объекте
обработки расходящийся после прохождения кроссовера пучок
необходимо сфокусировать. Фокусировку электронов осущест-
31
chipmaker.ru
вляют с помощью электромагнитных линз в виде катушек, раз-
мещаемых снаружи колонны лучепровода и обеспечивающих по-
ле с магнитной индукцией до 0,03 Тл. Магнитное поле катушек
изменяет только направление движения электронов, не влияя на
их энергию. Уменьшающийся в сечении поток характеризуется
углом сходимости щ (см. рис. 1.7) и размером сфокусирован-
ного пятна, на объекте. Нестабильность силы тока в катушке маг-
нитной линзы не должна быть больше 0,05%.
Для выполнения технологических операций часто необходи-
мо перемещение сфокусированного пятна, например для подо-
грева поверхности, сварки по определенному контуру и т. д.
С этой целью в пушках предусмотрена система отклонения пучка,
которая также выполняется чаще всего в виде электромагнит-
ных катушек, располагаемых за фокусирующей системой по хо-
ду электронного потока. Угол отклонения (рад) можно опре-
делить по формуле
6=2,96/Д//77а,
где Н — напряженность магнитного поля, А/м; I — длина пути
электрона в магнитном поле, м; Ua — анодное напряжение, В.
Так как при любом отклонении пучка изменяется форма сфо-
кусированного пятна, то обычно углы отклонения ограничивают
значением 7—10°.
Параметры ряда выпускаемых отечественной промышлен-
ностью электронных пушек различных классов приведены в
табл. 1.1.
Рассмотрим в качестве примера более подробно другие характеристики
пушки У-250А, широко используемой в электронной технологии. Эта пушка
предназначена для сварки, пайки, плавления, испарения различных металлов,
термообработки в вакууме. При изменении сетевого напряжения с номиналом
380 В от +5 до —10% нестабильность анодного напряжения не превышает
2%, а его пульсации — не более 1%. Силу тока луча можно плавно изменять
в диапазоне от 0 до 450 мА. Достигаемая плотность мощности на поверхности
образца 102 Вт/см2. Предусмотрена возможность работы в режиме импульс-
ной модуляции с частотой от 10 до 200 Гц при длительности импульсов 1,5—
50. мс. Напряжение электронного разогрева катода при токе 0,1 А равно
1500 В. Сила тока накала основного катода 10 А прн питающих напряжениях
10, 20 и 30 В.
Рабочая камера. Для микрообработки электронным лучом
в установках используются малогабаритные камеры со стацио-
нарно закрепленными на них пушками. Перемещение объекта
внутри герметичной камеры требует применения достаточно
сложных манипуляторов или специальных устройств с повышен-
ной точностью установки изделия, например шаговых двигате-
лей с цифровой индикацией или электрических сервоприводов (34].
Движением луча обычно управляют с помощью ЭВМ, исполь-
зуя отклоняющую систему пушки. В таких установках контроль
параметров процесса и его результатов осуществляется непо-
32
средственно в камере, например, с помощью мониторов вторич-
ной электронной эмиссии.
В установках другого класса — универсальных — диапазон
объемов вакуумной рабочей камеры достаточно велик: от 0,001
до 4 м3. В них удобно выполнять обработку изделий средних
размеров. Пушка может быть закреплена как стационарно,
так и перемещаться в некоторых случаях внутри камеры. Ма-
нипуляторы с сервоприводом или электрогидравлическим переме-
щением координатных столов позволяют предварительно ори-
Таблица 1.1
Класс пушки Тип пушки Ускоря- ющее напряже- ние, кВ Сила тока луча, мА Диаметр сфокусиро- ванного пятна, мм
Низковольтные А.852 20 200 1
А.852.18 20 0—100 0,4
А.852.19 25 0—200 0,5
ЭП-25 25 60 0,8—1,5
ЭП-30 25 500 1,2—1,3
А.852.04 25 200 0,6—0,8
У-3 25 500 1—1,2
У-146 (СП-30) 25 500 1,2—1,3
У-250 А 30 450 0,8—1
У-212 М 30 500 0,8—1
С промежуточ- ЦЭП-1 40 750 —
ним ускоряющим ЦЭП-2 40 750 •—
напряжением ЦЭП-3 60 1000 -—-
ЦЭП-4 50 800 •—-
ЦЭП-5 40 875 —.
ЭП-60 60 35 0,6—0,7
Высоковольтные У-406 75—200 0—50 1,5—1
ЭЛУРО-1 100 15 0,1—0,25
вэи 100 50 0,5—1
ентировать изделие перед началом обработки. При открытой для
смены изделий камере может быть предусмотрена герметизация
пушки механическим затвором при ее непрерывной откачке.
Стальной корпус камеры должен иметь толщину, достаточную
для обеспечения механической прочности и защиты персонала
от рентгеновского излучения. Отвод теплоты, выделяемой на
стенках камеры в результате излучения зоны обработки и бом-
бардировки вторичными электронами, осуществляется проточ-
ной технической водой. В корпусе камеры предусматривается
смотровое окно из свинцовосодержащего стекла для визуаль-
ного или оптического контроля процесса обработки.
Для обработки крупногабаритных изделий объем камеры
может быть очень большим, например в установке ЭЛУ-13 он
равен 180 м3. Часто используют несколько одновременно рабо-
тающих пушек, в частности устанавливаемых по образующей
33
chipmaker.ru
Рнс. 1.9. Схема вакуумной системы
электронно-лучевой установки:
1 — форвакуумный насос шлюзов; 2 —
шлюз; 3—термопарные преобразователи;
4 — рабочая камера; 5 — вакуумный кла-
пан между пушкой и камерой; 6 — элек-
тронная пушка; 7 — ионизационные преоб-
разователи; 8—затвор; 9— охлаждаемая
ловушка; 10 — диффузионный насос; 11 —
вакуумные вентили; 12 — форвакуумный
насос; 13 — транспортирующий механизм
камеры и генерирующих сходящиеся радиальные электронные
пучки; применяют также пушки с кольцевыми катодными систе-
мами.
Оснащение пушек высоковольтным кабелем диаметром 30 мм
с радиусом возможного изгиба менее 0,5 м позволяет использо-
вать их как подвижную конструкцию внутри камеры для обра-
ботки неподвижно закрепленных изделий. При этом пушка мо-
жет иметь индивидуальную откачку с отсечным вакуумным кла-
паном. Внутри крупногабарит-
ных камер иногда создают от-
носительно низкий вакуум (до
1—10 Па), а высокий вакуум
поддерживают в самой пушке,
при этом основной перепад
давлений происходит в зоне
лучепровода.
В последнее время освоен
выпуск высоковольтных пу-
шек с выводом луча в атмо-
сферу. Такие системы позволя-
ют проводить, например, свар-
ку узлов крупногабаритных из-
делий с перемещением самой
пушки вдоль зоны обработки.
Область непосредственно вок-
руг зоны вакуумируют до 100—
1000 Па с применением гофри-
рованной складной камеры.
С целью резкого повыше-
ния производительности про-
цессов в стационарных установках электронной обработки пре-
дусмотрены вакуумные шлюзы. В самом шлюзе непрерывно соз-
дается промежуточный вакуум, а изделия с помощью транспорт-
ных механизмов периодически перемещаются через них в высо-
ковакуумную рабочую камеру без разгерметизации ее до атмо-
сферного давления.
Вакуумные системы. Их основными узлами являются фор-
вакуумные, бустерные и высоковакуумные диффузионные насо-
сы. Рабочей жидкостью диффузионных насосов являются специ-
альные вакуумные масла, к химической стойкости которых
предъявляются высокие эксплуатационные требования. Схема
вакуумной системы зависит от компоновочной структуры всей
установки.
На рис. 1.9 приведена схема вакуумной системы электронно-
лучевой установки для сварки малогабаритных изделий с исполь-
зованием шлюзовых устройств. Внутри пушки поддерживается
вакуум К)-4—10~3 Па, в рабочей камере—10-3 Па, а в шлю-
зах— 10_|—1 Па.
34
Источники питания. Электронно-лучевые технологические ус-
тановки комплектуются источниками питания катодных узлов,
высоковольтными выпрямителями, источниками модулирующего
напряжения, блоками управления перемещения луча и объекта,
системами контроля вакуума и зоны обработки.
Нестабилизированные высоковольтные выпрямители напря-
жений до 10—15 кВ, собранные по трехфазной мостовой схеме,
обычно используются только в плавильных установках и устрой-
ствах для разогрева. Для этих целей используются, например,
выпрямители марки ИВ-30/120 с номинальной мощностью
120 кВт. В большинстве же типов электронно-лучевых устано-
вок высоковольтные выпрямители, источники питания фокуси-
рующих и отклоняющих систем должны обладать достаточно
высокой стабильностью выходных напряжений и сил тока.
Такие высоковольтные выпрямители собраны по схеме Ларио-
нова с герметизацией силовых блоков заливкой их трансформа-
торным маслом. Сглаживание пульсаций осуществляется двух-
звенными АС-фильтрами. Для стабилизации напряжений исполь-
зуются магнитные усилители или электронные стабилизаторы.
Для двухэлектродных (диодных) пушек выпускаются выпря-
мители ИВ-60/4-1 и ИВ-60/4-2 (последний — для питания сразу
двух пушек). Выпрямленное напряжение регулируется в преде-
лах 0—72 кВ при номинальном рабочем 60 кВ, мощность источ-
ника— 4 кВт, напряжение накала 12 В при силе тока 15 А.
К этому же классу относятся выпрямители ИВ-25/4, ИВ-60/15.
В установках размерной обработки нестабильность ускоряю-
щего напряжения не должна превышать 0,01%. Сила анодного
тока регулируется изменением потенциала на модулирующем
электроде. Номинальное напряжение источника до 100 кВ при
силе тока пучка до 10 мА. Схема модулятора позволяет выбрать
необходимые параметры импульсного режима. В схемах таких
выпрямителей, например типа ЭЛУРО, предусмотрена возмож-
ность сокращения времени переходных процессов, снижение
пульсаций и исключение импульсных нестабильностей.
Для других установок могут быть использованы выпрями-
тели ВС-50-50 с пределами регулировки напряжения от 0 до
50 кВ и максимальной силой тока в нагрузке 50 мА; пульсации
выпрямленного напряжения не превышают ±5%. При колебани-
ях сетевого напряжения от 4-5 до —15% выходное напряже-
ние меняется в них на ±2,5%.
§ 1.5. ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ ОСОБЕННОСТИ И ОБОРУДОВАНИЕ
РАЗЛИЧНЫХ ВИДОВ ТЕРМИЧЕСКОЙ ОБРАБОТКИ
К установкам термической обработки материалов в вакууме от-
носятся устройства для зонного переплава (очистки), выращи-
вания монокристаллов, легирования полупроводников, сварки,
нагрева с целью модифицирования структуры, испарения и для
35
chipmaker.ru
размерной обработки высокоинтенсивным пучком электронов [4,
6, 19, 20].
Зонный переплав. В промышленности эксплуатируются пла-
вильные установки с различными узлами для создания мощного
электронного пучка кольцевыми катодами, радиальными элек-
тронными излучателями и аксиальными пушками. В них под-
лежащий плавке металл вводится в вакуумную камеру с дав-
лением порядка 10-2—10~3 Па, расплавляется электронным по-
током и каплями стекает в водоохлаждаемый кристаллизатор,
где кристаллизуемый слиток постепенно вытягивается из каме-
ры. При этом легированные сплавы рафинируются, очищаются
от растворенных газов. Обычно изменяется и начальное соотно-
шение примесных элементов: концентрация марганца и хрома
снижается, а относительное содержание молибдена, никеля, а
иногда и углерода—-увеличивается. Если учесть скорость испа-
рения элементов при температурах расплава, можно получить ва-
куумно-плавленые композиции с требуемыми составами.
Установки с кольцевым термокатодом, располагаемым вокруг
расплавляемой заготовки, выполняющей роль анода, отличаются
простотой конструкции. В них не требуется стабилизации анод-
ного (ускоряющего) напряжения, поэтому и источники питания
также просты по конструкции. Если объект обработки находится
под положительным потенциалом по отношению к стенкам ра-
бочей камеры, то КПД преобразования энергии электронов в
теплоту близок к единице. Практически все вторичные электро-
ны тогда возвращаются на объект. Подавая постепенно в плос-
кость кольцевого катода обрабатываемый материал в виде
стержня, можно осуществлять непрерывное его плавление со
сбором жидкой фазы в кристаллизаторе.
При зонной очистке применяется другая схема обработки:
расплавляемый образец неподвижен, а кольцевой катод, обеспе-
чивающий узкую зону расплава, постепенно перемещается, со-
вершая возвратно-поступательные движения вдоль объекта. В
конечных областях очищаемого стержня отключают анодное на-
пряжение. Примеси, обладающие высокой растворимостью в
жидкой фазе, оказываются как бы «замороженными» в конеч-
ном участке образца. В то же время центральные основные об-
ласти очищаются от них. На установках зонной очистки выпол-
няют операции прецизионного рафинирования полупроводников
и рекристаллизацию материалов.
Существенным недостатком установок с кольцевым термо-
катодом является возможность возникновения при давлениях па-
ров и газов выше 10 ' Па дугового разряда, быстро разрушаю-
щего катод. С целью снижения вероятности возникновения про-
боев рабочее напряжение не превышает 10—15 кВ.
В других установках по периметру цилиндрической рабочей
камеры монтируют несколько пушек, лучи которых сходятся к
ее центру, где находится объект обработки. Радиальными излу-
36
чателями электронов целесообразно формировать плоские лен-
точные лучи. Мощность излучателей 10—35 кВт при ускоряющих
напряжениях 10—15 кВ и силе тока луча 1—2,5 А. Первеанс
пучков в таких установках обычно не превышает 1,2-10~6 А/В3/2.
Выпускаются установки с полезной мощностью 30, 80, 150 и
350 кВт.
Рнс. 1.10. Схема электронно-луче-
вой установки для вакуумного пе-
реплава металлов:
1 — привод перемещения слитка; 2 —
корпус; 3 — подвижный шток; 4 — пере-
плавленный слиток; 5 — кристаллиза-
тор; 6 — резервный металл для пере-
плавки; 7, 9 —насосы; 8 — электрон-
ная пушка; 10 — электронный луч; // —
переплавляемый металл; 12 — вакуум-
ная камера
Наибольшее распространен!
процессов получили установки
можность отдельной откачки
их объемов до высокого ваку-
ума, удаленность эмиттера
электронов от зоны обработки
и применение систем сканиро-
вания лучом позволяют выпол-
нять операции при высоких ус-
коряющих напряжениях и
больших удельных мощностях.
С целью предотвращения быст-
рого разрушения катода иона-
ми пушка может быть установ-
лена под углом к основной
траектории луча в рабочей ка-
мере, а поворот луча осуществ-
ляют внешним постоянным
магнитом.
На рис. 1.10 представлена
схема производимой в ГДР ус-
тановки для переплава метал-
лов в вакууме с аксиальной
пушкой мощностью 1200 кВт.
Рабочая камера с установлен-
ной на ней электронной пуш-
кой соединена через вакуумные затворы с двумя шлюзовыми си-
стемами. Внутри них находятся последовательно переплавляе-
мые образцы. Заготовка из первого шлюза постепенно переме-
щается механизмом подачи под электронный луч диаметром
35 мм, отклоняемый на максимальный угол 35°. Расплавленный
металл под действием силы тяжести стекает в кристаллизатор.
При сканировании луча верхняя зона металла в кристаллизато-
ре непрерывно подогревается тем же электронным потоком.
Медленное перемещение затвердевшего слитка через охлаждае-
мую водой зону кристаллизации позволяет формировать нуж-
ную структуру металла. Резервный металл из другого шлюза
подают под электронный луч после окончания плавки первой за-
готовки. Возможен режим одновременного плавления двух за-
готовок. Внутри рабочей камеры в процессе плавки давление
увеличивается до 1 Па, но это практически не влияет на экс-
плуатационные характеристики пушки. Катод без замены рабо-
е для выполнения термических
с аксиальными пушками. Воз-
37
chipmaker.ru
тает около 300 ч. Мощность пушки регулируют от 200 до
1200 кВт при максимальном возможном ускоряющем напряже-
нии 50 кВ. В такой установке получают переплавленные слитки
диаметром 1000 и длиной 3000 мм, масса которых достигает
12 т. Так как на охлаждаемых стенках камеры конденсируется
значительное количество металла, то целесообразно применять
съемные водоохлаждаемые экраны с периодической их заменой.
Промышленность выпускает установки с аксиальными пуш-
ками различной мощности: 30, 60, 80, 200, 250, 600 и 1200 кВт с
ускоряющими напряжениями от 20 до 80 кВ. Скорости перепла-
ва металлов в них достигают 300—1200 кг/ч.
В тех случаях, когда необходим переплав металлов с боль-
шой упругостью пара, применяют электронно-плазменные ваку-
умные печи. Поток электронов в них формируется из плазменно-
го катода, обычно полого типа. Плазмообразующий газ—аргон—
подается в полость катода с расходом 0,005—2 м3-Па/с. С по-
мощью стартового источника с высокочастотным осциллятором
зажигают плазменный разряд и разогревают предварительно ка-
тод до температуры порядка 2700 К- После разогрева стартовый
источник отключают и разряд устойчиво горит между катодом и
анодом при давлении 10—10-1 Па. При достаточно низких вы-
тягивающих напряжениях плазменный источник обеспечивает
силу тока до 100—1000 А. Подведение потока электронов к объ-
екту без значительных потерь возможно с применением систе-
мы соленоидов. Электронно-плазменные печи проще в эксплуа-
тации, и стоимость их ниже, чем установок с высоковакуумными
аксиальными пушками. Кроме металлов с высокой упругостью
пара в них эффективно переплавляют такие элементы, как W,
Та, Zr, Mo, Ni, Fe, достигая глубокой дегазации и рафинирова-
ния от примесей.
Для получения особо чистых металлов, сплавов и полупро-
водников перспективен переплав этих материалов в вакууме во
взвешенном состоянии. В этом случае отсутствует контакт рас-
плава со стенками кристаллизатора, а переплавляемый материал
удерживается электромагнитным полем внутри высокочастотно-
го индуктора специальной формы. Электрически изолированная
масса металла разогревается электронным лучом, генерируемым
аксиальной пушкой и отклоняемым на угол 10°. Электроны эмит-
тируются торцевым гексаборидлантановым катодом, разогрева-
емым вольфрамовой спиралью. При ускоряющем напряжении
до 20 кВ и силе тока луча 0,5 А, используя систему электромаг-
нитной фокусировки и отклонения пучка, на объекте обработки
концентрируют значительную тепловую мощность. Диаметр рас-
плавленной сферической заготовки, свободно висящей и враща-
ющейся внутри индуктора с обратным витком, составляет при-
мерно 10—15 мм. Высокочастотное поле с частотой 70—260 кГц
также дополнительно разогревает заготовку. В тех же случаях,
когда высокочастотное поле не разогревает материал с боль-
38
шим электрическим сопротивлением, например кремний, началь-
ный разогрев до появления достаточной электропроводности про-
водят электронным лучом. Перегрев расплавов электронной бом-
бардировкой позволяет управлять ходом кристаллизации. При
переплаве во взвешенном состоянии вольфрама, молибдена, нио-
бия, кремния КПД электронно-лучевой обработки достигает 70—
90%, а степень рафинирования значительно выше, чем при ис-
пользовании водоохлаждаемых кристаллизаторов.
Термическое модифицирование поверхностных слоев. В после-
дние годы этот процесс все шире применяется с целью имплан-
тации примеси в полупроводник, улучшения антикоррозионных
свойств, перекристаллизации пленок, увеличения твердости и
т. д. В установках используют аксиальные пушки, например, ти-
па CTW 5/60 (ГДР), с мощностями от 0,5 до 10 кВт. При ус-
коряющих напряжениях 60—100 кВ после фокусировки пучка
на объекте обеспечивают плотность мощности 105—107 Вт/см2.
Сканируя пучком с частотой 1 кГц—1 МГц и амплитудой до
50 мм, можно осуществлять локальную термообработку нуж-
ных участков объекта без применения масок и шаблонов. Глу-
бина термообработки зависит от ускоряющего напряжения, ре-
жима воздействия и теплофизических характеристик материала.
Она может быть менее 10 мкм, а в других случаях достигать
10 мм. Используя заранее нанесенную на поверхность пленку, со-
держащую атомы легирующей примеси, можно локально леги-
ровать полупроводниковые материалы. Атомы примеси диффун-
дируют с поверхности в расплав и захватываются твердой фазой
при ее кристаллизации. Вследствие больших скоростей роста
кристаллов в них фиксируется концентрация примеси, установив-
шаяся к моменту начала кристаллизации. Управляя энергетиче-
скими характеристиками электронного потока, можно форми-
ровать как резкие ступенчатые, так и плавные концентрацион-
ные профили легирующей примеси.
Разогревая пленки поликристаллического кремния элекрон-
ным зондовым пучком диаметром 1—50 мкм, в микроэлектрон-
ной технологии удается выращивать монокристаллические обла-
сти шириной до 1 мкм и длиной 60—100 мкм с целью дальней-
шего формирования активных элементов СБИС.
Сварка. Образование локализованного расплава на стыке
двух материалов или деталей с последующим его затвердева-
нием и образованием неразъемного соединения является осно-
вой электронно-лучевой сварки. Этот вид сварки в вакууме от-
личается рядом преимуществ: чистотой процесса, безынерцион-
ностью управления сварочным лучом, точным дозированием энер-
гии при использовании импульсного режима, совмещением ра-
бочего процесса и контроля, возможностью программируемого
движения луча, выполнением в одной рабочей камере и нагрева,
и сварки, и размерной обработки. Это единственный вид сварки,
позволяющий осуществить практически все виды сварных швов,
39
chipmaker.ru
при этом в изделиях меньше проявляются термические напря-
жения и коробление. Глубина швов может значительно превосхо-
дить их ширину, составляющую в ряде случаев единицы микро-
метров. Однако проведение высококачественной электронно-лу-
чевой сварки требует точной подгонки кромок деталей сварива-
емого изделия.
Для сварочных процессов используют пушки небольшой мощ-
ности, обычно 1—3 кВт, хотя имеются и установки мощностью
250 и 1000 кВт для сварки легированных сталей толщиной 150—
200 мм, обеспечивающие высокие скорости процесса и соотно-
шение глубины шва к его ширине 25:1. Зона термического влия-
ния шва при этом в 40 раз меньше, чем при многопроходной ду-
говой сварке под слоем флюса.
Пушки подразделяются на низковольтные (20—30 кВ), с
промежуточным ускоряющим напряжением (40—60 кВ) и высо-
ковольтные (80—150 кВ).
Сварочные электронно-лучевые установки подразделяются на
три основных класса.
К первому из них относятся универсальные устройства с мно-
гопозиционными сменными механизмами и сравнительно неболь-
шими вакуумными камерами (длина до 2 м, диаметр до 1 м). Ка-
меры откачиваются достаточно высокими по скорости откачки ва-
куумными агрегатами. Механизмы установок позволяют вести
сварку различных деталей плоской и коробчатой формы. Мощ-
ность пучка — единицы киловатт при ускоряющих напряжениях
25 кВ и силе тока луча до 500 мА. К этому классу относятся ус-
тановки марок ЭЛУ-1, ЭЛУ-2, ЭЛУ-4, А.306.05.
Некоторые из установок типа ЭЛУ снабжены механизмом для автомати-
ческой подачи присадочной проволоки под электронный луч при формировании
кольцевых и продольных швов. С помощью копировального устройства имеет-
ся возможность сварки криволинейных изделий по сложному контуру в гори-
зонтальной плоскости. Камера в установке А.306.05 имеет форму куба с раз-
мерами 500 X 500X 500 мм. В ней выполняют сварку с кольцевыми швами как
в горизонтальной, так и в вертикальной плоскостях, а также сварку плоских
изделий по прямолинейному шву.
Основной недостаток установок первого класса — невысокая
производительность процесса: лишь незначительная часть вре-
мени отводится на сварочный цикл, а основная его доля расхо-
дуется на загрузку, откачку, остывание и выгрузку готовых изде-
лий.
Наиболее подходящими для сварки изделий большими пар-
тиями являются установки второго класса с непрерывным про-
цессом загрузки, сварки и выгрузки изделий с использованием
загрузочных вакуумных шлюзовых камер, бункеров, секциониро-
ванных вакуумных камер, транспортирующих элементов. Приме-
ром может служить установка ЭЛ В-10, предназначенная для
сварки кольцевых швов, расположенных в горизонтальной плос-
кости, в массовом производстве. Все механизмы загрузки и вы-
40
грузки расположены снаружи вакуумной камеры, что придает
установке компактность, упрощает ее обслуживание и повыша-
ет безотказность работы. Сварку в таких установках можно про-
водить практически с той же производительностью, что и на воз-
духе.
К третьему классу относятся электронно-лучевые установки
для сварки изделий больших габаритов. Внутрикамерные меха-
низмы этих установок обеспечивают точное расположение изде-
лия и его равномерное вращение; предусмотрена автоматизация
загрузочно-разгрузочных операций. Для повышения производи-
тельности на вакуумной камере монтируется несколько пушек,
что обеспечивает возможность за один цикл откачки провари-
вать несколько кольцевых швов. На установке типа У-86 (инсти-
тут электросварки им. Е. О. Патона АН УССР) для сварки
крупногабаритных изделий используется три пушки, питаемые
через высоковольтный переключатель от одного выпрямителя.
Созданы установки этого класса с длиной камер Ими диамет-
ром 3 м. Объем камеры в установке ЭЛУ-13 равен 180 м3. Про-
мышленностью освоен выпуск установок типа У-224, У-273, У-406
для сварки крупногабаритных толстостенных изделий.
В установке У-406 электронно-оптическая система и высоко-
вольтный источник питания размещены в одном герметичном кор-
пусе, заполненном углекислым газом при давлении (6-4-7) • 105 Па.
Высокое напряжение от источника питания подается на электрон-
ную пушку непосредственно без использования высоковольтного
кабеля.
В последние годы проявляется тенденция к замене вакуум-
ных камер больших габаритов системами с местным вакуумиро-
ванием и подвижными, отдельно откачиваемыми электронными
пушками.
Особый интерес представляют специализированные установ-
ки, проектируемые применительно к видам свариваемых изде-
лий. В ннх аппаратура для формирования электронного луча
(пушка, выпрямители, блоки управления) комплектуется из ти-
пизированных отдельно поставляемых узлов.
Наиболее универсальной аппаратурой для технологических целей является
комплекс У-250А. Он состоит из электронной пушки и источников питания.
В источниках предусмотрена стабилизация ускоряющего напряжения и силы
тока пучка, возможность импульсной модуляции тока по амплитуде, устройст-
во плавно регулируемого автоматического уменьшения силы тока пучка при
прекращении процесса сварки изделия. Выпрямитель ускоряющего напряже-
ния собран по трехфазной мостовой схеме с емкостным фильтром. В первич-
ную цепь высоковольтного трансформатора включен магнитный усилитель с
целью регулировки и стабилизации ускоряющего напряжения. Блок накала
позволяет использовать в пушке прямонакальные металлические катоды, ка-
тоды с электронным подогревом и гексаборидлантановые катоды с косвенным
нагревом. В блоке предусмотрена система ограничения тока электронного по-
догрева.
Стабилизатор силы тока пучка обеспечивает его постоянство в диапазоне
0 — 450 мА; автоматически осуществляется снижение силы тока за время
41
chipmaker.ru
1—8 с. Время нарастания тока до заданной величины не превышает 1,5 с.
Блок модулятора находится под низким потенциалом, что позволяет рас-
полагать цепи управления непооредственио на пульте оператора. Так как вы-
соковольтные узлы источников питания выполнены в виде отдельных маслона-
полненных блоков, то обеспечивается нх взаимозаменяемость.
Примером использования аппаратуры У-250А является установка У-212М
в блочном исполнении, позволяющем комплектовать ее необходимыми меха-
низмами для специальных технологических целей, в частности для выполнения
Таблица 1.2
Характеристика Тип установки
А.306.13 У-212М ЭЛУРО ЭЛУ-4
Тип электронной пуш-
ки А.852.19 У-250А ЭЛУРО ЭП-60
Ускоряющее напряже- ние, кВ 25 30 100 60
Максимальная мощ- ность луча, кВт 5 1, 3, 5 1 2
Установленная мощ-
ность, кВт Тип источника питания 15 25 5 15
— У-250А ЭЛУРО ИВ-60/4-1
Скорость сварки, м/ч Рабочий вакуум в ка- — 10—100 — 5—150
мере, Па 6,6 1 о-3 6,6-10-3 6,6- ю-3 6,6-10-3
Расход охлаждающей
воды, л/ч 250 250 100 400
Габаритные размеры вакуумной камеры, мм 500X500X 600 X 600X 0700X1200
Х500 Х600
Габариты установки,
ММ 1890Х 3050 X •— 3500 X
•Х1950Х Х2800Х Х3000Х
Х2000 Х2300 Х2500
Наибольшие размеры свариваемых изделий, мм 240Х160Х ’0290X250 '0150X150 250X150 X
Х160 Х400
Толщина свариваемых металлов, мм, ие более:
стали 12 35 15 15
медь, тугоплавкие ме- таллы 6 20 6 5
сварки изделий из тугоплавких, высокопрочных, химически активных сплавов
толщиной 0,1—60 мм. Установка собирается иа базе кубической камеры со
стороной 600 мм, которая крепится консольно к станине. Камера и механиз-
мы, размещаемые в ней, изготовлены из нержавеющей стали. На верхней гра-
ни монтируется сварочная пушка, на нижней — привод перемещения изделия,
три боковые грани герметизируются крышками со смотровыми окнами диамет-
ром 400 мм. Любая из этих граней может быть использована для модерни-
зации установки и увеличения объема камеры в зависимости от размера из-
делия. Установка комплектуется двухкоординатным столом с электромехани-
ческим приводом для выполнения прямолинейных швов в горизонтальной
плоскости. Механизм перемещения позволяет вращать изделие при изготовле-
нии кольцевых швов как в горизонтальной, так и в вертикальной плоскостях,
не изменяя схемы привода.
42
В электронном приборостроении широко используются уста-
новки электронно-лучевой сварки типа А.306. В них источником
электронов являются электронно-оптические системы типа
А.852 с силой тока луча 200 мА. Установки комплектуются сто-
лами, позволяющими выполнять иа изделиях прямолинейные и
кольцевые швы, а также магазинными устройствами для одно-
временного выполнения кольцевых и торцевых швов. Установки
оснащаются передвижными съемными пушками; вывод луча на
начальное положение места сварки проводится с помощью
электромагнитных систем отклонения.
В табл. 1.2 приведены основные технические характеристики
четырех типов отечественных электронно-лучевых сварных уста-
новок.
Нанесение покрытий. Конструкции установок для нанесения
пленочных покрытий методом испарения материалов много-
образны, их можно различать по способу испарения: с исполь-
зованием водоохлаждаемого тигля, автотигельные, бестигельные
с испарением металла с поверхности свободно висящей капли
(капельный анод). В установках применяются кольцевые като-
ды, аксиальные пушки, генераторы ленточных пучков с разво-
ротом их траектории в постоянном магнитном поле. Возможно
испарение одновременно из нескольких тиглей, расплавы в ко-
торых находятся при разных температурах. Плотности мощности
на поверхности бомбардируемых электронами расплавов выби-
рают в диапазоне 104—107 Вт/см2, при этом скорости испарения
в зависимости от материала достигают значений 10~5—
10~2 г/(см2-с).
Устройство распыления должно обеспечивать равномерное
распределение плотности конденсирующихся паров с целью по-
лучения пленок равных толщин на значительных площадях.
При этом концентрация загрязнений в конденсате должна быть
минимальной.
Простота управления электронным пучком во времени и
пространстве позволяет точно дозировать количество энергии,
подводимой к расплаву. Следовательно, прямой нагрев поверх-
ности испаряемого материала таким пучком открывает широкие
возможности регулирования скорости испарения и распределе-
ния плотности парового потока в пространстве перед мишенью.
Промышленностью освоен выпуск встраиваемых испаритель-
ных устройств как с аксиальной, так и с плосколучевой пушкой
с поворотом луча на 90—180°. К ним относятся установки
ИЭЛ-2, ИЭЛ-3, ИЭЛ-5 и др. Мощность пушек лежит в интер-
вале от 250 Вт до 25 кВт; они обеспечивают скорость испарения
от 1 г,/ч до 100 кг/ч. Широко применяется в этих устройствах про-
граммируемая развертка луча по синусоиде, кругу или меанд-
ру. Время отклонения обычно составляет десятки миллисекунд,
при этом продолжительность воздействия на площадку, равную
площади сечения луча, обычно составляет 1—1,5 мс. Ускоряю-
43
chipmaker.ru
щие напряжения из экономических соображений выбираются в
пределах 15—40 кВ.
На рис. 1.11 показаны два вида (сбоку и сверху) электрон-
но-лучевого устройства для напыления пленок в вакууме. Элект-
ронный луч в таком устройстве генерируется пушкой и вводится
в рабочую камеру. Затем он разворачивается на 90° в магнит-
Рис. 1.11. Схема устройства для нанесения
пленок тигельным методом:
1 — подложка; 2 — магнитная система; 3 — стенка
рабочей камеры; 4 — электронный луч; 5 — элек-
тронная пушка; 6 — фокусирующие катушки; 7 —
отклоняющая система; 8— тигель; 9—расплав
рабочего вещества; 10 — зона интенсивного испа-
рения (после динамической корректировки тра-
ектории потока); // — зона испарения без дина-
мической корректировки траектории пучка
ном поле и направляется
на поверхность расплава.
Дополнительная система
динамической развертки с
коррекцией формы пятна
позволяет поддерживать
на поверхности расплава
перегретую зону прямо-
угольной формы (на ри-
сунке заштрихована), яв-
ляющуюся источником
интенсивного и равномер-
ного по плотности паро-
вого потока. Его конден-
сация происходит на не-
прерывно движущуюся
над поверхностью распла-
ва ленту — подложку. По
мере расхода материала
ванна с расплавом пере-
мещается вертикально
вверх.
Некоторые осложне-
ния возникают при нане-
сении диэлектрических
пленок. Поверхностный
заряд на них вызывает
микропробои и нарушение
сплошности. Потенциал на поверхности таких пленок может воз-
растать до значений, близких к ускоряющему напряжению.
С целью нейтрализации или снятия заряда в установках преду-
сматривается разогрев подложек, применение устройств для уда-
лени5рзаряда.
Пленки особо высокой чистоты с малым содержанием
растворенных газов получают в электронно-лучевых установках,
имеющих внутри рабочей камеры дополнительный квазизамкну-
тый объем. Внутри этого объема, ограниченного экранами из
титана или ниобия, располагают испаряемый материал и под-
ложку. Центральная часть электронного потока через отверстие
ограниченного диаметра вводится внутрь квазизамкнутого
объема, а его периферийная часть разогревает экраны. На на-
чальном этапе распыления пленку конденсируют на поворотной
44
технологической заслонке. Сорбция газов свеженапыленной
пленкой и разогретыми экранами из химически активных ме-
таллов позволяет снизить давление остаточных газов внутри
объема на 2—3 порядка по сравнению с давлением в самой
технологической камере. Напыление пленки на подложку начи-
нают после некоторой выдержки поворотной технологической
заслонки.
В качестве примера рассмотрим установку У-234А для нанесения метал-
лических и диэлектрических покрытий, разработанную Институтом электро-
сварки им. Е. О. Патона АН УССР. На ней можно напылять пленки как на
внутренние, так и на наружные поверхности тел вращения, а также на пло-
ские детали небольших размеров. Габариты вакуумной камеры позволяют од-
новременно наносить покрытия на наружные поверхности шести деталей диа-
метром 70 мм и длиной До 350 мм. На ней можно также запылить внутрен-
нюю поверхность и одной детали той же длины и диаметром 90—240 мм. Од-
ной загрузки тигля достаточно, чтобы нанести покрытие толщиной 0,5 мм.
Конструктивно рабочая камера выполнена в виде вертикально расположенного
водоохлаждаемого цилиндра, закрытого с торцов крышками. На верхней из
них установлена пушка с электронно-оптической системой и оптическая систе-
ма для наблюдения за процессом с защитой смотрового окна от напыления
сменными стеклами.
На нижней крышке — основании камеры — размещены механизм верти-
кальной подачи подложек, содержащий редуктор с ходовым винтом, две во-
доохлаждаемые направляющие, вводимые в камеру через вакуумное уплот-
нение. С направляющими внутри камеры кинематически связан планетарный
механизм, обеспечивающий вращение каждой подложки вокруг своей оси и
одновременно всех подложек вокруг испарителя. Тем самым достигается вы-
сокая равномерность толщины покрытия. В центре вакуумной камеры уста-
новлен медный водоохлаждаемый тигель. Материал непрерывно подается в
зону испарения с помощью штока с внутренним водяным охлаждением. Во
многих случаях подложки дополнительно нагревают специальными подогре-
вателями, размещаемыми внутри электрически изолированных многослойных
экранов. Для загрузки подложек в камеру предусмотрены люк и съемная
секция нагревателя. Рабочее давление 10~3 Па обеспечивается форвакуумным
насосом ВН-1МГ, бустерным насосом БН-3 и высоковакуумным агрегатом
ВА-5-4. Питание установки осуществляется от высоковольтного выпрямителя
и блока низковольтного питания, управляемого с переносного пульта. Анод-
ное напряжение регулируется до 20 кВ. Достигаемая мощность пучка 20 кВт.
Хотя пушка и не имеет отдельной откачки, период эксплуатации катода в ус-
ловиях интенсивного испарения металла достаточно длителен. Электронно-
лучевой испаритель монтируется на диске-фланце, которым он стыкуется с
верхней крышкой. Необходимая толщина и равномерность покрытия обеспечи-
ваются вертикальным перемещением и вращением испарителя.
Как показывают измерения, для скоростного нанесения алюминия требу-
ется перегрев зоны расплава до 1850 К, при этом 4% вводимой мощности,
составляющей порядка 250 кВт, теряется посредством теплоотвода через стен-
ки тигля и 12% —на излучение.
Для повышения производительности спроектированы уста-
новки (типа 4321) непрерывного напыления тремя одновремен-
но работающими пушками. При мощности 16 кВт на трех под-
ложках были получены слои меди, ванадия, никеля толщиной
0,5—10 мкм на керамических и ситалловых подложках без раз-
герметизации установки. Частичная ионизация паров электро-
нами способствовала повышению адгезии получаемых покрытий
к подложкам.
45
chipmaker.ru
Размерная обработка. Для целей микроэлектроники про-
мышленностью выпускаются электронно-лучевые установки,
позволяющие с высокой скоростью испарять участки пленок
или поверхностных слоев материалов при формировании топо-
логических рисунков. Общие мощности таких установок невели-
ки, но удельные мощности в сфокусированном пятне превыша-
ют 106—107 Вт/см2. Диаметр пятна в зоне обработки колеблет-
ся от долей миллиметра до единиц микрометров. Ускоряющие
напряжения, требующиеся для получения таких удельных мощ-
ностей и острой фокусировки, обычно лежат в диапазоне 100—
150 кВ. В установках используются острийные катоды с термо-
и автоэмиссией, а также короткофокусные зондоформирующие
линзы перед объектом. Конструкции установок размерной обра-
ботки подобны электронным сканирующим микроскопам, рас-
сматриваемым ниже.
Управление процессами. В связи с увеличением масштабов
промышленного применения и возрастанием требований к точ-
ности обработки все большую роль в электронно-лучевых про-
цессах играют автоматизация и программируемое управление.
Если для плавки металлов важно обеспечить только постоянство
вводимой мощности, то для сварки необходимо дополнительно
управлять перемещением луча и объекта. Система авто-
матизации процесса сварки поддерживает стабильно энергети-
ческие параметры луча, изменяет по программе вводимую теп-
ловую мощность, следит за правильностью движения электрон-
ного пучка по свариваемому стыку—при этом часто по
сложному закону: например, луч колебательно перемещается
поперек стыка, а относительное движение луча вдоль стыка
осуществляется перемещением обрабатываемой детали.
Программированное управление сваркой дает возможность
вести групповую обработку изделий в многопозиционных уста-
новках, что повышает качество и стабильность результатов
процесса. В автоматизированных системах используют элект-
ронный луч не только как инструмент обработки, но и контроля
положения изделия, качества шва с использованием, например,
вторичных электронов или рентгеновского излучения из зоны
сварки.
Глава 2
ТЕХНОЛОГИЯ И ОБОРУДОВАНИЕ НЕТЕРМИЧЕСКОЙ
ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВОЙ ОБРАБОТКИ
В нетермических технологических электронно-лучевых процес-
сах используют явления радиационно-химических превращений
в твердых телах. Эти превращения приводят к изменению соста-
46
ва или структуры, изменению механических и электрофизиче-
ских свойств исходных материалов.
При нетермическом воздействии электронного луча на
материалы возможны химические преобразования, образование
радиационных дефектов, электростатические воздействия, свя-
занные с возникновением электрически заряженных областей и
приводящие к появлению сил растяжения и сжатия.
Наиболее широко распространены в промышленности элект-
ронно-лучевые процессы, связанные с инициируемыми электро-
нами химическими реакциями. В микроэлектронике — это, на-
пример, электронная литография, обработка электронно-чувст-
вительных пленок для записи информации, обработка
коллоидальных веществ для изготовления субмикронных мас-
штабных элементов электронной микроскопии. Электронно-
лучевая обработка используется для разложения и синтеза
металлоорганических соединений в производстве многослойных
электропроводящих, полупроводниковых и диэлектрических
структур, разложения хлоридов серебра для получения рези-
стивных слоев и т. д.
В других областях промышленности электронный луч
используется для полимеризации высокомолекулярных соедине-
ний (полиэтилена, полипропилена, полиамида) в виде фольги
и труб, для вулканизации натурального и синтетического кау-
чука, отверждения лаков, разложения целлюлозы при изготов-
лении вискозного шелка и даже для стерилизации хирургиче-
ских инструментов и пищевых продуктов, например пшеницы.
Достоинство электронно-лучевых нетермических процессов
состоит в высокой локальности воздействия, отсутствии загряз-
нений, возможности автоматизации процессов [2, 5, 22].
§ 2.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В ВЕЩЕСТВАХ
ПРИ ОБЛУЧЕНИИ ИХ ЭЛЕКТРОНАМИ
Движение ускоренных электронов в веществе, как уже говори-
лось в гл. 1, сопровождается их торможением. Электроны теряют
свою энергию в результате неупругих столкновений с атома-
ми и молекулами вещества. В атомарных кристаллах возбуж-
дение н ионизация атомов в результате неупругого столкнове-
ния с быстрыми электронами приводит к возникновению дефек-
тов решетки: образованию пары вакансия — междоузельный
атом, нагреву решетки и возбуждению электромагнитного излу-
чения, так называемого тормозного и характеристического рент-
геновских излучений.
При взаимодействии быстрых электронов с веществами, со-
стоящими из многоатомных молекул, происходят более сложные
процессы, приводящие к радиационно-химическим превращени-
ям. При воздействии на молекулы вещества быстрыми электро-
47
chipmaker.ru
нами, так же как и квантами света, у-квантами или ионами,
возможен целый цикл первичных химических превращений.
1. Возбуждение молекулы с последующей диссоциацией ее
на активные частицы:
Ав е А + В (разложение на радикалы);
^А+Ц-В~ (диссоциация на ионы).
Здесь, как и в дальнейшем, буквами обозначаются атомы или
группы атомов, входящих в состав молекулы, звездочкой — воз-
бужденное состояние молекулы.
2. Перегруппировка атомов в структуре молекулы под дей-
ствием электронного удара:
А\ ZF е ГА\ ZF1* А\ /G
bZ-KcTIbZ-KgJ - b>c=d<f
3. Перемещение (аутомеризация) отдельных атомов из одной
части конфигурации молекулы в другую:'
/Нч „ /ОН
А\в/°~>А'Чв
4. Присоединение к возбужденной молекуле другой моле-
кулы:
А*-|-А-^-(А*А)—>А2 (димеризация);
А* + Н2О-> НАОН (гидролиз);
А* + О2~ЧА*О2)—.ОАО (окисление).
5. Передача электронной энергии возбуждения от одной
молекулы к другой или от одной части молекулы к другой:
А*+ВС-^А4-В*-|-С*.
В процессе радиационно-химических превращений после
осуществления первичных химических превращений возникают
вторичные, или «темновые», реакции различных химических
соединений.
1. Захват «тепловых» электронов:
АВ+ АВ~.
2. Диссоциативный захват электрона:
АВ+ А+В-.
3. Рекомбинация иона с электроном или иона с молекулой:
АВ++<?_—.АВ;
A+4-CD—AC++D.
48
При радиационно-химических превращениях вводят понятие
радиационно-химического выхода <?ф. Показано, что каждый
поглощенный квант света в первичном процессе способен акти-
визировать только одну молекулу. В этом случае бф=1. Одна-
ко вторичные реакции существенно изменяют значение кванто-
вого выхода. Например, для процессов фотохимической поли-
меризации Сф^> 1.
При воздействии на вещество потоков электронов или ионов
радиационно-химический выход определяется как среднее число
радиационно-химических превращений, приходящихся при по-
глощении молекулами энергии, равной 100 эВ.
Концентрация с (г) радиационно-химических превращений в
первом приближении прямо пропорциональна плотности погло-
щенной энергии Q(r):
с(г)=О^-,
100
где величина Q обычно выражается в эВ/см3.
Распределение поглощенной энергии описывается форму-
лой (1.8).
Нетермическое воздействие электронного луча используется
в процессах осаждения поликристаллических пленок кремния,
германия, арсенида галлия, фосфида галлия, антимонида и
фосфида индия с использованием гидридов SiH4, GeH4, GaeHg,
In2H6 и галогенидов SiCl4, S1HCI3, GeCl4, GeHCls, SiBr4, SiJ4,
GeBr4. В результате происходит ионизация молекул в газовой
среде, а также диссоциация молекул на радикалы и атомы. Экс-
периментально установлено, что при воздействии на газовую
смесь электронным пучком с энергией 5 кэВ происходит интен-
сификация реакции разложения и повышение скорости осаж-
дения. Существование оптимального значения энергии электро-
нов с точки зрения скорости осаждения материала при пиролизе
соединений объясняется следующим образом. На длине средне-
го пробега электронов R в газе значения поглощенной энергии
Q(r) максимальны на глубине 6= (0,2ч-0,4)Я и обращаются в
нуль на глубине R. Если расстояние от электронно-оптической
системы до подложки, на которой конденсируется пленка, при-
мерно будет равно б, то практически все компоненты разложе-
ния (Si, Ge и др.) достигнут подложки, не испытывая вторичных
реакций соединения (восстановления).
Электронные пучки используются также и для разложения
металлоорганических соединений с целью получения поликри-
сталлических пленок либо чистых металлов, либо соединений
типа An,Bv (GaAs, InP и др ).
Наиболее часто электронный луч используется для преобра-
зования полимерных материалов. По своей структуре полимеры
подразделяются на линейные и пространственные (сетчатые).
Линейные полимеры образуются последовательным присоедине-
49
chipmaker.ru
нием мономеров в одном направлении. Линейной структурой
обладают термопластичные полимеры, они растворимы и могут
существовать в жидком виде.
К пространственным полимерам относятся реактопласты. Их
молекулы соединены между собой поперечными химическими
связями — «сшивками».
Так как полимеры состоят из макромолекул с различными
массами, то каждый полимер обладает собственным распреде-
лением по средним молекулярным массам. Средняя молекуляр-
ная масса полимеров может достигать 500 тыс. при степени
полимеризации п«70 000. Средняя молекулярная масса опре-
деляется по формуле
При воздействии электронов на полимеры возможны два
Исходный
полимер
м
Рис. 2.1. Распределение сред-
них молекулярных масс по-
лимера при различных дозах
облучения
основных процесса: полимеризация — реакция поперечного сши-
вания молекул мономера и деструкция
полимерных цепей на более короткие.
Оба этих процесса могут идти парал-
лельно с преобладанием какого-либо
из указанных двух процессов.
«Сшитый» полимер, который не ра-
створяется в растворителях, называет-
ся гелем. Гель формируется не сразу,
а только при получении полимером до-
статочной дозы облучения. Энергия
облучения, при которой начинает обра-
зовываться нерастворимая сетка, на-
зывается дозой гелеобразования или
гель-точкой. Оставшаяся раство-
римая фракция полимера называется
золем.
На рис. 2.1 показано распределение молекулярных масс
полимеров при различных поглощенных энергиях.
Средняя молекулярная масса связана с плотностью погло-
щенной энергии следующей зависимостью:
100ЛГАр )
где Л4по — молекулярная масса необлученного полимера; Л\—
число Авогадро; р — плотность полимера?
Среднее число сшитых звеньев полимера х, приходящееся на
одну молекулу,
где
x=2V„c(r),
VB=Al„0/(^p).
50
Характеристические
негативного (/) и
Рис. 2.2.
кривые
позитивного (2) резистов
Начало гелеобразования происходит при х=1, что соответ-
ствует одному сшитому звену на одну исходную среднемассовую
молекулу. Это условие определяет пороговое значение плотно-
сти поглощенной энергии:
О
Wnop g
В электронной литографии поли-
мерные материалы используются
для изготовления электронорезис-
тов, которые делят на позитивные и
негативные. У позитивных резистов
при проявлении удаляются за счет
растворения экспонированные элект-
ронным лучом участки; у негатив-
ных удаляются необлученные элект-
ронами области резиста. В позитив-
ных резистах радиационно-химиче-
ский выход G„ деструкции превы-
шает выход Gc сшивания, для негативных резистов Gc^>Gn.
В качестве позитивных резистов используются полиметилмета-
крилат (ПММА), полиметакриламид, поливинилхлорид, поли-
изобутилен и др. Для негативных резистов
стирол, полиглицидилакрилат, полиэтилен,
амиды.
Электронные резисты характеризуются
носит название дозы облучения К, Кл/см2:
используются поли-
полиэфиры и поли-
величиной, которая
А=/т,
где/— плотность тока электронного пучка, А/см2; т — время
экспозиции, с.
За чувствительность электронорезиста Апор принимается
доза облучения, необходимая для начала радиационно-химиче-
ского превращения. Доза, определяющая 100%-ное преобразо-
вание полимера (полную деструкцию или полимеризацию облу-
чаемого участка пленки резиста), обозначается через Ко. Для
характеристики электронорезистов вводится также понятие
контрастности электронорезиста у, которая определяется равен-
ством
Y=flg(A0/Anop)]-1.
На рис. 2.2 показаны характеристические кривые электроно-
резистов, где dld0 — отношение проявленного слоя к исходной
толщине пленки.
Чувствительность электронорезистов составляет Кпор=
= (10~5-е-10~7) Кл/см2. Следует помнить, однако, что чувстви-
51
chipmaker.ru
тельность электронорезистов дана только для определенного
значения энергии (обычно 20—30 кэВ).
Для обычно применяемых резистов Qnop« 1,5-1022 эВ/см3.
Так как средняя поглощенная энергия полимеров, необходимая
для разрыва одной химической связи в полимере, составляет
50—80 эВ, то плотность разорванных связей, например, для
ПММА равна 1020 см-3. Число молекул резиста в 1 см3 равно
Nr—NaP/M = 1018 см-3. Отсюда видно, что число разрывов в
расчете на одну молекулу равно примерно 100. Это означает, что
молекулярная масса резиста снижается при экспонировании в
100 раз, от 10® до 104 а. е. м.
§2.2. ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВАЯ ЛИТОГРАФИЯ
Основной целью электронной литографии является формирова-
ние рисунка требуемой структуры из материала резиста на под-
ложке. Фиксация рисунка на резисте происходит в результате
экспонирования заданных областей электронным лучом.
В электронной литографии в основном используются два
метода экспонирования резиста электронным лучом: 1) одно-
временное экспонирование всего изображения целиком и 2) по-
следовательное экспонирование отдельных точек сканированием
луча. Оба этих метода обеспечивают высокую разрешающую
способность, позволяющую формировать элементы с субмикрон-
ными размерами. Столь высокая разрешающая способность
электронной литографии объясняется тем, что диаметр элект-
ронного луча можно сделать много меньше дифракционного
предела, ограничивающего размеры фотолитографического
изображения. Так как современная фотолитография позволяет
формировать размеры элементов изображения порядка 2 мкм,
то область применения электронной литографии — формирова-
ние рисунков структур с размерами меньше 1 мкм называется
субмикронной литографией.
Для правильного понимания процесса электронно-лучевого
экспонирования резиста необходимо выявить параметры, опре-
деляющие разрешающую способность метода, к которым отно-
сятся энергия электронов и плотность тока луча, а также ско-
рость сканирования электронного луча по поверхности резиста
и толщина слоя резиста.
Как будет показано в дальнейшем, уменьшение размеров
изображения требует уменьшения толщины пленки резиста до
размера 0,3—0,4 мкм.
Рассмотрим процесс экспонирования слоя резиста плоско-
параллельным электронным пучком диаметром d0. Для количе-
ственных оценок выберем хорошо изученный позитивный резист
ПММА (полиметилметакрилат) со следующими свойствами:
плотность р= 1,2 г/см3, Z = 3,6, чувствительность резиста К=
= 5-10~5 Кл/см2, глубина пробега электронов (при Е—30 кэВ)
52
электроны испытывают
сечение потока по мере
Рис. 2.3. Определение плот-
ности поглощенной энергии
при облучении пленки рези-
ста электронным лучом
/?=10 мкм, максимальное разрешение 0,1 мкм, контрастность
у= 14-3.
Обычно для субмикронной электронной литографии выбира-
ют энергию электронов такой, чтобы глубина пробега электро-
нов в материале резиста была много больше толщины пленки
резиста. В этом случае электроны проникают глубоко в подлож-
ку. При движении в пленке резиста
упругое рассеяние, в результате чего
углубления растет, т. е. поток рас-
ширяется. Одновременно с упругим
рассеянием электроны первичного
потока будут передавать молекулам
резиста энергию в процессе неупру-
гих столкновений (ионизационные
потери). На границе раздела ре-
зист— подложка часть электронов
первичного потока отразится от под-
ложки и вернется обратно в слой
резиста, сохраняя достаточную
энергию для экспонирования моле-
кул резиста. Оставшаяся же часть
первичных электронов при движе-
нии в материале подложки в конце
своего пути будет диффузно рассеи-
ваться, вызывая обратный поток электронов из глубины подлож-
ки в слой резиста. Эти электроны также внесут свой вклад в
экспонирование. Из рис. 2.3 видно, что в элементарной области
резиста с текущей координатой г и глубиной х0 плотность по-
глощенной энергии молекулами резиста может быть представле-
на суммой
Q(r, x0)=Qi(r, x0)+Q2(f, x0) + Q3(r, x0) + Q4(f, x0), (2.1)
где Qi — плотность энергии, выделенная первичными электро-
нами, движущимися в глубь резиста; Q2, Q3, Q4— плотности
энергии, выделенной электронами, испытавшими рассеяние
соответственно в резисте, на границе с подложкой и в подлож-
ке. Обычно считают, что величины Q3 и Q4 обусловлены элект-
ронами, рассеянными в подложке, и их сумму обозначают
<2отР=Qa + Q4, т. е. это плотность мощности, выделенная обрат-
ноотраженными электронами. Аналогично обозначим фПрям=
= Q1 + Q?— плотность мощности, выделенную первичными
электронами потока.
Плотность выделенной электронами энергии определяется
следующим выражением:
(2-2)
d£ е
где dE/dg — энергетические потери электронов; / — плотность
тока электронов в данной точке резиста с координатами г, х0;
53
chipmaker.ru
т—время экспонирования. Величина jx/e определяет плотность
потока электронов в точке с координатами г, хо. При определе-
нии величины Qi в уравнении (2.1) можно использовать выра-
жение (1.8) для удельных ионизационных потерь электронов,
так как длина пробега электронов больше, чем толщина пленки.
При движении вперед электроны рассеиваются в среднем на
угол есркв«:1 рад и плотность тока первичных приблизительно
изменяется по закону
7(х)=/0
В этом случае выделенная мощность
Z2esN0J0t |п /4£ \ ( ।
2вд£р(1 - aS) {/J\
где
£ = K(rQ - Г02 + (Xo+Xj)2;
материала.
первичных
оценивается
a — константа торможения электронов для данного
Вклад упругоотраженных из объема резиста
электронов Q2 в плотность поглощенной энергии
также по формуле (2.2), однако плотность тока /го будет про-
порциональна резерфордовскому дифференциальному попереч-
ному сечению рассеяния с учетом экранирования:
sin2 ——’
da ___ Z2e-i
dF~ 1б£2
где а — параметр экранирования. При учете величины Q2 необ-
Л
ходимо учитывать, что углы и> —, так как рассматриваются
электроны, отраженные назад.
На рис. 2.4 показаны полученные вычислением кривые плот-
ности поглощенной энергии первичных электронов (?Прям=(?) +
+ Q2 и вторичных отраженных электронов фОтр=<2з+<24. Ради-
альная координата г здесь отсчитывается от границы невозму-
щенного луча, т. е. от расстояния do/2 от центра луча.
При определении величины QOTp необходимо учесть, что
общее число отраженных электронов характеризуется коэффи-
циентом неупругого отражения электронов tj, который сильно
зависит от типа подложки и слабо от энергии падающих элект-
ронов. В этом случае на поверхности подложки плотность тока
отраженных электронов будет равна
7отр — Jo 11
4всркв Л
do )
где t — толщина слоя резиста.
54
Существует несколько эмпирических выражений, описываю-
щих зависимость т) (Z2), где Z2— атомный номер материала под-
ложки. В теории электронной литографии часто используют сле-
дующую зависимость:
•q=(0,045Z2 — 14-0,5°.M5ZV(l -|-0,045Z2).
Так, для подложки из кремния (Z2=14) коэффициент
т) = 0,17, а для подложки из серебра (Z2=47) получаем т|~0,5.
Следует отметить, что данная формула справедлива, если
Z2^60 и энергия Ео^1ОО кэВ. Практически для подложек с
Z2= 10-5-40 в диапазоне энергий первичных электронов 10—
Рис. 2.4. Плотности поглощен-
ной энергии первичных и отра-
женных электронов на различ-
ных глубинах в слое ПММА
Рис. 2.5. Определение ширины экс-
понированной линии
100 кэВ величина г] заметно зависит от энергии, уменьшаясь при
этом примерно в 1,5 раза. Энергетический спектр электронов,
отраженных от подложки, имеет максимум вблизи значения,
равного энергии падающих первичных электронов Ео. Экспери-
ментально получена зависимость ЕОтр=Е0 (0,45+2-10-3 Z).
Распределение электронов по углам вылета из подложки близко
к косинусоидальному закону.
На рис. 2.4 представлено распределение плотности погло-
щенной резистом энергии на различном расстоянии от оси
луча. Видно, что в центре луча и вблизи границы луча энер-
гетический вклад отраженных электронов много меньше, чем
первичных электронов. Но уже на расстояниях, равных по по-
рядку толщине слоя резиста (0,4 мкм), плотность поглощенной
энергии определяется целиком отраженными от подложки элект-
ронами.
На рис. 2.5 показано распределение плотности поглощенной
энергии молекулами резиста на поверхности резиста (кривая 1)
и на поверхности подложки (кривая 2). На поверхности рези-
ста Q=Q0. Увеличение ширины экспонируемой линии (61 и бг)
можно определить по значению QnOp- Из рис. 2.5 видно, что
максимальная ширина линии будет на поверхности подложки,
55
chipmaker.ru
где она равна J0 + 262. Разрешающая способность метода элект-
ронной литографии будет улучшаться, если увеличивать конт-
раст резиста, т. е. при выполнении условия Qnop/Qo-*'!.
Разрешающая способность литографии при одинаковых
толщине резиста, дозе облучения и материале подложки улуч-
шается с ростом энергии электронного луча. Это связано с тем,
что начинает уменьшаться эффект рассеяния электронов. Одна-
ко это же приводит к уменьшению энергетических потерь
dE/dx~E~l, поэтому для сохранения оптимального значения Qo
необходимо увеличивать время экспозиции т или дозу облучения
K=jr. Это, в свою очередь, увеличивает число обратноотражен-
Рис. 2.6. Эффект близости при
электронно-лучевом экспонирова-
нии резиста
Рис. 2.7. Зависимость тока элек-
тронного луча от его диаметра для
различных типов катодов
ных электронов и приводит к возрастанию ширины линии (уве-
личению 62). Вторым ограничением является «эффект близо-
сти», усиливающийся с ростом энергии луча. При увеличении
энергии электронов растет пробег электронов в подложке, что
приводит к «удлинению» хвостов распределения Q(r) и, следо-
вательно, усиливается взаимодействие близко расположенных
элементов рисунка структуры.
На рис. 2.6 показано влияние внешнего эффекта близости за
счет перекрытия областей рассеяния двух соседних элементов.
Практически установлено, что для субмикронной литографии
необходимо, чтобы диаметр электронного луча do=O,O14-
0,05 мкм при плотности тока 10—100 А/см2. В этом случае необ-
ходимо время экспозиции т= 106-е-107 с.
Иногда возникает вопрос — нельзя ли улучшить разрешение,
избавившись от отраженных от подложки электронов? Этого
можно достичь, если длина пробега электронов в резисте будет
сравнима с толщиной пленки резиста. Так как толщина пленки
резиста лежит в интервале t— 0,34-0,5 мкм, то энергия электро-
нов должна составлять 4—6 кэВ. При таких энергиях электро-
ны в пленке резиста рассеиваются диффузно и экспонируют
область шириной 2/» 1 мкм. Очевидно, что электронная лито-
56
графия в этом случае не имеет никаких преимуществ перед
фотолитографией. Кроме того, для оптимального экспонирова-
ния необходимо значительно увеличивать дозу экспозиции и
трудно обеспечить равномерность экспонирования по глубине
пленки резиста.
При получении субмикронных изображений с помощью
электронной литографии возникают значительные трудности в
управлении электронным лучом. Минимально возможный диа
метр луча однозначно связан с силой тока луча /, яркостью
источника электронов р и коэффициентом cs сферических абер-
раций электронно-оптической системы следующей зависимо-
стью:
16 2,3 I V/8
Л С s I
Зд2 р ]
(2.3)
На рис. 2.7 показана зависимость максимальной силы тока от
диаметра пучка электронов для различных типов источников
электронов при Ео=30 кэВ.
В субмикронной электронной литографии накладывают
ограничения и на максимальный угол отклонения луча 0, кото-
рые связаны с искажением формы сечения луча, а также с
уширением экспонируемой линии за счет изменения угла вхож-
дения электронов в резист. Ширина области сканирования
где f — фокусное расстояние электронно-оптической
системы.
Определим предельный угол отклонения луча 0 следующим
образом. При наклонном движении луча через резист возникнет
уширение линии на величину бе=/0. Потребуем, чтобы ушире-
ние было в пределах 6i^6e<62. В этом случае должно выпол-
няться условие 0<102 рад. Ширина области сканирования
при /=50 мм будет составлять 1 мм.
Площадь поля экспонирования реальных образцов много
больше 1X1 мм, и приходится дополнительно механически пере-
мещать образец с помощью координатных столов, погрешность
совмещения которых должна быть не более 0,1/?, где /? — тре-
буемое разрешение.
Скорость перемещения луча по поверхности резиста опреде-
ляется временем т экспонирования одной точки. Если положить
дискретное перемещение луча на расстояние, равное диаметру
луча do, то скорость сканирования будет равна v=dolx. Тогда,
например, при т= 10_6 с и 100 нм получаем у=0.1 м/с. Об-
ласть сканирования шириной L=\ мм луч пройдет за время
10-2 с. При размещении на поле сканирования луча 103 линий
время экспонирования составит 20 с.
В табл. 2.1 представлены времена экспозиции резиста при
разрешении R=0,5 мкм для различных источников электронов.
Каждое явление эмиссии электрона — случайный процесс,
поэтому действительное число Л\. электронов, падающих на
57
chipmaker.ru
Таблица 2.1
Способ сканирования Источник Время экспонирования, с
области, равной площади сечення луча области 1 см2
Векторное Термокатод W Термокатод LaB6 Автоэлектронный эмит- тер ю-5 2,6-10-’ 2-Ю-8 4- 10s 10* 7 -102
Растровое Термокатод W Термокатод LaB6 1,6-io-7 2-10-8 6-103 8-103
каждую ячейку, будет беспорядочно флуктуировать около неко-
торого среднего значения Ne. Установлено, что для надежного
экспонирования резиста требуется, чтобы среднее число элект-
ронов, падающих на одну ячейку, размером, равным, например,
диаметру электронного луча d0, должно быть по крайней мере
7Ve=2OO. Используя выражение (2.3) и соотношение Ix=Ne=
=Kdo2, получим выражение для времени экспонирования одной
ячейки:
Зл2р
Из этого выражения следует, что при уменьшении линейных
размеров ячейки время экспонирования увеличивается. Кроме
того, для получения высокого разрешения необходимо использо-
вать менее чувствительные резисты.
§ 2.3. ОБОРУДОВАНИЕ ДЛЯ ЭЛЕКТРОННОЙ ЛИТОГРАФИИ
Электронно-лучевые системы литографии подразделяются на
три класса: лучевые сканирующие, проекционные и гибридные
[5, 15, 16, 27].
В лучевых сканирующих установках литография может вы-
полняться или одним лучом, или одновременно несколькими;
при этом их развертка может проводиться по целому растру-
или же векторно. Развертка в растр предполагает включение
и выключение луча при его движении вдоль каждой строки в
необходимых местах для последовательного формирования всей
топологии рисунка, без изготовления предварительного шабло-
на. При векторном сканировании луч перемещается только по
вырисовываемым элементам, поэтому такой способ производи-
тельнее.
58
Еще большую производительность имеют проекционные си-
стемы, в которых получают копии заранее изготовленных
шаблонов с одновременным перенесением всего рисунка шабло-
на на обрабатываемый объект. Такие копии можно получать с
полной передачей размеров элементов в натуральную величину
или же с их уменьшением. В проекционном методе требуется
предварительное изготовление маски. Маски с линиями суб-
микронной ширины можно изготовить только на лучевых ска-
нирующих установках. Разработанные в последние годы много-
линзовые проекционные системы используют одну маску, а
размножение ее рисунка происходит несколькими десятками
электронных пучков, формируемых набором экранных линз с
отверстиями.
В гибридных электронно-лучевых системах повышение про-
изводительности процесса литографии достигается благодаря
применению профилированных электронных потоков или сим-
вольного проецирования. Векторная развертка позволяет впе-
чатывать отдельные элементы рисунка в требуемые места на
объекте обработки, а быстродействующие управляющие устрой-
ства — формировать сечение электронного потока. Если требует-
ся многократное повторение геометрии элемента, то целесооб-
разно изготовить шаблон в виде его символа и проецировать
изображение профилированным электронным многолучевым
потоком.
Электронно-лучевые сканирующие системы. Это — зондовые
установки, создающие на поверхности обрабатываемого объек-
та луч с поперечным сечением в виде круга или квадрата. Так
как размеры луча должны быть в 4—5 раз меньше размеров
формируемого элемента, то для субмикронной технологии диа-
метр зонда должен быть порядка 0,1 мкм. С целью достижения
приемлемой производительности процесса желательно иметь и
большую силу тока зонда. Однако расширение сфокусирован-
ного потока, возникающее в первую очередь, вследствие сфери-
ческой и хроматической аберраций накладывает ограничение на
верхний предел силы тока зонда. Из формулы (2.3) вытекает,
что
где k — постоянная; р= (14-50) • 104 А/(см2-ср)—яркость ис-
точника электронов; cs — коэффициент сферической аберрации;
d — диаметр зонда, мкм. Как следует из этой зависимости, при
конструировании установок следует использовать источники
электронов с повышенной яркостью и. линзовые системы с малы-
ми коэффициентами аберраций.
Получение зонда субмикронного поперечного сечения требует
и малого начального размера эмиссионного пятна, так как его
изображение в кроссовере электронной пушки и будет соответ-
ственно уменьшено линзовой системой. Если в установках
59
chipmaker.ru
первых выпусков использовались вольфрамовые V-образные
катоды с радиусом закругления 100 мкм, то в более поздних
конструкциях электронных пушек установлены гексаборидлан-
тановые стержневые катоды, радиус эмиссионной поверхности у
которых не более 10 мкм. Яркость пушек в результате такой
замены повышается также вследствие снижения рабочей темпе-
ратуры до 1330°С (вместо 2200°С для вольфрамовых катодов).
Еще большая яркость достигается с помощью автоэмиссионных
катодов, в частности из нитевидных монокристаллов вольфрама,
у которых радиус их острия электрохимической обработкой
можно уменьшить до 20 нм. Правда, новые катоды требуют
более высокого вакуума. Например, если для работы обычного
вольфрамового термокатода достаточен вакуум 103—10~4 Па,
то пушки с автоэмиттерами требуют откачки до давления
10-8 Па.
В электронолитографических установках по мере движения
электронов от катода к объекту обработки поперечные размеры
луча уменьшаются последовательно расположенными электро-
магнитными линзами. Обычно используют 2—3 линзы, которые
уменьшают начальный размер кроссовера пучка dOi до размера
зонда d, при этом
‘'“‘'«'ЛЕГ’
где fi — фокусные расстояния; Lt — расстояния между линзами;
i — номер линзы.
Для формирования квадратного сечения пучка перед входом
в первую (конденсорную) линзу обычно помещают вырезываю-
щую диафрагму, а профилированный поток фокусируют после-
дующими линзами. Размер стороны квадрата при этом старают-
ся сделать равным толщине экспонируемой линии. Поток с
квадратным сечением характеризуется большей силой тока, чем
поток круглого сечения. Кроме того, распределение плотности
тока по сечению луча в профилированном потоке более равно-
мерно, чем при гауссовом распределении.
В электронно-оптической системе установки имеются диа-
фрагмы после конденсорных линз, которые ограничивают угол
расхождения потока. По мере приближения к обрабатываемой
поверхности сила тока луча значительно снижается вследствие
вырезывающего действия и перехвата электронов этими диа-
фрагмами. Так, при плотности тока на катоде 100 А/см2 и уско-
ряющих напряжениях 15—30 кВ сила тока в сфокусированном
пятне лежит в пределах 10-6—10-10 А.
В установках этого класса очень высокие требования предъ-
являются к работе систем отклонения и бланкирования (запи-
рания) луча. Отклонение луча с высокой частотой (до 10 кГц)
возможно только с помощью малоиндуктивных отклоняющих
устройств с компенсацией внешнего поля. Частота бланкирова-
60
Рис. 2.8. Схема электронного литографа ZBA-10:
/ — оптический микроскоп; 2 — система контроля юстировки
зонда; 3 — объект обработки; 4 — рабочая камера с виброамор-
тизацнонной системой; 5 — зон деформирующая линза; 6 — двух-
коордииатиая магнитная система сканирования; 7 — ограничи-
тельная диафрагма; 8 — третья коиденсорная линза; 9, 15 —
электромагнитные стигматоры; 10, 16 — отклоняющие системы;
11, 14 •— уголковые диафрагмы; 12 — вторая коиденсорная лииза;
13 — первая коиденсорная лииза; 17 — электронная пушка
ния луча еще выше (единицы мегагерц). Раз-
мер растра на обрабатываемом объекте огра-
ничен, как было сказано выше, искажениями
сечения луча при его отклонении. Достигаемые
максимальные площади обработки составля-
ют 2X2 мм2. При этом луч проходит строку за
время порядка 10—25 мкс, а его диаметр ра-
вен 0,5 мкм.
В некоторых установках за время обратно-
го хода луча стол с объектом перемещается
на ширину линии сканирования, при этом ско-
рость движения стола 0,02 м/с. Большие ско-
рости затрудняют обеспечение точности его позиционирования.
Положение стола постоянно контролируют лазерным интерферо-
метром с погрешностью 0,03—0,025 мкм, а положение объекта —
с помощью сигналов от маркерных знаков. Две измеряемые ве-
личины сравниваются в ЭВМ, и сигнал рассогласования после
усиления подается на отклоняющую систему зонда для коррек-
ции ошибки положения стола.
С учетом чувствительности используемых резистов скорость
сканирования в зондовых установках может меняться от 0,1 до
0,4 м/с.
Примером конструкции установок зондового типа является
электронный литограф ZBA-10 (рис. 2.8) народного предприятия
«Карл Цейс Йена» (ГДР).
Триодная электронная пушка с катодом из гексаборида лан-
тана формирует кроссовер пучка перед анодом. Корректировку
астигматизма и центровку выходящего из пушки потока элект-
ронов осуществляют первой отклоняющей системой и стигмато-
ром. Прямоугольное сечение потока формируется с помощью
уголковых подвижных диафрагм, установленных перед первой
и третьей конденсорной линзами. Перенос изображения (разме-
ров сечения пучка) от первой уголковой диафрагмы двумя кон-
денсорными линзами в плоскость второй уголковой диафрагмы
происходит в масштабе 1 : 1. Дополнительные системы отклоне-
ния и стигматор обеспечивают юстировку потока по оси третьей
электромагнитной линзы, уменьшающей поперечные размеры
пучка. Перед ней устанавливается отклоняющая бланкирующая
система с предельной частотой переключений 5 МГц. Совместно
с третьей линзой основная зондоформирующая линза уменьшает
61
chipmaker.ru
изображение, вырезанное двумя уголковыми диафрагмами,
в 50 раз в плоскости объекта обработки. Изменяя режим фоку-
сировки и положение диафрагм, размеры зонда в этой плоско-
сти можно регулировать в диапазоне от 0,1 Х0,1 мм2 до 10х
ХЮ мкм2. Ограничительную диафрагму перед зондоформирую-
щей линзой можно использовать для контроля тока зонда.
Комплекс отклоняющих систем, стигматоров и диафрагм
позволяет обеспечить малые искажения профиля пучка при его
отклонениях. Так, астигматизм в результате отклонения приво-
дит к дисторсии кадра не более чем на 0,1 мкм.
Проведение потока с малыми потерями через сложную элект-
ронно-оптическую систему требует точной юстировки потока.
С этой целью в литографе предусмотрена система контроля
юстировки зонда, смонтированная под объектом обработки. Так
как в объектодержателе предусмотрено отверстие для проведе-
ния луча в эту систему, то изображение в плоскости объекта
можно контролировать через оптический микроскоп, предвари-
тельно увеличив размеры изображения в 100—200 раз. Объект
обработки, подаваемый в рабочую камеру через вакуумный
шлюз, закрепляется на двухъярусном крестообразном столе. Стол
перемещается по двум координатам с помощью шаговых двига-
телей; максимальное перемещение равно 80 мм. Скорость пере-
мещения стола между операциями экспонирования составляет
3 мм/с. Точное позиционирование его происходит по меткам
совмещения на объекте с использованием вторичных отражен-
ных электронов. Лазерный интерферометр позволяет осуществ-
лять точное заданное перемещение по координатам между по-
следовательными операциями экспонирования отдельных участ-
ков всего объекта.
Для электронной литографии применяются и другие элект-
ронно-зондовые литографы: ZRM-12, ZBA, (ГДР), РЭМ-1,
РЭМ-2А. (СССР), VL-R1, JEBX-2B (Япония), EL-3 (США)
и др. Их характеристики сходны между собой: ускоряющее на-
пряжение — до 30 кВ (редко — до 60 кВ), плотность тока зон-
да 1,3—1,5 А/см2, минимальный размер элементов тополо-
гии 0,1—0,3 мкм; отклонение от воспроизводимости положе-
ния элемента в кадре ±0,05 мкм; поле отклонения зонда
1X1 мм2, а площадь обрабатываемых пластин — до 100Х
Х100 мм2. Размеры прямоугольного зонда можно изменять по
программе в диапазоне от 0,1 до 10 мкм, с шагом 0,1 мкм.
Работа электронно-зондовых литографов управляется ЭВМ.
При этом изображение на объекте обработки может строиться
или от точки к точке, или в процессе нелинейной кадровой раз-
вертки или наложением субструктур (например, прямоугольни-
ков). Соответственно затраты на программирование снижаются.
Правда чем ниже затраты, тем ниже и возможности построения
сложных планарных изображений.
Наиболее перспективным является цифровой растровый ме-
62
тод формирования изображения с помощью ЭВМ. Ограничением
его является разрешение цифроаналогового преобразователя
(ЦАП), воспроизводящего хотя и большое, но все же ограничен-
ное число дискретных уровней напряжения.
Необходимая структура рисунка записывается и хранится
на магнитных дисках, во время процесса информация с них
считывается и передается в
устройства генерации струк-
туры. Там производится де-
шифровка цифровой инфор-
мации с формированием по-
следовательных адресов, ку-
да необходимо отклонить
электронный зонд. Отклоне-
ние на заданный размер осу-
ществляется с помощью вы-
сокоскоростных ЦАП и пре-
цизионных усилителей. Так
как зонд отклоняется толь-
ко в заданные области об-
Рис. 2.9. Схема проекционной элек-
тронной установки с фотокатодом:
1 — патрубок вакуумной системы; 2 — све-
товод; 3 — детектор-преобразователь рент-
геновского излучения; 4 — объект; 5 —
электронорезист; 6 — шлюз для выгрузки
объекта; 7 — корректирующий соленоид;
8 — фокусирующий соленоид; 9 — маска;
10 — кварцевая подложка маски фотокато-
да; 11 — входное окно; 12 — отражатель;
13 — источник ультрафиолетового излуче-
ния; 14 — электронный профилированный
поток; 15 — загрузочный шлюз
разца и экспонирует только
часть общей поверхности
(обычно от 20 до 30%), то
векторное сканирование, уп-
равляемое ЭВМ, обеспечи-
вает экономию времени об-
работки.
Низкая чувствительность
электронорезистов, малые
токи субмикронных зондов
и необходимость последовательного формирования всех участ-
ков изображения на объекте при малом поле сканирования не
позволяют пока растровым зондовым установкам конкуриро-
вать по производительности с оптической фотолитографией. Об-
работка объекта диаметром 60 мм при 30% экспонированной
площади с размерами элементов 0,8 мкм длится несколько де-
сятков минут.
С целью значительного повышения производительности про-
цесса электронной литографии в серийном производстве разра-
ботаны установки проекционного типа с одновременным парал-
лельным переносом всего изображения шаблона потоками элект-
ронов. Время экспозиции пластины диаметром 100 мм с мини-
мальным размером топологии в таких установках составляет от
1 с до 2 мин. На рис. 2.9 приведена схема, поясняющая принцип
работы проекционной установки. Она ' основана на явлении
фотоэмиссии электронов специальными веществами, нанесенны-
ми в виде топологического рисунка на кварцевую подложку.
Максимальная энергия фотоэлектронов (единицы электрон-
63
chipmaker.ru
вольт) недостаточна для последующего экспонирования
электронорезиста. Внутри вакуумного промежутка фотокатод —
обрабатываемый объект электроны ускоряются напряжением
20—25 кВ. Слаборасходящиеся или дополнительно фокусируе-
мые внешней магнитной системой профилированные электрон-
ные потоки экспонируют резист, покрывающий поверхность
объекта. Объекты подаются внутрь камеры и удаляются из нее
через входной и выходной вакуумные шлюзы. Для эффективной
и длительной работы фотокатодов в камере непрерывно поддер-
живается вакуум на уровне 6-10~3 Па.
Основные сложности процесса проекционной литографии
заключаются в изготовлении фотокатода-маски и совмещения ее
изображения с предварительным рисунком на объекте.
Для изготовления фотокатода на кварцевую подложку нано-
сят титановую пленку, которую затем окисляют, получая дио-
ксид титана ТЮг, покрывают ее слоем резиста и экспонируют
на электронно-зондовой установке. Используя оставшиеся участ-
ки резиста как защитную маску, ионным травлением удаляют
незащищенные участки TiO2 до кварцевой подложки. Затем на
всю поверхность напыляют в вакууме слой палладия толщиной
4—5 нм.
Ультрафиолетовое излучение с длиной волны 25—37 нм
эффективно поглощается пленкой TiO2, а там, где диоксид ти-
тана отсутствует, вызывает генерацию фотоэлектронов из слоя
палладия.
По другой технологии свет задерживается хромовой плен-
кой, а электроны эмитируются йодистым цезием при попадании
на него излучения с длиной волны 185 нм. Такой катод легко
восстанавливается растворением в воде йодистого цезия и по-
вторным его напылением.
Совмещение рисунка фотокатода и объекта проводят с
использованием дополнительных формируемых на них заранее
маркерных знаков. Эти знаки могут иметь вид перекрестий и
периодических линий, располагаемых перпендикулярно друг
другу, что позволяет выполнять совмещение по двум взаимно
перпендикулярным направлениям. Если электронный поток с
маркерного знака на фотокатоде бомбардирует поверхность
маркерного знака на объекте, то из материала последнего
(обычно тантала) генерируется характеристическое рентгенов-
ское излучение. Максимум интенсивности этого излучения соот-
ветствует полному совмещению. Рентгеновское излучение детек-
тируется приемниками-преобразователями с обратной стороны
объекта, преобразуется в световое и по световодам поступает
на ФЭУ. Обычно в период совмещения фотокатод закрывают
заслонкой, а излучение электронов происходит в это время
только с маркерных знаков катода.
С помощью наружных электромагнитных линз электронные
потоки, несущие изображение катода, можно сфокусировать и
64
тем самым редуцировать размеры схемы. В установках с реду-
цированием 1:10 удается получить элементы с минимальным
размером 0,05 мкм. Глубина фокуса магнитных линз составляет
50—100 мкм, поэтому взаимное положение катода и объекта
незначительно влияет на результаты обработки. Однако экспо-
нирование пластин больших
площадей может быть затруд-
нено из-за их коробления. В
некоторых установках для уст-
ранения коробления применено
электростатическое устройство
фиксации обрабатываемой пла-
стины с резистом на объек-
тодержателе.
Плотность электронного то-
ка в луче составляет 10—100
мкА/см2, поэтому для полного
экспонирования обычно приме-
няемых электронорезистов тре-
буется время 1—10 с.
Производительность проек-
ционных установок зависит не
только от длительности экспо-
нирования, но и от скорости
смены объектов обработки и
их ориентирования. Кассетный
способ загрузки как заготовок
обрабатываемых пластин, так
и фотокатодов с разными ри-
сунками позволяет автоматизи-
ровать и значительно сократить
цикл литографии. Кассеты вме-
щают до 80 пластин и до 40
фотокатодов с максимальным
диаметром 76,2 мм.
На рис. 2.10 представлена
конструктивная схема автома-
тизированного литографа, уп-
равляемого ЭВМ. Время об-
работки одной пластины 15 с при минимальной ширине линии
элемента 1 мкм. Улучшение разрешения достигается совершен-
ствованием систем освещения, фиксации пластин и фокусировки.
В гибридных установках совмещаются зондовые методы
формирования потоков, профилирование лучей и проекционный
метод переноса изображений. Одновременное экспонирование
большого числа копий оригинала позволяет резко повысить
производительность процессов.
Рис. 2.10. Конструктивная схема
установки проекционной электро-
нолитографии:
/ — кассета с заготовками пластин; 2 —
шлюз; 3 — патрубок вакуумной систе-
мы; 4— механизм загрузки и выгрузки
пластин; 5, 6 — пластина и фотокатод
в редукционной камере; 7 — ультрафио-
летовый осветитель; 8 — отклоняющие
катушки; 9 — фокусирующие катушки;
10 — механизм подачи пластин н фото-
катодов в редукционную камеру; // —
сильфон; 12 — смотровое окно; 13 —
механизм загрузки и выгрузки фоток а-
годов; 14 — шлюз; 15 — кассета с фо-
токатодами
65
chipmaker.ru
На рис. 2.11 представлены две схемы переноса изображений
с размножением символа маски. В схеме на рис. 2.11, а приме-
нены многоапертурные линзы-диафрагмы, располагаемые в од-
ной плоскости. Они выполнены в виде отверстий в плоском
экранном электроде. Такие линзы расположены на границе
между двумя областями с однородным электростатическим по-
лем и размножают изоб-
Рнс. 2.11. Схемы работы гибридных ус-
тановок электронной литографии с раз-
множением изображения маски с помо-
щью экранной линзы (а) и с многолуче-
вой сканирующей системой (б):
1 — обрабатываемая пластина; 2 — отдельный
поток электронов; 3 — электронная линза; 4 —
сдвоенный дефлектор; 5—маска для профили*
рования потока; 6 — дефлектор; 7 — линза;
8 аиод; 9 — сетка; 10 — управляющий элек-
трод; 11 — катод; 12 — пластина с иммерсион-
ными линзами
ражение символа в маске,
профилирующей основной
электронный пучок пуш-
ки.
В установке со скани-
рованием основного луча
(рис. 2.11, б) общий по-
ток электронов вначале
профилируется маской,
затем дефлекторной си-
стемой отклоняется по эк-
ранной линзе. Вторая
пластина с отверстиями,
совмещенными с отвер-
стиями в экранной апер-
турной пластине, образу-
ет иммерсионную линзу с
обрабатываемой подлож-
кой. Каждое отдельное
отверстие формирует на
ней уменьшенное изобра-
жение маски. При этом
все потоки после отдель-
ных линз сканируются и
бланкируются параллель-
но, что позволяет форми-
идентичные рисунки на всех участках
ровать одновременно
кристалла. Амплитуда от-
клонения в таком устройстве ограничена, поэтому экспонирова-
ние больших пластин проводят, последовательно перемещая их.
Высокая точность установки на очередной позиции экспонирова-
ния достигается с помощью лазерного интерферометра.
В последнее время проявляется интерес к установкам с раз-
ложением общего потока на многочисленные рабочие лучи
и использованием эффекта дифракции на монокристаллических
пленках. Этот эффект может быть применен в системах типа
просвечивающего электронного микроскопа, а также в сканиру-
ющих электронно-зондовых установках. Увеличение энергии
электронов позволяет усилить эффект мультиплицирования ри-
сунка вследствие дифракции. Так, при напряжении 100 кВ мож-
но формировать до 36 параллельных изображений маски.
66
Глава 3
ЭЛЕКТРОННО-ЗОНДОВЫЕ МЕТОДЫ АНАЛИЗА
ВЕЩЕСТВ
Применение энергетических потоков как аналитических инстру-
ментов с каждым годом играет все большую роль в науке и тех-
нике. Известно более 80 методов диагностики состояния вещест-
ва, которые отличаются видом первичного потока, чувствитель-
ностью, локальностью, степенью деструктирования вещества,
универсальностью и т. д. В качестве аналитического инструмен-
та могут использоваться электроны, ионы, нейтральные частицы,
магнитные и электрические поля, фотоны различной энергии, в
частности тепловое и рентгеновское излучение. В основе диагнос-
тики лежит регистрация вторичных потоков, испускаемых веще-
ством и несущих информацию о его природе и особенностях
строения.
С развитием микроэлектроники, специальной металлургии й
других отраслей все большее значение приобретает информация
о поверхности и приповерхностных слоях тел. Для получения
сведений и контроля процессов, протекающих в приповерхност-
ных областях, часто в малых по геометрическим размерам зо-
нах (единицы нанометров), требуются зондовые методы анализа,
обладающие уникальной чувствительностью (10-13—1015 г).
Легче всего в зонд очень малого диаметра на поверхности
анализируемого объекта сформировать электронный поток. Элек-
тронный луч в современных зондовых устройствах удается фоку-
сировать до единиц и даже долей нанометра, т. е. инструмент по
размерам приближается к атомным. Однако и общая сила тока
зонда тогда становится малой, увеличиваются трудности регист-
рации вторичных частиц; кроме того, закономерности эмиссии
вторичных потоков накладывают свои ограничения на разреше-
ние. Тем не менее электронно-зондовые методы анализа по облас-
тям применения и распространенности являются сейчас преобла-
дающими как в научных исследованиях, так и в современных
цеховых лабораториях.
Для получения информации о поверхности достаточно регист-
рировать энергию и пространственное распределение упруго- и
неупругоотраженных первичных электронов зонда или же вто-
ричные электроны и оже-электроны, рентгеновское излучение,
люминесценцию, наведенные токи в образце, в некоторых случа-
ях — ток и пространственное распределение электронов, прошед-
ших через тонкие объекты.
Chipmaker.ru
chipmaker.ru
§ 3.1. ОСНОВНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ ПРИНЦИПЫ
РАСТРОВОЙ ЭЛЕКТРОННОЙ микроскопии
Рис. 3.1. Энергетический спектр
вторичных электронов
Растровая электронная микроскопия — это метод исследования
поверхности образца, использующий энергетическое и простран-
ственное распределение электронов, эмиттированных из припо-
верхностного слоя образца под воздействием остросфокусирован-
ного электронного луча (зонда).
Для создания изображения структуры поверхности в растро-
вом электронном микроскопе (РЭМ) регистрируются либо вто-
ричные электроны, либо упругорас-
сеянные первичные электроны. Для
этого электронный луч последова-
тельно должен проходить все участ-
ки поверхности образца (сканирова-
ние луча), а эмиттируемые электро-
ны с поверхности — попадать на
коллектор электронов.
Когда первичные электроны пуч-
ка соударяются с поверхностью об-
разца, в энергетическом спектре ис-
пускаемых с поверхности электро-
нов условно можно выделить три
основные зоны (рис. 3.1): истинно вторичные электроны 1, неуп-
ругоотраженные электроны 2, упругоотраженные электроны 3
Истинно вторичные электроны имеют энергии, не превышаю-
щие 50 эВ, наиболее вероятная их энергия 3—5 эВ. Это электро-
ны самого анализируемого вещества, которые смогли преодолеть
потенциальный барьер (работу выхода) на границе твердое
тело — вакуум. Необходимую для этого энергию они приобрели в
результате столкновений с электронами пучка. Коэффициент ис-
тинно вторичной эмиссии б определяется как среднее число эмит-
тированных вторичных электронов, приходящихся на один пер-
вичный. Глубина выхода истинно вторичных электронов не пре-
вышает 10 нм и обычно лежит в интервале 1—5 нм.
Определим, пренебрегая пока эффектом накопления заряда
на поверхности, зависимость коэффициента вторичной эмиссии
от энергии первичных электронов. Истинно вторичные электроны
имеют разную природу в зависимости от типа материала мишени.
В металлах истинно вторичные электроны в основном определя-
ются эмиссией электронов из зоны проводимости, которым долж-
на быть сообщена энергия большая, чем работа выхода. В этом
случае работа выхода отсчитывается от уровня Ферми.
В полупроводниках (кроме вырожденных полупроводников
n-типа) и диэлектриках вторичные электроны эмитируются из
валентной зоны, т. е. эмиссия вторичных электронов связана с
уходом валентных электронов атомов. Средняя энергия, необхо-
68
димая для преодоления барьера поверхность — вакуум, будет
равна сумме энергии запрещенной зоны и энергии, соответствую-
щей ширине зоны проводимости. Здесь следует отметить, что ес-
ли на поверхности образца есть дефекты (ловушки электронов,
F-центры, загрязнения), то вторичные электроны могут появить-
ся за счет рассеяния первичных электронов на этих областях.
Эти вторичные эффекты особенно сильно проявляются при малых
энергиях электронов (£0<50 эВ). Следовательно, при энергиях
выше 100 эВ в идеальных кристаллах число рассеивающих пер-
вичные электроны центров (электроны проводимости в металлах,
валентные электроны в диэлектриках) примерно одинаково. От-
личие может быть в 2—5 раз при среднем числе 5-Ю22 см-3.
Энергия Ев, необходимая для удаления электрона из мишени,
может в зависимости от материала лежать в пределах 3—10 эВ.
Коэффициент вторичной эмиссии можно представить в виде
f)/(x)dx, (3.1)
где п(х, Е)йх— среднее число медленных электронов, образо-
ванных одним первичным в слое dx на глубине х.
Вероятность f(x) выхода каждого электрона с поверхности
обычно записывают следующим образом:
f(x)=Beax, (3.2)
где а и В — постоянные для данного вещества (В~1; а—про-
порциональна глубине выхода вторичных электронов хе). Если
глубина проникновения электронов В<хе, то f (х) ~B=const.
Число вторичных электронов п можно определить так:
, (3.3)
\ dx /э
где (df/dx)3 — эффективные энергетические потери первичных
электронов в материале по формуле (1.8). После подстановки
формул (3.2) и (3.3) в (3.1) получим
8=—^= у(1_^.у(з_2е“~^л)е-«хйх. (3.4)
о
Для малых энергий электрона Ео, когда глубина проникновения
электронов R меньше глубины выхода_ вторичных электронов
хе~а-1, интеграл (3.4) примерно равен R. Тогда
э (3 5)
Ев
т. е. коэффициент вторичной эмиссии пропорционален энергии
первичных электронов. При больших энергиях Ео электронов,
когда /?»хе, интеграл (3.4) примерно равен 1/а. В этом случае
, (3.6)
Ct£B£o
69
chipmaker.ru
где учтено, что согласно формуле (1.5) R = E^IA. Здесь коэффи-
циент вторичной эмиссии обратно пропорционален энергии. Ко-
эффициент вторичной эмиссии будет максимальным (бшах) при
некотором ' значении энергии первичных электронов Еопт
(рис. 3.2). Значения энергии Еопт и глубина выхода вторичных
электронов хе имеют следующие значения:
Элемент...............С а Ое Au Pb
£опт, кэВ . . 0,2 Щ2 0Л Щ9 0J
..................14 15 10 5 7
* а — постоянная решетки данного материала.
Распределение истинно вторичных электронов по энергиям
является важнейшей характеристикой вторичной электронной
эмиссии. Наиболее вероятная энергия вторичных электронов
Е2тах (энергия вторичных электронов, соответствующая макси-
муму эмиссии) для металлов и элементарных полупроводников
находится в пределах 1,5—3,5 эВ:
Элемент ... Be Al Si К Ge Ba W Au Pb
E2m„, эВ . . 1,8 2^6 M K5 2?6 IJ 33) 3/2 ЗЛ
Видно, что металлы, обладающие малой
Рнс. 3.2. Зависимость коэффициента
вторичной эмиссии от энергии
работой выхода
(щелочные и щелочно-зе-
мельные), обладают не толь-
ко малым значением 6, но и
малыми наиболее вероятны-
ми значениями энергий вто-
ричных электронов.
В широком диапазоне
энергий электронов первич-
ного пучка величина Ёзтах
остается постоянной, слабо
зависит от температуры ми-
шени и даже агрегатного со-
стояния вещества. Угловое
распределение вторичных
электронов близко к косинусоидальному.
Спектр истинно вторичных электронов очень чувствителен к значению по-
верхностного потенциала на поверхности исследуемого образца, а также маг-
нитного поля, возникшего какнм-лнбо образом на его поверхности.
Спектральная плотность энергии вторичных электронов нли распределение
всех испускаемых мишенью электронов по энергиям определяется выражением
для функции распределения F (см. рис. 3.1):
2к л/2
E(E) = J d<p [ f(E, Q)sin6d6,
о 0
(3.7)
где E —- энергия вторичного электрона; Q (<p, 0) =v/n — единичный вектор,
задающий направление скорости электрона; <р, 0 — сферические координаты
(ось z направлена по нормали к поверхности эмиттера); f (Е, Q)—функция
распределения вторичных электронов по энергии и направлениям их вылета.
Во многих практических случаях вид функции распределения слабо за-
висит от телесного угла, точнее, положения элемента телесного угла. В этом
случае можно записать, что
/(£, Q) = /1(E)/2(Q).
Появление на поверхности мишени областей, имеющих поверхностный по-
тенциал 17п, приводит к изменению потенциального барьера на границе об-
разец— вакуум. В этом случае энергия вторичных электронов £', преодолев-
ших этот барьер, изменится на величину kieU„, где |^i|«1:
Е' = Е 4- k\eUn.
Будем полагать, что возмущение f(£, Q), вызванное поверхностным потенциа-
лом, достаточно мало. Раскладывая функцию f (£', Q) в ряд по параметру
kieUa, получим;
/(£', Q) = /(£, O)+v*lern-^T/2-
2 d£
На начальном участке кривой распределения вторичных электронов по энер-
гиям величина d^/d£=const. В этом случае спектр истинно вторичных элек-
тронов будет смещен по оси £ на величину kieUa:
F (Е') ~ F (Е) — AUn,
т. е. смещение спектра вторичных электронов по шкале энергии пропорцио-
нально Un.
Аналогично можно рассмотреть и влияние внешнего магнитного поля.
В этом случае под действием магнитного поля будет изменяться направление
единичного вектора Q, задающего направление вылета электронов.
Неупругоотраженные электроны составляют группу вторичных электронов,
куда входят электроны первичного пучка, вышедшие из образца в результате
рассеяния на большие углы, а также электроны, генерируемые в объеме за
счет оже-переходов и возбуждения электронной плазмы.
Коэффициент неупругого отражения т] электронов зависит от энергии
первичных электронов и от атомного номера Z мишени (рис. 3.3). Из данных
рис. 3.3 следует, что, начиная с энергий первичных электронов £о~О,5 кэВ,
коэффициент т] слабо зависит от энергии, но сильно от вещества. Для веществ
со средними значениями атомного номера Z=35-i-40 коэффициент неупругого
отражения приблизительно постоянен при энергиях £0>200-^500 эВ. Для ма-
Рис. 3.3. Зависимость коэффициен-
та вторичной электронной эмиссии
от энергии электронов
Рис. 3.4. Зависимость коэффициен-
та вторичной электронной эмиссии
от атомного номера мишени
71
chipmaker.ru
териалов же с большим Z максимум зависимости г] (£0) смещается в область
больших энергий.
Вид зависимости г] (Z), показанной на рис. 3.4, характерен для широкого
интервала энергий £о= 14-100 кэВ (значения т] соответствуют усредненным
значениям по этому интервалу энергий).
Качественно объяснить такую зависимость можно, если вспомнить, что
сечение рассеяния электронов на атомах вещества (формула Резерфорда) про-
порционально Z2, т. е. вероятность рассеяния электронов на углы 0>л/2 рез-
ко возрастает с увеличением атомного номера Z материала мишенн. В то же
время вероятность рассеяния на углы, близкие к 180°, увеличивается с ростом
пути, который проходят электроны в веществе, так как в результате много-
Рис. 3.5. Энергетический спектр не-
упругого отражения электронов
Рис. 3.6. Зависимость коэффициента
вторичной электронной эмиссии сереб-
ра от энергии падающих электронов
при различных углах падения
кратных рассеяний отклонение на большие углы более вероятно. Можно счи-
тать, что коэффициент упругого рассеяния г] пропорционален произведению
do, а так как истинный путь электрона в веществе R^ ~Z~\ то г]—Z. Эм-
пирически были найдены простые зависимости t](Z). Так, для области энер-
гий начальных электронов, где т] слабо зависит от £о, имеем
Распределение неупругоотраженных электронов по энергиям характеризу-
ется участками, показанными иа рис. 3.5. В диапазоне энергий £=(0,24-
0,7)£0 распределение приблизительно равномерно и количество отраженных
электронов слабо увеличивается с ростом нх энергии. В области энергий £=
= (0,7-е~1) £0 на кривой распределения наблюдается максимум. Положение
максимума зависит от атомного номера вещества. Для вещества с большим
Z (Pt, Pb) максимум соответствует энергиям (0,9-5-0,95) Ео, при уменьшении
Z максимум смещается в сторону меньших энергий.
В первом приближении среднюю энергию отраженных электронов можно
считать равной О,6£о. Эмпирическое выражение для значения средней энергии
отраженных электронов иногда записывают в виде
£ср = (0,632 + 10-3Z) £0.
Коэффициент неупругого отражения г] возрастает с ростом угла падения <р
первичных электронов на поверхность вещества. Это можно объяснить тем, что
при увеличении угла <р (нормальное падение ф = 0) электроны начинают уг-
лубляться в среднем по нормали к поверхности вещества на меньшие рас-
стояния. Это приводит к увеличению числа отраженных электронов.
72
Зависимость т](<() более резко проявляется для веществ с малыми Z. На
рис. 3.6 представлена зависимость т) (2з0) для серебра при разных углах па-
дения. Для углов падения <р~90° коэффициент неупругого отражения возра-
стает до значении г]=0,9.
Представляет интерес распределение отраженных электронов по углам
вылета в зависимости от угла падения 0 первичных электронов. При нормаль-
ном падении (<р=0) отраженные электроны распределены приблизительно по
закону косинуса. При наклонном падении неупруго отраженные электроны
в основном группируются в направлении под углом 0^2ф.
Иногда коэффициент вторичной электронной эмиссии представляют в виде
а=б4-г]4-/?, где б, т), R— коэффициенты соответственно истинной вторичной
электронной эмиссии, неупругого отражения и уцругого отражения электро-
нов, т. е. выделяют и группу упругоотражеиных электронов.
Можно условно выделить два диапазона энергий первичных электронов,
для которых различаются абсолютные значения R и зависимости R(Ea). Это
диапазон средних энергий (0,1—1 кэВ) и больших энергий (1—100 кэВ).
В области средних энергий значения коэффициента упругого отражения
/?^0,05. Зависимость R(E0) в этом интервале немонотонна: на кривой сущест-
вует максимум, положение которого зависит от атомного номера Z. С ростом
Z положение максимума смещается в область более высоких энергий.
При больших энергиях снижаются выходы вторичных и от-
раженных электронов; этот режим используют при контроле
пленочных объектов на прохождение электронов (электроногра-
фия на просвет, высоковольтная микроскопия).
Упругоотраженные электроны выходят из глубины, не пре-
вышающей единиц постоянных решетки, т. е. из приповерхност-
ного слоя. В практической растровой микроскопии изображение
поверхности образца наблюдается как в потоках истинно, вто-
ричных электронов, так и упругоотраженных. Энергия вторичных
электронов невелика (<50 эВ), и вытягивающее электростати-
ческое поле коллектора может сильно изменить траектории
этих электронов по сравнению с невозмущенными, в то время
как это относительно слабое поле лишь незначительно возмуща-
ет траектории упругоотраженных электронов. Таким образом, для
сбора только вторичных электронов коллектор можно разместить
сбоку от образца вне прямого движения электронов; для сбора
отраженных электронов на коллектор, расположенный в направ-
лении их прямого движения, подают небольшой отрицательный
потенциал, предотвращающий попадание вторичных электронов
на коллектор.
В растровой электронной микроскопии различают два вида
контраста изображения: топографический и композиционный.
Топографический контраст изображения определяется измене-
нием интенсивности вторичной электронной эмиссии в зависимо-
сти от положения элемента поверхности по отношению к пучку
электронов. Так как траектории упругоотраженных электронов
практически не искажаются полем коллектора, то эти электроны,
двигаясь по прямолинейным траекториям, не попадают на кол-
лектор, если на их пути встречаются препятствия, например, вы-
ступ на поверхности. В отраженных электронах наблюдается ха-
рактерное теневое изображение рельефа поверхности.
73
chipmaker.ru
Если для получения топографического контраста используют-
ся вторичные электроны, то за счет искривления траектории их
движения вытягивающим полем коллектора эффект «затенения»
выражен значительно слабее. В этом случае изображение воспри-
нимается как объемное, что позволяет наблюдать структуру тре-
щин, углублений на поверхности образца.
Глубина резкости при максимальном разрешении 10 нм со-
ставляет единицы микрометров, а при разрешении 1—2 мкм она
возрастает до сотен микрометров.
Композиционный контраст изображения образцов сложного
фазового состава обусловен различными значениями коэффици-
ента вторичной электронной эмиссии.
§ 3.2. ЭЛЕКТРОННЫЕ РАСТРОВЫЕ МИКРОСКОПЫ
Электронные микроскопы делятся на три типа: эмиссионные,
просвечивающие и зеркальные. В каждом из них могут быть реа-
лизованы два режима работы: проекционный и растровый. Вто-
ричный сигнал, несущий информацию об объекте, пропорциона-
лен степени проявления рассмотренных выше эффектов в бом-
бардируемой мишени. Этот сигнал после детектирования должен
быть усилен и использован для модуляции силы тока луча в ви-
деоконтрольном устройстве (ВКУ).
Пример блок-схемы эмиссионного растрового электрон-
ного микроскопа приведен рис. 3.7. Развертка электронного зон-
да и электронного луча трубок ВКУ осуществляется синхронно,
поэтому на экранах ВКУ изображение объекта строится от точки
к точке. Число строк сканирования в кадре обычно составляет от
500 до 1000, а время сканирования — от единиц секунд (с регист-
рацией изображения на трубке 18 с длительным послесвечением)
до единиц минут (с целью фотографирования с экрана трубки 19
с кратковременным послесвечением).
Рис. 3.7. Блок-схема растрового
электронного микроскопа:
1 — анализируемый образец; 2 — устройст-
во перемещения образца; 3 — шлюз; 4 —
катушки растровой развертки; 5 — зоидо-
формирующая линза; 6 — патрубки высо-
ковакуумной системы откачки; 7 — вторая
конденсорная линза; 8 — электронный луч;
9 — апертурная диафрагма; 10 — первая
конденсорная лннза; 11 — анод; 12 — V-об-
разный катод; 13 — блок питания катода;
14 — блок питания анода; 15 — блок пита-
ния магнитных катушек линз; 16, 17 —
блоки разверток по осям координат; 18 —
телевизионная трубка с длительным после-
свечением; 19 — телевизионная трубка с
повышенной яркостью; 20 — фотоаппарат;
21 — усилитель; 22 — сцинтиллятор; 23 —
ФЭУ; 24— устройство воздействия и а об-
разец; 25 — детектор прошедших электро-
нов
74
Если считать, что коэффициент увеличения равен отношению
ширины линии на экране ВКУ к ширине линии на анализируемом
образце, то он может изменяться в очень широких пределах (от
20 до 200000). С целью получения больших увеличений жела-
тельно формировать зонд с пятном малого диаметра на объекте
и оптимизировать ускоряющее напряжение в микроскопе. Обыч-
но в эмиссионном микроскопе используется диапазон напряже-
ний 5—30 кэВ; с дальнейшим повышением напряжения может
наблюдаться потеря разрешения.
Электронная пушка микроскопа обычно допускает ее центри-
рование без разгерметизации колонны микроскопа, и ее объем
откачивается автономно. В качест-
ве эмиттера электронов в ранних
конструкциях использовался V-об-
разный вольфрамовый катод, обе-
спечивающий размер кроссовера по-
рядка 100 мкм и менее. С такими
катодами в отражающих РЭМ до-
стигалось разрешение на объекте
10 и 5 нм в просвечивающем РЭМ.
В более поздних конструкциях ста-
ли применяться гексаборидлантано-
вые (LaB6) эмиттеры; они позволи-
Рис. 3.8. Вид зависимости тока
ли повысить разрешение в отража- термокатодов от ускоряющего
ющем РЭМ до 5 нм. Еще более вы- напряжения для двух значений
сокое разрешение получено с авто- температур (7'2>7'i)
эмиссионными катодами. Однако
эти катоды не позволяют получать большой силы тока пучка,
что весьма существенно при исследовании малоконтрастных объ-
ектов, и требуют сверхвысокого вакуума. Перспективно исполь-
зование эмиттера с одновременной работой в режиме термо- и
автоэлектронной эмиссии.
На рис. 3.8 приведены зависимости плотности тока катода от
ускоряющего напряжения UyCK, имеющие три участка. На первом
участке плотность тока jQ, ограниченная пространственным за-
рядом, повышается пропорционально величине UycK. Далее идет
участок с постоянной плотностью тока насыщения jT, зависящей
от температуры Т катода. Дальнейшее возрастание плотности на
третьем участке обусловлено влиянием напряженности поля и
температуры катода (]те).
Использование медленной развертки позволяет эффективно
работать с автоэмиссионными пушками в режимах с максималь-
ным разрешением. В конструкциях автоэмиссионных пушек важ-
на конфигурация острия эмиттера и геометрия анодных электро-
дов. Если в качестве эмиттера применен монокристалл вольфра-
ма, то желательно, чтобы на площадку острия выходили кристал-
лографические грани < 111 > или <310>. Форма анодных электродов
должна обеспечивать минимальное значение электрического по-
75
chipmaker.ru
ля, перпендикулярного оси движения пучка, чтобы свести эффект
линзовой аберрации к нулю. Пример геометрии и взаимного рас-
положения электродов длиннофокусной автоэмиссионной пушки,
а также ее характеристики представлены на рис. 3.9. Двухэлек-
тродная анодная система обеспечивает необходимое увеличение
М и малые хроматические аберрации Схр."
Рис. 3.9. Геометрия, расположение
электродов и характеристики длинно-
фокусной (расстояние до объекта
80 мм) автоэмиссионной пушки:
k — острие автоэмиттера; ai — первый анод;
а2 — второй аиод; Si — расстояние от ост-
рия эмиттера до первого анодного элек-
трода, О — изображение катода (кроссо-
вер); С1р — коэффициент хроматической
аберрации; Vi и У2 — напряжения на пер-
вом и втором анодных электродах соот-
ветственно Cc=Cxp/Vi
Линзовая система находится вслед за пушкой по ходу движе-
ния электронного потока. Она состоит из 2—3 фокусирующих
магнитных катушек, располагаемых снаружи оптической колон-
ны, и разделительных вырезывающих диафрагм внутри колон-
ны. Первая линза обычно слабая, ее задача — перевести крос-
совер пушки в отверстие первой ограничительной диафрагмы.
Вторая и третья линзы формируют наименьшее поперечное сече-
ние зонда.
Вся линзовая конденсорная система обеспечивает изменение
условий освещенности исследуемого объекта в широких преде-
лах. В современных микроскопах получили наибольшее распро-
странение трехлинзовые конденсоры, в которых последняя (зон-
доформирующая) линза со сменными апертурными диафрагмами
(с отверстиями 50—30 мкм) — короткофокусная с малой сфери-
ческой аберрацией. Кроссовер обычной термоэлектронной пушки
уменьшается линзовой системой в 3-104 раз, а иногда и более.
В установках с автоэмиссионными катодами иногда используют
одну линзу с объектом в ее центре; при этом влияние сфериче-
ской аберрации минимально, а определяющей становится хрома-
тическая аберрация.
Магнитные линзы системы формируют аксиально симметрич-
ное поле; при этом изображение поворачивается в азимутальном
76
направлении по отношению к проецируемому объекту. Конструк-
ция линзы с коротким зазором приведена на рис. 3.10. Изменение
траекторий электронов параксиального пучка, движущихся на
расстоянии г от оси системы, происходит в области зазора 5. При
условии, что радиальное ускорение электронов линейно относи-
тельно расстояния г, а (7 — потенциал-относительно катода той
точки, где находится частица, уравнение движения электрона
будет иметь вид
d2r _ (д/М)г№
dZ2 “ 8U
т. e. фокусирующие свойства магнитной линзы зависят от заря-
да q и массы М частицы. Если для электронов это несуществен-
но, то для рассматриваемых ниже ионных потоков такие линзы
Рнс. 3.10. Короткая магнитная линза:
/ — параксиальный поток электронов; 2 — магннтопровод; 3 — витки
катушки; 4 — распределение магнитной индукции В в зазоре; 5 — за-
зор; В — фокус; <р — угол азимутального поворота изображения
имеют ограниченное применение. Перемена полюсов магнита не
меняет фокусирующего действия линзы, следовательно, она
всегда собирающая. Фокусное расстояние (мм) тонкой магнит-
ной линзы можно определить по формуле
/=98^^!-
(Ш)2
где U—напряжение, В; Rm — средний радиус катушки, мм;
п — число витков катушки; i — сила тока катушки, А.
Угол поворота изображения (град) в азимутальной плоско-
сти равен
<Р= 10,7-^L- .
Vu
Фокусирующее действие линзы определяется углом сходимости
20 потока после нее. Диаметр зонда с учетом аберрационных
77
chipmaker.ru
искажений увеличивается и в общем виде это увеличение сле-
дующим образом зависит от 0:
rf2 = a0-2_|_p02_j_Y06i
где а — коэффициент шума и дифракции; р и у — коэффициен-
ты соответственно хроматической и сферической аберраций.
Взяв производную по 0 и приравняв ее нулю, можно определить
такой угол 0, при котором формируется зонд минимального
размера:
0 = Г - ? + (?2 + 12ау)1/2 11/4
[ бу J
Сила тока в катушках стабилизируется с погрешностью
±0,03% с целью сохранения постоянства фокусного расстояния.
Отклонение пучка и развертка его в растр прямоугольной
формы осуществляются с помощью двух пар магнитных кату-
шек, обычно располагаемых между второй и третьей конденсор-
ными линзами. Иногда они монтируются внутри зондоформиру-
ющей линзы.
Магнитные стигматоры служат для динамической подфоку-
сировки отклоненного луча и устранения астигматизма. Они ус-
танавливаются перед основной линзой, а их оптическая сила
убывает по параболическому закону. Динамическая подфокуси-
ровка позволяет сохранить постоянным диаметр пятна при от-
клонениях потока. Более точное смещение всего растра, чем это
достигается механическим перемещением предметного стола,
можно выполнять с помощью дополнительных катушек «тонко-
го» смещения.
В узле регистрации вторичных электронов могут быть исполь-
зованы различные способы их детектирования:
1) под углом к образцу расположен металлический коллек-
тор с положительным потенциалом и силу тока вторичных элек-
тронов измеряют с помощью ВЭУ и усилителей тока;
2) непосредственно у образца смонтирован каналовый элек-
тронный умножитель. При этом необходима экранировка, чтобы
не искажать информационный сигнал высоковольтным полем
умножителя;
3) коллектор выполнен в виде полупроводникового детекто-
ра, представляющего собой высокоомную полупроводниковую
пластину с заранее сформированным в поверхностном слое диф-
фузионным р-л-переходом. Вторичные электроны генерируют в
таком коллекторе электронно-дырочные пары в обедненном
слое основного объема. Перемещение носителей тока под дейст-
вием приложенного к р-л-переходу напряжения создает ток во
внешней цепи, который затем усиливается. Детектор регистриру-
ет силу 10~10—10-9 А, но ему свойственны повышенные шумы;
4) с помощью сцинтиллятора и фотоэлектронного умножите-
ля (ФЭУ) выносят из аналитической камеры часть регистрирую-
78
Рис. 3.11. Схема детектирования
вторичных электронов:
1 — объект; 2 — электроны зонда; 3 —
вторичные электроны; 4 — сетка; 5 —
сцинтиллятор; 6 — изолятор; 7 — све-
товод; 8 — ФЭУ; 9 — высоковольтный
ввод
обладает собственным газо-
щего тракта. В виде примера на рис. 3.11 представлена схема ре-
гистрации с использованием сцинтиллятора и ФЭУ как наиболее
широко распространенная и обеспечивающая высокую детекти-
рующую способность. Алюминированный полусферический сцин-
тиллятор монтируется внутри цилиндрической экранирующей
камеры. На ее входе установлена сетка под регулируемым от
—50 до +500 В потенциалом по отношению к объекту исследо-
вания. Это позволяет менять соотношение детектируемых истин-
но вторичных и упругорассеянных электронов, т. е. изменять
контраст изображения. Если кол-
лектор размещен вне прямого пу-
ти движения электронов к нему,
то можно обеспечить сбор только
истинно вторичных электронов.
Удары ускоряемых затем до
энергий 10—12 кэВ электронов
о поверхность сцинтиллятора вы-
зывают световые вспышки. Све-
товые кванты через световод пе-
редаются на ФЭУ, который пре-
образует их в электрические сиг-
налы и усиливает последние. Ре-
гистрируемая сила тока 10-13—
10-12 А, полоса пропускания
10 МГц; шумы относительно не-
большие, но узел сцинтиллятора
выделением. Кроме того, по поверхности сцинтиллятора иногда
наблюдаются пробои.
В качестве заключения в табл. 3.1 приведены основные техни-
ческие характеристики некоторых отечественных и зарубежных
РЭМ.
Просвечивающие растровые электронные микроскопы
позволяют изучать пленочные объекты, формируя на экране ВКУ
их фазово-контрастные изображения на атомном уровне. При
энергиях электронов в зонде порядка 100 кВ удается исследовать
пленки толщиной 0,01—0,2 мкм с разрешением 0,2 нм; с увеличе-
нием ускоряющего напряжения до 1 МэВ объекты могут иметь
толщины в диапазоне 1—15 мкм, а разрешение возрастает до
0,1 нм, т. е. близко к теоретическому. Контраст изображения бу-
дет определяться процессами рассеяния и потерями энергии элек-
тронов зонда при столкновениях с атомами образца. Прошедшие
через образец электроны регистрируются специальным детекто-
ром.
Растровую просвечивающую микроскопию можно реализо-
вать на базе РЭМ, если за пленочным образцом установить
апертурную диафрагму и коллектор. В обычном просвечиваю-
щем электронном микроскопе (ПЭМ) для растрового режима
потребуется ВКУ, синхронизированное с отклоняющей системой
79
chipmaker.ru
развертки луча; коллектор для сбора электронов, прошедших
через образец, и диафрагма для формирования темнопольного
сигнала. Достигаемое на модифицированных приборах разреше-
ние составляет 1,5—5 нм. После прохождения мишени электро-
ны при этом способе анализа должны быть рассортированы по
потерянной ими энергии. Рассеянные на большие углы электро-
ны собираются кольцевой диафрагмой, эти упругорассеянные
электроны и формируют темнопольный сигнал.
Рис. 3.12. Схема детектора ПРЭМ:
1 — ФЭУ; 2 — световод; 3 — сцинтиллятор;
4— центральный сменный коллектор; 5 —
вакуумная камера; 6— отклоняющее маг-
нитное устройство для выбора пучка; 7 —
диафрагированный поток электронов; 8 —
кольцевая сменная диафрагма
Рис. 3.13. Схема электронно-оптиче-
ской системы с автоэмиттером:
/ — второй анод; 2— первый анод; 3 —
апертурная диафрагма; 4— встроенный вы-
соковакуумный насос; 5— автоэмиссиояяый
катод; 6 — первый конденсор; 7 — второй
конденсор; 8 — система отклонения н объ-
ектная линза; 9 — объект
Другая часть электронов зонда участвует в процессах неуп-
ругих соударений с атомами мишени и теряет свою первоначаль-
ную энергию. Значение этих потерь зависит от атомного номера
элемента мишени. Регистрация прошедших электронов с неупру-
гими потерями ведется с помощью центрального коллектора, раз-
мещаемого в области отверстия диафрагмы. Этот коллектор по-
зволяет формировать светлопольный сигнал. Схема конструкции
детектора приведена на рис. 3.12.
Энергию упруго- и неупругоотраженных электронов, направ-
ленных на свои коллекторы, можно регистрировать с помощью
энергоанализаторов. Перед входом энергоанализаторов устанав-
ливается апертурная контрастная диафрагма.
Особенностями конструкций ПРЭМ являются использование
автоэмиттеров, позволяющих формировать зонд диаметром 0,2—
0,3 нм, двухлинзовых длиннофокусных конденсорных систем и
81
80
chipmaker.ru
короткофокусных объективных линз с фокусным расстоянием
1—2 мм при апертуре луча 40 мкм, располагаемых перед пленоч-
ным объектом. Малая сила тока зонда обычно позволяет рабо-
тать только в режиме медленной развертки.
Электронно-оптическая система пушки с автоэмиттером пока-
зана на рис. 3.13. Электронный пучок после выхода из второго
анодного отверстия имеет расходимость не более 10~2 рад. Пер-
вый конденсор уменьшает изображение кроссовера пучка за ано-
дом в 10—15 раз. Вновь сформированное изображение затем
увеличивается в 1—2 раза вторым конденсором для равномерно-
сти освещения объекта. Первичная угловая сепарация прошед-
ших электронов осуществляется апертурной диафрагмой.
Рис. 3.14. Схема зеркального РЭМ:
1 — мишень; 2 — модулятор; 3 — анод; 4 —
магнитная призма; 5 — отраженные элек-
троны; 7 — контрастная диафрагма; 7
сцинтиллятор; 8 — катод электронной пуш-
ки; 9 — первичный электронный поток; 10 —
отклоняющая система; 11—блок модуля-
тора; 12 — источник напряжения смещения
Рис. 3.15. Схема низковольтного мик-
роскопа с катодолюминесцентным эк-
раном:
/ — мишень; 2 — выходная линза; 3— от-
раженные электроны; 4 — катодолюмине-
сцентный экран; 5 — анод; 6 — катод; 7 —
источник анодного напряжения; 8 — пер-
вичные электроны; источник напряже-
ния смещения; 10 — источник ускоряюще-
го напряжения
С развитием микроэлектроники и исследований микрообъек-
тов, чувствительных к воздействию электронов зонда, возрастает
интерес кзеркальному режиму работы электронного микро-
скопа. В таком режиме ослабляется влияние первичных электро-
нов на структуру мишени и снижается ее разогрев и в то же вре-
мя повышается чувствительность к рельефу поверхности и
поверхностным потенциалам. Энергия первичных электронов
обычно регулируется от 3 до 25 кэВ; при этом на мишень подает-
ся потенциал катода пушки или близкий к нему (режим элек-
тронного зеркала). На рис. 3.14 приведена схема зеркального
электронного растрового микроскопа. Электроны первичного по-
тока и отраженные от мишени движутся в противоположных на-
правлениях в поле магнитной призмы и отклоняются в нем на
угол разделения («33°). Мишень, модулятор и заземленный
анод составляют систему трехэлектродного иммерсионного объ-
82
ектива. Внутри этого объектива происходит торможение первич-
ных электронов, обеспечивающее их нормальное падение на по-
верхность мишени. Магнитная индукция поля, регистрируемая
на поверхности, лежит в пределах Ю-3 Тл, а напряженность
электрических полей — порядка 10 В/см.
Отраженные электроны, несущие информацию о состоянии
поверхности, ускоряются внутри иммерсионного объектива и
движутся по своим траекториям внутри магнитной линзы. При
этом, меняя напряжение на модуляторе, необходимо вывести
кроссовер вторичного пучка в отверстие контрастной диафраг-
мы перед сцинтиллятором.
Режим анализа поверхности в низковольтных растровых
электронных микроскопах предусматривает использование элек-
тронов с энергиями не более 10—50 эВ. При этом достигается
повышенная чувствительность к поверхностным загрязнениям,
микрорельефу, локальным электрическим и магнитным полям.
Распределение потенциала можно анализировать в этом режи-
ме и по схеме, изображенной на рис. 3.14, если между контраст-
ной диафрагмой и сцинтиллятором поместить дополнительно
энергоанализатор отраженных электронов.
Низковольтные микроскопы применяются для диагностики
работы полупроводниковых приборов и интегральных схем. Ин-
дуцированные токи, токи и напряжения между их элементами
влияют на траектории отраженных и вторичных электронов.
Участки схем с более положительным потенциалом по сравне-
нию с соседними будут выглядеть на экране ВКУ более темны-
ми вследствие уменьшения количества вторичных электронов.
Потенциально-контрастный метод основан на изменении тра-
ектории электронов зонда на обратную в точках с определенным
потенциалом относительно катода пушки. Этот потенциал зави-
сит от локальной напряженности электрического поля на поверх-
ности мишени. Одна из схем регистрации потенциалов представ-
лена на рис. 3.15. Напряженность поля в зазоре между
выходной линзой 2 и мишенью 1 составляет 105—106 В/см. Уве-
личенное изображение объекта проецируется на катодолюминес-
центный экран. При этом трудно количественно оценить получен-
ную картину, так как на топографический контраст накладывает-
ся контраст неоднородности поверхности, менаду полезным
сигналом и напряжением на образце существует нелинейная
связь, а электроны зонда вследствие немоноэнергетичности раз-
ворачиваются в различных точках над мишенью.
Практически достигаемое разрешение равно по плоскости
50 нм и по глубине 2,5 нм. С погрешностью от нескольких десят-
ков милливольт до единиц вольт можно регистрировать контакт-
ные разности потенциалов, зависящие от материала, его струк-
туры и ориентации кристаллов.
При сканировании лучом вдоль каждой линии развертки
после усиления сигнал зависит от поверхностных потенциалов
83
chipmaker.ru
линейно. По схеме, представленной на рис. 3.16, можно на экране
ВКУ построить карту эквипотенциалей на поверхности с разре-
шением порядка 20 мВ. Вторичные электроны с малой энергией
(единицы эВ) регистрируются коллектором с системой сцинтил-
лятор — ФЭУ. Изменяя потенциал на сеточном электроде этого
коллектора, можно создавать тормозящие "поля разной напря-
женности и пропускать к
Рис. 3.16. Схема растрового
микроскопа для регистрации
электрических потенциалов
иа поверхности мишени:
/ — генератор разверток; 2 — ге-
нератор луча; 3 — электронный
луч; 4 — полупроводниковый де-
тектор; 5 — детектор с задер-
живающим потенциалом; 6 —-
ФЭУ; 7 — вычитающее устрой-
ство; 8 — усилитель; 9 — компа-
ратор; 10 — ВКУ
сцинтиллятору электроны с энергией,
- превосходящей заданную. Упруго-
рассеянные электроны регистриру-
ются вторым детектором, например
полупроводниковым. Они несут ин-
формацию только о микрогеометрии
поверхности. В разности сигналов с
обоих коллекторов остается инфор-
мация преимущественно о поверх-
ностном потенциале. Для обеспече-
ния постоянного сигнала с ФЭУ
разностный сигнал усиливается и
подается на сеточный электрод кол-
лектора с ФЭУ.
Выходной сигнал усилителя об-
ратной связи линейно зависит от
поверхностного потенциала в про-
цессе сканирования каждой обла-
сти мишени. Регистрация этого сиг-
нала позволяет получить распреде-
ление потенциала вдоль каждой
строки и с помощью компаратора и
вводимых в него опорных потенциа-
лов получить на экране ВКУ карту
эквипотенциалей.
Контрасты в РЭМ зависят не только от геометрии, фазового
состава и наличия электрических полей, но и от магнитных ло-
кальных неоднородностей. Двумерное магнитное поле можно за-
регистрировать, размещая мишень вне направления прямого дви-
жения электронов к коллектору с широким полем зрения. В этом
случае сила вторичного тока при отклонении зонда вдоль линии
сканирования пропорциональна магнитной индукции на отдель-
ных участках. Удается на микронных мишеиях фиксировать ин-
дукцию в сотые доли теслы.
Количественный анализ микроструктур, измерение поверхно-
стных потенциалов и магнитных полей на современных РЭМ вы-
полняют, применяя ЭВМ. При этом возрастают точность интер-
претации результатов, скорость обработки данных, появляется
возможность управления работой РЭМ при обработке всего
изображения или его части. В памяти машины можно сохранить
ранее обследованный рельеф, а затем сравнивать его и опреде-
лить степень расхождения с вновь регистрируемыми.
84
Для точного отображения морфологии целесообразно приме-
нять в ЭВМ цифровую развертку луча, формируя точечный
растр. При этом в память машины вводятся координаты х, у
прямоугольной сетки, по узлам которой передвигается зонд. Пе-
ремещение зонда от точки к точке сопровождается изменением
выходного сигнала микроскопа. Уровень этого сигнала сравни-
вается аналоговым дискриминатором, выделенная разность
преобразуется АЦП и запоминается машиной. Уровни опорных
сигналов в дискриминаторе (по яркости, по энергиям), т. е. по-
роги срабатывания АЦП, позволяют выделять нужный объем
информации, закрепить его в памяти и вывести на ВКУ в любое
время.
ЭВМ для работы с РЭМ достаточен объем оперативной памяти 4096
16-разрядных слов, так как информация представляется частично в виде ко-
ординат анализируемого подмножества. В этом случае в память вводятся све-
дения только о 4—40 точках пересечения зонда с границами этого подмноже-
ства вместо 4096 точек, соответствующих числу диаметров пучка в одной
строке сканирования.
§ 3.3. ЭЛЕКТРОННАЯ ОЖЕ-СПЕКТРОСКОПИЯ
Одной из самых перспективных методик анализа поверхности
является растровая оже-спектроскопия (РОС). Она позволяет
изучать физические и химические свойства поверхности, осуще-
ствлять входной и выходной контроль полупроводниковых мате-
риалов, оценивать степень чистоты обработанных пластин и вы-
полнять анализ отказов изделий электронной техники. Сочетая
на одном приборе растровую электронную микроскопию (РЭМ)
с электронной оже-спектроскопией (ЭОС), можно получать ин-
формацию как о структуре, так и о химическом составе мате-
риала с очень высокой локальностью по глубине.
В электронной оже-спектроскопии измеряются энергия и ко-
личество оже-электронов, эмиттируемых с поверхности мишени
в результате электронной бомбардировки. Оже-эффект связан с
ионизацией атома в результате соударения первичного электро-
на с электроном на одной из внутренних оболочек атома (К, L,
М,...), на которой возникает вакансия. За очень короткое время
(Ю-ч—Ю-16 с) происходит переход электрона с более высоких
оболочек на образовавшуюся вакансию. Выделившаяся в ре-
зультате такого перехода энергия может либо перейти в энергию
у-кванта (радиационный переход), либо перейти к электрону од-
ной из внешних оболочек, который покидает атом и регистриру-
ется как оже-электрон. Так как вероятность радиационного пере-
хода растет с ростом атомного номера, как функция Z4, то веро-
ятность эмиссии оже-электронов соответственно падает. Для
легких элементов она составляет 95%. а для элементов с Z = 70
не превышает 10%.
Энергетическая схема образования оже-электрона его показа-
на на рис. 3.17. Возникшая при воздействии внешнего электрона
85
chipmaker.ru
et в результате вылета электрона е2 вакансия на К-уровне запол-
няется электроном с L-уровня, а в вакуум выходит электрон е20
с ЛЬуровня. Для обозначения такого процесса с участием трех
электронов используют символы уровней. В начале указывают
уровень (К), ионизированный первичным электроном,затем уро-
вень (L), с которого переходит электрон на вакансию, а далее
последний уровень (М) выхода оже-электрона в вакуум. Если
этот электрон выходит из валентной зоны, то переход обознача-
ют KLV.
Рис. 3.17. Энергетическая схема
образования оже-электрона на при-
мере перехода KLM:
е<р— работа выхода электрона; Et-—
энергетические зоны
Рис. 3.18. Энергии оже-пиков для
элементов с различными Z (точка-
ми обозначены наиболее интенсив-
ные пики)
Оже-переходы, в которых участвуют электроны одной и той
же атомной оболочки, но имеющие различные квазидискретные
значения энергии, обозначаются, например, так: MiMivAfiv;
NyNyiOni и т. д. Для элементов с 3^Z^14 наиболее характер-
ны переходы KLL, для элементов с 14<Z^40— переходы LMM,
для элементов с 40<Z^79 —переходы MNN. На рис. 3.18 по-
казаны наиболее четко выраженные оже-переходы и их энергии
для элементов с разными атомными номерами Z.
Оже-электроны выходят всего из нескольких поверхностных
атомных слоев. Из глубоких слоев их выход мал вследствие по-
терь энергии при электрон-электронных взаимодействиях. У чис-
тых мишеней их температура не влияет на выход оже-электро-
нов. На общем фоне неупругоотраженных электронов оже-элек-
86
троны создают небольшие пики с энергиями соответствующих
оже-переходов. Однако амплитуды этих пиков малы и недоста-
точны для надежных измерений. Поэтому на практике оже-пики
регистрируются с помощью дифференциальных кривых энерго-
распределения (рис. 3.19).
Чтобы отличить оже-пики на кривой энергораспределения от
пиков, соответствующих характеристическим потерям энергии
первичных электронов, необ-
ходимо изменить энергию
первичных электронов. В
этом случае энергетическое
положение оже-пиков не ме-
няется, а другие пики пере-
мещаются по энергетиче-
ской шкале вместе с пиком,
который соответствует упру-
горассеянным электронам.
Ширина измеряемых
оже-пиков в основном опре-
деляется естественной ши-
риной линии перехода, свя-
занной с малым временем
жизни вакансии (т= 10~и4-
10~16 с). Уширение линии
равно Д£ ~й/тяа 14-3 эВ.
Степень монохроматичности
пучка первичных электронов
Рис. 3.19. Дифференцированный оже-
спектр арсенида галлия с адсорбиро-
ванными на поверхности атомами уг-
лерода и кислорода
в этом случае не играет роли. На
ширину оже-пиков влияет ширина энергетических уровней и зон,
участвующих в переходах, а также разрешающая способность
применяемого энергоанализатора.
§ 3.4. РАСТРОВЫЕ ОЖЕ-СПЕКТРОМЕТРЫ
Основными элементами растрового оже-спектрометра являются
электронная пушка, энергоанализатор электронов, вакуумная си-
стема и устройство сканирования первичным пучком электронов.
Электронная пушка формирует электронный зонд диаметром
5—50 мкм. Переход к малым диаметрам неизбежно сопровожда-
ется уменьшением силы тока зонда и снижением отношения сиг-
нал/шум. С целью сохранения достаточной величины этого отно-
шения приходится сужать рабочую полосу частот или же, что
одно и то же, увеличивать время анализа элементарной площад-
ки поверхности. Требования к стабильности силы тока пушки,
параметрам блоков питания и регистрации значительно возраста-
ют. Электронная пушка РОС может быть заимствована из других
устройств, в частности из видикона ЛИ-428 со стандартной элек-
тронной оптикой, обеспечивающей искусственный кроссовер диа-
87
chipmaker.ru
метром 0,005—0,01 мм при силе тока 10~8—КН* Л. Нестабиль-
ность силы тока пучка не превышает 10~4 за 1 ч эксплуатации.
Так как энергоанализ заряженных частиц все больше стано-
вится одним из наиболее информативных способов исследования
веществ, то следует подробнее рассмотреть соответствующие ти-
пы энергоанализаторов и их основные характеристики [3, 24, 25].
Энергоанализаторы представляют собой систему электродов,
обеспечивающую требуемую конфигурацию анализирующих маг-
нитного, электрического полей или их комбинации. При воздей-
ствии анализирующего поля на движущиеся заряженные части-
цы происходит их разделение в пространстве по энергиям. В ана-
литических установках более удобно использовать не электро-
магнитные, а электростатические системы, так как диапазон
энергий частиц весьма широк (от единиц электрон-вольт до еди-
ниц килоэлектрон-вольт). Для их разделения не требуется боль-
шой напряженности электрического поля, ноле можно легко ло-
кализовать между электродами малых габаритов, масса электро-
статических систем невелика. Кроме того, системы проще
экранировать от воздействия внешних полей, а затраты мощно-
сти при эксплуатации малы даже при высоких требованиях к
стабилизации напряжений.
Электростатические анализаторы в отличие от магнитных
разделяют заряженные частицы по энергиям, а не по скорости,
поэтому масса частиц при заданной энергии не играет роли.
Если в анализаторах используется принцип преодоления дви-
жущейся частицей изменяемого по значению потенциального
барьера (задерживающего потенциала), то они относятся к клас-
су бездисперсионных. В дисперсионных анализаторах при наст-
ройке их на определенную энергию не происходит расфокусиров-
ки моноэнергетического пучка частиц, но изображение источника
этих частиц смещается в пространстве. Дисперсия D — это вели-
чина, равная смещению dx изображения моноэнергетического
источника при малом изменении d£ энергии настройки, отнесен-
ном к относительному изменению этой энергии йЕ/Е, т. е.
1J=-E — .
Если электрическое поле фокусирует поток частиц по направ-
лению, то в зависимости от их энергий на коллекторе возникает
несколько протяженных изображений источника (линий). Разме-
ры каждой линии зависят от угла раствора а и плотности прост-
ранственного заряда потока.
Ширина So линии изображения точечного источника моно-
кинетических частиц зависит от сферической аберрации и для не-
больших углов а ее можно выразить в виде ряда
So=сш1 +а2а2+а3а3 + • • • -
где аь аг, аз,... — постоянные коэффициенты.
88
Если Oi = 0, то электрическое поле обеспечивает фокусировку
первого порядка; если ряд разложения начинается с третьего
члена (о1 = о2 = 0), то он характеризует фокусировку второго
порядка, и т. д. Для фокусировки изображения источника в ли-
нию меньшей ширины требуется более высокий порядок фоку-
сировки, а малая ширина линии обеспечивает разделение сосед-
них спектральных изображений.
Как значение дисперсии, так и порядок фокусировки опреде-
ляются законом распределения электрического поля в рассмат-
риваемых анализаторах.
В реальных приборах ширина линии на коллекторе опреде-
ляется не только сферической аберрацией, но и увеличением М
системы переноса изображения входной щели Si, шириной при-
емной щели спектрометра S2, уширением вследствие взаимных
перекосов б этих щелей, а также расталкивающего действия
пространственного заряда пучка Q. Зависимость силы тока кол-
лектора от энергии при эталонном моноэнергетическом источни-
ке определяет собственную спектральную приборную линию
спектрометра. Ширина этой линии характеризует интервал не-
разрешимых прибором энергий. По основанию приборной линии
можно определить следующую важную характеристику энерго-
анализатора— его разрешающую способность R:
р___________—__________
A1-S1 Sg -f- *S2 4- 6 4- Q
Следовательно, желание повысить разрешающую способ
ность спектрометра требует увеличения дисперсии энергоанали-
затора и использования малой ширины изображения источника
заряженных частиц.
Часто в технических характеристиках на приборы приводят
величину обратную разрешающей способности и назы-
ваемую разрешением. Разрешение — это отношение минималь-
ной разности энергии ДЕ двух моноэнергетических компонентов
потока с энергиями Е и Е-ЬЛЕ, которую еще различает коллек-
тор анализатора, к среднему значению этих энергий.
Следующими важными характеристиками анализаторов яв-
ляются светосила, светимость и пропускание. Чаще всего полем
анализатора фокусируется только часть общего потока, движу-
щаяся в телесном угле Q. Для идеального точечного моноэнер-
гетического источника светосила G определяется как отношение
количества фокусируемых анализатором частиц к их полному
числу, эмиттируемому за то же время в полный телесный угол
4л. Светосилу принято выражать в процентах:
б=(2/4л) 100.
Реальный источник имеет конечные размеры, а разные точки
поверхности о эмиттируют частицы с различной энергией. При
малой площади источника изменением светосилы вдоль его по-
89
chipmaker.ru
верхности можно пренебречь. Для оценки способности анализа-
тора фокусировать частицы, испускаемые различными участка-
ми поверхности, вводят понятие светимости L. Светимость
представляет собой интеграл светосилы по поверхности, или
при принятых условиях,
L=Ga.
Поток заряженных частиц по мере движения в анализаторе
может убывать, например часть частиц может перехватываться
сетками. Такие потери учитывают, вводя понятие пропускания.
Рис. 3.20. Схема квазисферического
энергоанализатора бездисперсионного
типа:
1 — источник постоянного напряжения
(200—300 В); 2 — электронная пушка; 3 —
полусферический коллектор; 4 — экрани-
рующие заземленные сетки; 5 — сетка с
тормозящим потенциалом; 6 — электрон-
ный пучок; 7 — мишеиь; 8 — усилитель с
синхронным детектором; 9— удвоитель ча-
стоты; 10 — генератор синусоидального на-
пряжения; И — источник тормозящего на-
пряжения; 12 — двухкоордннатный самопи-
сец
Рис. 3.21. Схемы дисперсионных энер-
гоанализаторов:
а — типа плоского зеркала; б — цилиндри-
ческого Юза — Рожанского; в — квазисфе-
рического
Пропускание Т определяется как отношение числа частиц, ре-
гистрируемых коллектором при оптимальной напряженности
электрического поля, к полному их числу, эмиттированному ис-
точником за то же время.
По рассмотренным выше основным характеристикам прово-
дят сравнение энергоанализаторов различных конструкций.
90
Рассмотрим для примера схему конструкции бездисперсион-
ного энергоанализатора типа квазисферического конденсатора с
сетками (рис. 3.20). На коллектор 3, покрытый флуоресцирую-
щим слоем, от источника постоянного тока 1 подают положи-
тельный потенциал в несколько сотеи вольт. На пути движения
вторичных электронов к коллектору расположены три полусфе-
рические вольфрамовые сетки 4, 5. Крайние сетки 4 заземлены.
Ближайшая к образцу сетка обеспечивает свободное от электри-
ческих полей пространство дрейфа между областью торможения
и образцом. Третья сетка служит для уменьшения емкости меж-
ду коллектором и второй тормозящей сеткой. На вторую сетку от
источника 11 подают линейно изменяющийся во времени тормозя-
щий потенциал. Этот потенциал изменяется от нуля до потенциа-
ла катода электронной пушки. Одновременно на тормозящую
сетку от источника 10 подается небольшое по амплитуде синусои-
дальное напряжение частотой со. Переменная составляющая тока
коллектора, соответствующая второй гармонике, сначала усили-
вается, а затем детектируется синхронным детектором. Как уси-
литель, так и детектор настроены на частоту 2<о. На опорный
канал синхронного детектора также подается сигнал с часто-
той 2d).
Такой метод измерения позволяет значительно снизить уро-
вень флуктуационного шума благодаря узкой полосе пропуска-
ния усилителя и детектора. Регистрация сигнала на выходе осу-
ществляется на двухкоординатном самописце. Разрешение по
энергии такого анализатора достигает р=2,4%, а если использо-
вать две тормозящие сетки, то р = 0,5%.
Теперь рассмотрим несколько схем дисперсионных энергоана-
лизаторов. Если слаборасходящийся поток электронов входит в
тормозящее электрическое поле под острым углом к его эквипо-
тенциалям, то траектории их движения изменятся. Плоское
электростатическое зеркало способно при определенных услови-
ях сфокусировать поток по направлению и разделить электроны
по энергиям Ее. Ход траекторий можно пояснить с помощью рис.
3.21, а, на котором изображен плоский конденсатор, внутрь кото-
рого входит поток с углом раствора 2а под углом 6 к пластине с
потенциалом U0- Между пластинами прикладывается тормозя-
щее напряжение Ut. Под действием однородного тормозящего
поля поток отклоняется и, двигаясь по параболической траекто-
рии, выходит через другую щель, располагаемую на расстоянии
IdEe . О0
х=------sin 26.
t/.f
При0 = л/4 расфокусировка, вызываемая угловым разбросом
электронов, будет минимальной, а максимальное удаление акси-
ального электрона от нижней пластины по оси у будет равно
h=x/4.
91
chipmaker.ru
Теоретическая разрешающая способность анализатора равна
где S— ширина щели; х — расстояние между входной и выход-
ной щелями.
Плоский конденсатор прост в изготовлении, обеспечивает
удобство взаимного расположения источника, анализатора и де-
тектора. Анализатор обладает фокусировкой в одном направле-
нии. Дисперсия достаточно велика, так же как и разрешение.
При использовании длинных источников он обладает высокой
светимостью.
Широкое распространение получил цилиндрический дефлек-
тор-конденсатор Юза — Рожанского. Обкладки конденсатора
представляют собой части двух цилиндров с общей центральной
осью. В сечении этих цилиндров (рис. 3.21, б) можно изобра-
зить траектории слаборасходящегося с углом 2а потока элект-
ронов, входящего через точечное отверстие в диафрагме D.
К наружной обкладке приложен тормозящий потенциал Ur, соз-
дающий аксиально-симметричное электростатическое поле, на
расстоянии Го его напряженность равна Ео. Движение электро-
нов, входящих со скоростью v0, будет происходить по круговой
траектории с радиусом г0. При этом
mvolr^—eE^.
Анализ уравнения траектории движения показывает, что пучок
слаборасходящихся электронов фокусируется в точке с радиус-
вектором Го при ср0=л/1^2 в фокальную линию, ширина кото-
рой пропорциональна а2, т. е. реализуется фокусировка первого
порядка по направлению. Электроны, входящие в анализатор с
одинаковыми скоростями Но под углами а, будут фокусироваться
не в одной точке, а в разных, разделенных расстоянием
S = 4a2r0/3.
Такой анализатор можно применять» и с длинным источником.
По светимости цилиндрический дефлектор уступает плоскому
конденсатору.
В энергоанализаторах применяется также сферический
дефлектор-конденсатор (рис. 3.21, в). Между внешней и внут-
ренней сферической обкладками прикладывается разность
потенциалов UT, создающая на расстоянии г от центра сфер
поле напряженностью
E^U^M^-R^r2)],
локализованное в пределах угла <р. Источник пучка размещается
вне этого поля, а поток слаборасходящихся электронов входит
в него по касательной к средней эквипотенциальной поверхности
радиусом Го:
г0=(^1 + ₽2)/2.
92
В поле сферического конденсатора происходит пространствен-
ная фокусировка электронного потока и его разложение по
энергиям. Дисперсия по энергии в таком анализаторе превосхо-
дит удельную дисперсию в анализаторах других типов; в нем
реализуется стигматическая фокусировка в двух направлениях.
Полусферический дефлектор удобен при одновременном угло-
вом и энергетическом анализах, требующих высокой свети-
мости.
Рис. 3.22. Схемы конструкций цилиндрических энергоана-
лизаторов с фокусировкой типов «кольцо—ось» (а) н
«ось — ось» (б):
1 — мяшень; 2 — электронная пушка; 3 — внутренний цилиндр с
двумя кольцевыми щелями; 4 — внешний цнлнндр; 5 — магнитный
экран; 6 — изолятор; 7 — перегородка; 8 — коллектор электронов;
9—диафрагма; 10 — траектории электронов, проходящих через
энергоанализатор
При выборе типа энергетического анализатора для установок
со сканированием приходится учитывать, что его параметры не
одинаковы при различных положениях электронного луча в
пределах площади сканирования. В частности, могут измениться
энергетическая полоса пропускания, светосила, разрешение,
глубина фокуса. Например, перемещение объекта исследований
вдоль оси цилиндрического анализатора на 0,4 мм приводит к
изменению отклоняющего напряжения, при котором регистри-
руется пик электронов, на 5 В, что вызывает кажущееся измене-
ние энергии оже-пиков.
Наиболее распространенным типом дисперсионного энерго-
анализатора в рассматриваемых установках являете? цилиндри-
ческий анализатор с системой фокусировки «кольцо — ось» или
«ось — ось» (рис. 3.22). В анализаторе с фокусировкой типа
«кольцо — ось» (рис. 3.22, а) вторичные электроны, эмиттируе-
мые из любой точки площадки сканирования, формируют вир-
туальный источник на поверхности внутреннего цилиндра.
В этом месте находится входная узкая щель размером в
несколько десятых долей миллиметра. Параметры анализатора
слабо зависят от действительного положения зондирующего
электронного луча и можно получить растровое изображение
объекта без его перемещения. Однако при различных положе-
93
chipmaker.ru
ниях зонда работает только та часть анализатора, которая нахо-
дится в плоскости сечения, проходящей через ось анализатора
и исследуемую точку. Светосила анализатора значительно сни-
жается.
В устройствах с фокусировкой типа «ось — ось» (рис. 3.22, б)
как источник вторичных электронов, так и его изображение
находятся на оси анализатора. Выходная диафрагма имеет или
круглое отверстие, или кольцевую щель, расположенную в месте
минимального сечения сфокусированного пучка электронов. Во
втором случае обеспечивается лучшее соотношение параметров
«пропускание — разрешение». Габаритные размеры анализатора
небольшие: диаметр внешнего пермаллоевого магнитного экрана
равен 150 мм, диаметр внутреннего цилиндра — 50 мм.
К вакуумной системе любого оже-спектрометра предъявля-
ются жесткие требования по предельному вакууму и составу
остаточной газовой среды. Учитывая, что длительность экспони-
рования одного кадра можно изменять от 5 до 320 с, при самом
медленном сканировании можно получить всего три идентичных
кадра при давлении 10-7 Па. Но если в составе остаточных
газов имеются углеводороды, например от масляных диффузи-
онных насосов, то под действием ускоренных электронов пучка
происходит их разложение с адсорбцией углерода на поверхно-
сти. Поэтому только первый кадр будет нести достоверную
информацию о состоянии поверхности, но и то в оже-электронах
одного элемента. Следовательно, для получения достоверных и
воспроизводимых данных не по одному, а по нескольким эле-
ментам давление в вакуумной камере не должно превышать
10~8—10~9 Па, а откачка должна осуществляться безмасляными
средствами.
Система сканирования электронным пучком должна обеспе-
чивать его перемещение по площади 0,5x0,5 мм, а используе-
мый в установке манипулятор — перемещать объект размером
25x25 мм с погрешностью ±0,01 мм.
На рис. 3.23 приведена схема растрового оже-спектрометра [26]. Сканиро-
вание зонда по поверхности осуществляется подачей на отклоняющие электро-
ды пушки парафазных пилообразных напряжений кадровой и строчной
частоты, которые вырабатываются в блоке сканирования и усиливаются усили-
телем отклонения. Такие же напряжения из блока сканирования через кадро-
вый и строчный усилители подаются на отклоняющие системы двух ЭЛТ, яв-
ляющихся индикаторами. С экрана одной трубки с высоким разрешением
ведется фотографирование изображений, с помощью второй трубки с длитель-
ным послесвечением наблюдают объект.
Для визуализации топографии поверхности объекта и его структуры ис-
пользуется ток в цепи объекта, протекающий через нагрузочный резистор R.
Напряжение с этого сопротивления усиливается и модулирует интенсивность
или отклонение воспроизводящих лучей на экранах ЭЛТ. Канал усиления в
этом случае состоит из предварительного и оконечного видеоусилителей, а в
случае модуляции отклонения — из кадровых усилителей ЭЛТ.
Вторичные, неупруго- и упругорассеянные электроны из объекта попада-
ют в цилиндрический энергоанализатор, настроенный на пропускание элек-
тронов с энергией, соответствующей оже-переходу выбранного химического
94
Вертикальные пластины
Рис. 3.23. Схема растрового оже-спектрометра
Chipmaker.ru
chipmaker.ru
Таблица 3.2
Технические характеристики Марка спектрометра
09ИОСЗ встраивае- мый 09ИОС-2 09ИОС-10-004 091ЮС-10-005
Разрешение по энергии, % г 1 0,75—1 0,5—1
Пространственное раз- 20 Двухка-
решение, мкм Вакуумная система 20 5 Двухка- 5 Двухка-
мерная мерная мерная
Предельный вакуум в
предварительной камере, Па 1,33-1 о-5 1,33-1 о-5 1,33-10-5
Предельный вакуум в исследовательской каме- ре, Па 1,33-1 о-7 1,33-1 о-7 1,33-1 о-7
Габариты исследуемего объекта, мм 17X12X0,3 17x12x0,3 17X12X0,3
Количество степеней подвижности объекта 4 4 4
Количество одновре-
менно помещаемых в ис-
следовательскую камеру образцов 1—5 1—5 1—5
Диапазон изменения
энергии электронного зонда, кэВ 0,2—5 0,2—5 0.2—5 0,2—5
Сила тока электронно- го зонда, А 10-7—10-6 1 о-7—io-6 IO-8—10"7 IO"8—10-7
Скорость изменения по- тенциала развертки, В/с 0,5—5000 0,5—500 0,5—500 0,5—500
Диапазон изменения
ускоряющего напряже- ния источника ионной бомбардировки, кВ 0,1—5 0,1—5 0,1—5
Сила тока ионного пуч-
ка, мкА Плотность тока ионно- — 1 1 150
го пучка мкА/см2 — —. —
Потребляемая мощ- ность, кВт 1,5 4 5 5
Габариты прибора, мм 624X700X 3748 X 3748 X 3748 X
XI656 Х1440Х Х1440Х Х1440Х
Х1920 Х1920 Х1920
Максимальная пло- щадь сканирования, мкм2 — 200X200 200X200
Число строк в кадре' Диапазон изменения — — 1—256 1—256
времени регистрации кад- ра, с 0,65—320 0,65—320
Количество каналов ре- гистрации — — — 1—5
56
элемента. Сила тока электронов, дошедших до коллектора анализатора, уси-
ливается электронным умножителем ВЭУ и создает модулированное напряже-
ние на нагрузочном сопротивлении или резонансном контуре. Этот сигнал
после предварительного усиления поступает на вход синхронного дифферен-
циального усилителя, на опорный вход которого через фазовращатель пода-
ется модулирующее напряжение. На выходе выделяется производная силы
тока анализатора. Сигнал из синхронного усилителя поступает на оконечный
видеоусилитель и далее на экраны ЭЛТ. Чувствительность обоих трактов уси-
ления выбирается переключателями 5/ и 52. В тракте усиления оже-сигнала
предусмотрено подключение резонансного контура.
Для расширения практических возможностей спектрометра предусмотрено
два вида обработки сигнала анализатора: прямое усиление и дифференциро-
вание. Следовательно, возможна регистрация как энергетического А(Е) рас-
пределения, так и его производной dAfEJ/dE. Выбор режима проводится пе-
реключателем S3, а переключатель S4 позволяет выбирать вид информации,
выводимой на ЭЛТ, причем в положении «2» сигналы из обоих каналов сум-
мируются.
Режимы сканированш и индикации определяются положением переклю-
чения S6. В положении «Растр» информация выводится на экраны ЭЛТ в ви-
де телевизионного изображения, причем характер модуляции (по яркости
или отклонению) выбирается переключателем 57.
В положении «Строка» на экранах ЭЛТ можно наблюдать осциллограмму
исследуемого элемента по выбранной линии на поверхности объекта. В этом
случае кадровые выходы блока сканирования отключаются от усилителей
отклонений пушки и ЭЛТ, поэтому электронный зонд перемещается только по
линии на образце, а воспроизводящий — по центральной строке экранов ЭЛТ.
Для получения осциллограммы видеосигнал подается на кадровые усилители
ЭЛТ.
В положении «Спектр» усилитель отклонения электронной пушки отклю-
чается от блока сканирования и электронный зоид останавливается в выбран-
ной точке поверхности. Пилообразное напряжение кадровой частоты из блока
сканирования через буферный усилитель подается на блок развертки анализа-
тора. Выходной сигнал синхронного усилителя, представляющий собой спектр
оже-электронов в выбранном энергетическом диапазоне, подается на кадровый
усилитель ЭЛТ. При подключении строчного усилителя ЭЛТ к кадровому вы-
ходу блока сканирования появляется возможность наблюдения оже-спектров
непосредственно на экране ЭЛТ. При необходимости спектр может быть запи-
сан на двухкоординатном самописце, подключаемом к измерительной схеме
переключателем S5. Предусмотрена также возможность развертки отклоняю-
щего потенциала анализатора от собственного интегратора блока развертки.
Отечественная промышленность выпускает оже-спектрометры
различных типов. Основные технические характеристики неко-
торых из них приведены в табл. 3.2.
§ 3.5. РЕНТГЕНОСПЕКТРАЛЬНЫЙ МИКРОАНАЛИЗ
В рентгеноспектральном микроанализе (РСМД) веществ реги-
стрируют характеристическое рентгеновское излучение из зоны
торможения электронов зонда в твердой мишени. Энергия
электронов в первичном пучке — инструменте анализа — лежит
в диапазоне 3—50 кэВ. Эта энергия, как и диаметр зонда, опре-
деляет локальность метода. Так, при диаметре зонда в сотни
нанометров локальность по площади обычно не менее 0,4—
1 мкм.
Регистрация характеристического излучения, наблюдаемого
97
chipmaker.ru
в широком диапазоне длин волн от 14 000 до 0,5 нм, часто за-
труднена тормозным излучением. Прохождение электронов
вблизи положительно заряженных ядер атомов мишени можно
рассматривать как движение с отрицательным ускорением, при
этом движущийся первичный электрон выделяет в виде излуче-
ния энергию
с2
„ 4 е2
где Ео— энергия электрона в зонде. Величина ЕИзл~Ю-3—
10~5 Ео. Граничная длина волны излучения будет определяться
ускоряющим напряжением и составлять
X ln = —~ 12,4-10-7/77VCK,
min rr ’ ’ уск»
где Xmin выражается в м; t/уск — в В.
Увеличение силы тока зонда вы-
Рис. 3.24. Вид зависимости
плотности интенсивности излу-
чения от длины волны при раз-
личных силах тока зонда и по-
стоянном ускоряющем напряже-
нии и одном выбранном мате-
риале
зывает перераспределение плотно-
сти интенсивности излучения Д=
= d//dX (рис. 3.24).
Результатом выделения энергии
является сплошной тормозной
спектр с минимальной длиной вол-
ны, равной Xmin. Спектральные кри-
вые для всех веществ имеют макси-
мум на длине волны
Xq—• Xmln-
Кроме того, экспериментально уста-
новлено, что интенсивность тормоз-
ео
него излучения А= f ДЙХ
mln
зависит от атомного номера элемен-
та Z и ускоряющего напряжения С7уск:
J^JxZt/y2CK.
Тормозное излучение является фоном, на котором необходи-
мо регистрировать интенсивность линейчатого спектра характе-
ристического излучения, поэтому желательно работать с этой
точки зрения при малых силе тока зонда и ускоряющем напря-
жении. С увеличением напряжения 1/уск сверх определенных
потенциалов возбуждения на фоне тормозного излучения начи-
нают регистрироваться линейчатые спектры. Закономерности
линейчатых спектров обусловлены строением электронных обо-
лочек атомов мишени [3, 7].
Состояние электрона в атоме характеризуется четырьмя
квантовыми числами:
98
1) главным квантовым числом п, являющимся основной
характеристикой энергии электрона в атоме и равным целому
числу (л=1; 2; 3; 4...);
2) орбитальным квантовым числом I, показывающим количе-
ство движения электрона по орбите вокруг атомного ядра (I—
= 0; 1 п— 1);
3) внутренним квантовым числом /, определяющим полный
момент количества движения электрона и равным сумме орби-
тального и собственного моментов количества движения (так
как собственный момент, или спин электрона, равен ±1/2, то
/=(/±1/2)>0);
мг
м,„
м„
М,
> 18 электронов
J- 8 электронов
2 электрона
Рис. 3.25. Структура энергетических уровней электронов в ато-
ме с указанием максимально возможного количества электро-
нов в слое
4) магнитным квантовым числом /П/, являющимся проекцией
полного момента количества движения на заданное направ-
ление.
Согласно принципу запрета Паули, в атоме в каждом его
стационарном состоянии не может быть более одного электро-
на со всеми совпадающими квантовыми числами. Электроны с
одинаковыми главными квантовыми числами п образуют слой
или оболочку, при этом их число в слое равно 2п2. Внутри каж-
дого слоя электроны имеют близкие значения энергии. Обозна-
чаются оболочки по мере удаления от ядра буквами К, L, М,
N, О,..., что соответствует главным квантовым числам /1=1, 2,
3, 4, 5.. Внутри каждого слоя электроны движутся по подобо-
лочкам, или уровням, обозначаемым буквами s, р, d, f, g,..., что
соответствует 1—0, 1, 2, 3, 4.. Так как энергия любого элект-
рона зависит от параметров п, I и /, то, задавая их различные
разрешенные значения, можно построить всю систему уровней
электронов в различных атомах. На рис. 3.25 представлена
система энергетических уровней атома с /1=3 с их обозначе-
ниями.
Если электроны зонда выбили электрон из какого-либо уров-
ня, то в нем образовалась временная вакансия — дырка. Уста-
новлено, что поперечное сечение ионизации К-оболочки со-
99
chipmaker.ru
Av Av А
KJ3 ла
Рис. 3.26. Вид полного спектра
рентгеновского излучения при трех
различных значениях ускоряющего
напряжения (t/2 больше потенциа-
ла возбуждения К-серии)
ставляет порядка 10~23 см2. Такая мишень имеет поперечный
диаметр около 0,001 нм, в то время как диаметр атома имеет
порядок 0,1 нм. Следовательно, более вероятно, что электроны
зонда провзаимодействуют с внешними валентными электрона-
ми атома и только тысячная их часть израсходуется на иониза-
цию /(-оболочки. Заполнение дырки электроном с верхнего
уровня вызывает каскад переходов. При каждом переходе вы-
деляется энергия Д№„ которая излучается в виде характеристи-
ческих рентгеновских квантов с частотой v==Al^/ft, где h —
постоянная Планка. В результа-
те над поверхностью материала
на фоне тормозного излучения
можно зарегистрировать линей-
чатый спектр. Совокупность ли-
ний, возникающих при переходах
электронов с дискретного ряда
уровней на один общий, на-
зывается серией. Частоты линий
определяются атомным номером
элемента вещества, в котором
происходит торможение электро-
нов зонда. Эти частоты не меня-
ются при изменениях энергии по-
следних. Однако каждые серии
линий возникают при превыше-
нии своего, свойственного этому
элементу, потенциала возбужде-
ния. Так, /(-серия для хрома име-
ет потенциал возбуждения примерно 6 кВ, для меди «9 кВ,
молибдена «20 кВ. Если из атома удален электрон с самого
ближнего к ядру уровня, то возникает наиболее коротковолно-
вая для анализируемого элемента /(-серия рентгеновского
спектра. Эта серия простая. Удаление электронов с более высо-
ких уровней вызывает генерацию L-, М-, /(-серий и т. д., кото-
рые являются сложными. Например L-серия состоит из трех
подсерий, ЛГ-серия — из пяти подсерий и т. д. В соответствии с
законом Мозли, можно определить диаграммные частоты линий
спектра от элементов с различными атомными номерами Z:
v=cR(Z-S)2 -4
\ п2
(3.32)
где с=3-108 м/с — скорость света; /?=109 737 см-1 — постоян-
ная Ридберга; S — постоянная экранирования ядра электрона-
ми, зависящая от серии; п\ и «2— главные квантовые числа
(n2>«i), соответствующие уровням, между которыми происхо-
дит переход в атомной структуре. Для /(-серии 5=1 при П] = 1
и «2=2, 3,..., для /.-серии 5=7,4 при «1=2 и «2=3, 4,....
100
Вероятность излучения рентгеновского характеристического
кванта, соответствующего в различных атомах одному и тому
же переходу, возрастает с увеличением атомного номера как Z4.
Интенсивность линии характеристического спектра зависит от
силы тока зонда / и энергии его электронов:
4 = A:/(t/ycK-t/B)m,
где k и т — постоянные (т=1,5—2); t/B— потенциал возбуж-
дения данной серии; Uуск — ускоряющее напряжение электронов
зонда (рис. 3.26). В задачах диагностики веществ интенсивность
пропорциональна количеству анализируемых атомов в матрице.
Следовательно, расшифровывая частоты линий характеристиче-
ского излучения и их интенсивности, можно выполнять иденти-
фикацию элементов и, используя эталоны, проводить количест-
венные анализы веществ методом РСМД.
При этом становится существенным знание размеров анали-
зируемой области в мишени. Принимая простую диффузную
модель торможения электронов зонда, область генерации харак-
теристического излучения представляется в виде заглубленной
сферы с центром на глубине ха от поверхности. Радиус г сферы
примерно равен разности величин: среднего пробега электронов
Z__4
в мишени 7? и глубины Ха. Так как xd = 12 R/ (Z+8), то г=-R.
Z 4- 8
Диаметр сферы определяет разрешение метода РСМД, кото-
рое составляет 0,5—2 мкм.
Генерируемое в зоне торможения электронов рентгеновское
излучение при выходе из мишени ослабляется. Если интенсив-
ность излучения Jo после прохождения в веществе пути dx
уменьшится на
dJ—— p.eJodx,
то регистрируемая интенсивность составит
Jx=Joexp( — р.ех),
где ge — линейный коэффициент ослабления излучения, завися-
щий от вида вещества. В сложной по составу мишени часто
возникает флуоресцентное возбуждение атомов (вторичное воз-
буждение) характеристическим излучением других элементов,
поэтому могут регистрироваться возрастающие интенсивности
сигналов.
Общими характеристиками метода РСМД являются следую-
щие. Так как рентгеновское излучение генерируется из более
глубоких слоев, чем вторичные электроны, то этот метод более
информативен относительно объемного состава или заглублен-
ных слоев. Анализы можно выполнять в менее высоком вакууме,
чем в оже-спектроскопии. Это могут быть как качественные, так
и количественные измерения с регистрацией примесёй с чувст-
вительностью 0,1—0,01% по массе. Абсолютная чувствитель-
101
chipmaker.ru
ность лежит в пределах 10-12—10-16 г при контроле локальных
областей размером 1—2 мкм. Сканируя электронным зондом по
поверхности мишени, регистрируя композиционный контраст,
можно получать изображение объекта в характеристическом
рентгеновском излучении выбранного элемента. Объект исследо-
ваний требует предварительной специальной подготовки, в част-
ности шлифования и полирования. Элементы с 11^Z^36
наиболее легко идентифицируются в излучении /(-линий, а более
тяжелые элементы (Z>36) лучше детектировать по L-линиям.
Вследствие сильного поглощения мягкого рентгеновского излу-
чения возникают трудности с исследованием элементов с Z<11.
Разрешение по глубине определяется в первую очередь уско-
ряющим напряжением. При использовании зонда с энергией
30 кэВ это разрешение для матрицы со средней величиной Z
составляет 1—3 мкм.
Методом РСМД можно оценивать тип химической связи,
контролировать толщину и пористость объектов, выполнять
структурный анализ по линиям Косселя.
Особый интерес представляет метод для контроля изделий
полупроводниковой техники, где не допускается разрушения
объекта. На микроанализаторах исследуют гетеропереходы,
локальные участки кристаллов, области р-и-переходов, химиче-
ский состав неоднородностей, фазовые диаграммы состояний
и т. д.
§ 3.6. ОБОРУДОВАНИЕ РСМД
Чувствительность РСМД зависит от силы тока зонда и его раз-
мера, выбора аналитической линии, химического состава мат-
рицы, экспозиции, ускоряющего напряжения. Для повышения
чувствительностью анализ выполняют по наиболее интенсивной
линии спектра, хотя это и не всегда возможно вследствие нало-
жения линий характеристического излучения примесных эле-
ментов.
Количественные измерения проводят неподвижным (статиче-
ским) зондом диаметром до 1 мкм с использованием внешних
стандартов. Так как сила тока зонда должна быть в этом мето-
де относительно большой, то поперечные размеры первичного
электронного потока составляют обычно не менее 0,1—1 мкм.
Поэтому системы фокусировки менее сложны, чем в РЭМ.
Большие требования предъявляются к конструкции зондоформи-
рующей линзы, которая должна обеспечить прохождение рент-
геновского излучения от мишени к детектору.
В целом схемы рентгеновских микроанализаторов содержат
те же узлы, что и РЭМ: электронно-оптическую систему (чаще
двухлинзовую); рабочую камеру, в которой можно анализиро-
вать тонкопленочные и массивные объекты, перемещать их,
подвергать термическим воздействиям; оптическую систему для
102
выбора анализируемого участка; вакуумную систему с обеспече-
нием высокого вакуума в колонке электронно-оптической систе-
мы и низкого вакуума в спектрометрах для уменьшения потерь
интенсивности рентгеновского излучения (особенно длинновол-
нового диапазона); систему регистрации вторичных электронов
для визуализации области анализа на поверхности мишени; си-
стему управления и регистрации сигналов с возможностью
автоматической обработки данных анализов на ЭВМ.
Рис. 3.27. Схема рентгеновского
спектрометра с кристаллическими
монохроматорами:
1 — зондоформирующая лннза; 2 —
электронный луч; 3 — кристалл-моно-
хроматор; 4 — круг Роуланда; 5 — де-
тектор; 6 — мншень
Рис. 3.28. Схема детектирования рент-
геновского излучения энергодисперси-
онным методом:
1 — мишень; 2 — электронный зонд; 3 —-
рентгеновское излучение; 4 — бериллиевое
окно; 5 — корпус; 6 — полупроводниковый
детектор; 7 — теплоотвод; 8 — криостат с
жидким азотом; 9 — предварительный уси-
литель
В установках РСМД дополнительно используются рентгенов-
ские спектрометры для выделения и последующего измерения
интенсивности линий. Обычно для индентификации элементов
от бериллия до урана требуется регистрации линий в диапазоне
длин волн от 0,5 до 1000 нм, а применяя специальные полупро-
водниковые детекторы и методику измерения длинноволнового
спектра с помощью отражающих фильтров, можно идентифици-
ровать элементы, начиная от лития.
Спектрометры рентгеновского излучения подразделяются на
1) приборы с дисперсией по длинам волн и 2) приборы с дис-
персией по энергии. Дисперсионный метод измерений по длинам
волн основан на использовании кристаллов с различными меж-
плоскостными расстояниями. Кристаллическими монохромато-
рами служат фторид лития, кварц, стеарат свинца и др. В одной
из конструкций в процессе анализа предусмотрена смена кри-
сталлов без нарушения вакуума. В качестве диспергирующего
элемента применяются также дифракционные вогнутые решетки
с числом штрихов до 1200 на 1 мм. Дифракционные углы, огра-
ниченные геометрическими размерами элементов спектрометра
в зоне генерации излучения, лежат в пределах 20—120°. На
103
chipmaker.ru
рис. 3.27 изображена схема рентгеновского спектрометра рас-
сматриваемого типа. Для выполнения условия фокусировки
мишень, кристаллы-монохроматоры и детекторы излучения
должны располагаться на одной окружности (так называемом
круге Роуланда). С целью повышения точности детектирования
поверхности кристаллов путем шлифовки придается также
цилиндрическая поверхность. Как уже указывалось, зондофор-
мирующая линза в установках РСМД отличается значительной
асимметрией, или же они выполняются плоскими, когда сформи-
рованный зонд на поверхности образца оказывается вне магнит-
ного поля. Все это обеспечивает значительные телесные углы с
целью более полной регистрации рентгеновского излучения.
Таблица 3.3
Характеристика Марка анализатора
МАР-1 (М) РЭМП-2 РЭММА ЭММА
Ускоряющее напряже- ние, кВ 10, 15, 25, 20, 25, 30, 5—40 20, 50, 75,
Размеры зонда, мкм 35, 50 2 35, 40 0,5 510-3 100 (2^-3) -10-*
Сила зонда, А 1,5- 10~е К)-7— ю-6 Ю-e— ю-6 10-1'—10-5
Увеличение оптическо- го микроскопа 400 135 400 2-Ю5
Разрешающая способ- ность, мкм 1 3 ю-« -5 10-3
Размер образца, мм 7X10X10 10X10X4 40X10X10 0 3
Число образцов, шт. 1 1 4 6
Число монохроматоров 2 3 2x2 2X3
Радиус круга Роулаи- 250 250 125 250
да, мм Угол выхода рентгенов- 45 45 52 55
ских лучей, град Типы кристаллов Слюда Слюда Слюда Слюда
Рентгеновский детек- Гейгеров- Гейгеров- Пропор- Пропор-
тор ский или ский циональный циональный
Пропорцио- счетчик счетчик счетчик
Ширина щели перед детектором, мм нальный счетчик 1,3 0,2 5 5; 0,3
Во втором — энергодисперсионном — методе регистрации
рентгеновского излучения используют твердотельные детекторы
(рис. 3.28). Они регистрируют количество квантов излучения и
их энергию. Поэтому если обеспечить счет только квантов с
определенной энергией, характеризующей анализируемый эле-
мент, то можно получать количественную информацию, напри-
мер, о распределении элемента по сканируемой поверхности.
Чувствительность кремниевых детекторов на 2—3 порядка выше,
104
чем детекторов в кристаллических дифрактометрах. Однако
вследствие темновых токов уровень шумов в них высок. Это
вызывает необходимость их охлаждения в криостатах с жидким
азотом. Схема измерений также усложняется, так как требуется
предусилитель, многоканальный амплитудный анализатор, раз-
Рис. 3.29. Конструкция комбинированного растрового электронного анали-
затора:
1 — образец; 2 — детектор вторичных электронов; 3 — оптический микроскоп; 4 —
апертурная диафрагма; 5 — электронная пушка; 6 — первая конденсорная линза; 7 —
вторая конденсорная линза; 8 — катушкн сканирования н динамической фокусиров-
ки; 9 — зондоформнрующая лннза; 10— ионная пушка; 11— усилитель оже-спектро-
метра; 12 — энергоаналнзатор оже-спектрометра
деляющий сигналы квантов с различной энергией. В то же время
энергодисперсионный метод позволяет быстро выполнять анали-
зы всех элементов от магния (2=12) до ванадия (2=92), так
как не требуется юстировки на круге Роуланда кристаллов-мо-
нохроматоров.
Локальный растровый микроанализ выполняют на отечест-
венных установках МАР-1(М), РЭМП-2, РЭММА и ЭММА, ос-
новные технические данные которых приведены в табл. 3.3. Мно-
105
chipmaker.ru
гие фирмы в настоящее время выпускают аналитические
зондовые устройства с комбинацией нескольких методов диаг-
ностики веществ. В одном сканирующем микроскопе могут быть
смонтированы системы регистрации вторичных электронов, оже-
спектрометр и рентгеновский микроанализ. На рис. 3.29 приве-
дена конструкция комбинированного электронно-зондового при-
бора. Сочетание информации различных методов анализа позво-
ляет количественно более точно и достоверно обследовать
объект.
Глава 4
ИОННОЕ РАСПЫЛЕНИЕ МАТЕРИАЛОВ
Если из нейтрального атома или молекулы удалить или, наобо-
рот, присоединить к ним электрон, то образующаяся заряженная
частица называется ионом. В зависимости от количества удален-
ных или присоединенных электронов ионы соответственно назы-
ваются одно- и многозарядными. Ионы могут быть атомарными,
молекулярными и кластерными. Кластерные ионы представля-
ют конгломерат частиц, несущий заряд. Заряженные ионы
можно ускорить электрическим полем, изменить их траекторию
движения магнитным полем, можно легко измерить силу созда-
ваемого ими тока. Их особенностями являются значительно
большие по сравнению с электроном массы, а также сохранение
химической индивидуальности тех атомов, из которых они обра-
зованы.
Направленный на твердые тела ускоренный поток ионов
способен разрушать их, при этом возникает эмиссия атомов,
электронов, ионов и фотонов, наблюдаются разогрев тел и моди-
фикация поверхностных слоев.
§ 4.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ИОННОГО (КАТОДНОГО)
РАСПЫЛЕНИЯ
В настоящее время эмиссию частиц вещества в вакуум принято
называть распылением вещества или катодным распылением,
что исторически связано с наблюдаемым разрушением катодов
в газоразрядных приборах [8, 28, 29].
Первые модели, пытавшиеся объяснить распыление вещест-
ва, опирались на механизм термического испарения атомов с
поверхности вещества, нагретого до температуры испарения
ионной бомбардировкой. В такой теории «локального разогрева»
предполагалось, что катодное распыление есть результат испа-
рения вещества из области, нагревающейся в месте удара бом-
бардирующего иона за счет его кинетической энергии.
106
Однако термические теории распыления материалов не
согласуются с экспериментальными результатами по распыле-
нию различных материалов. При анализе энергетических спект-
ров распыленных атомов установлено, например, что средняя
энергия выбитых с поверхности мишени атомов составляет 1—
10 эВ. Эти значения соответствуют температуре поверхности
104—Ю5 К. При такой температуре выбитые с поверхности
атомы должны были бы находиться в ионизированном состоя-
нии, причем с многократной степенью ионизации. На самом
деле число ионов составляет всего не-
сколько процентов от общего числа вы- __
битых атомов. Столь малое число ионов
нельзя объяснить, даже если прибегнуть
к эффекту нейтрализации ионов авто-
электронами, эмитируемыми с поверхно- уЛ
сти мишени.
В настоящее время общепризнанным —•-
является импульсный (нетермический)
механизм разрушения поверхности твер-
дых тел под действием ионной бомбар- рис. 4.1. Упругое рассея-
дировки. В этом случае происходит обмен ние атомов
импульсами при столкновениях бомбар-
дирующего иона с атомами решетки и атомов решетки между
собой.
Теория катодного распыления основана на предположении о
парных упругих столкновениях. На рис. 4.1 представлена схема,
иллюстрирующая процесс упругого столкновения двух частиц.
Связь между углами рассеяния определяется следующим выра-
жением:
„ 1 / , . sin Ф \
0 = —(л —-ф— a resin-----------—) ;
2 \ Р /
cos ф=4~ (1 — Ю — +-(1 +н) — ,
2 vj 2 г0
где ii—Mz/Mi.
Максимальная энергия, передаваемая неподвижной частице
при столкновении, равна
(1 +М2£о ’
(4.1)
где £’o=MiUo2/2.
Для того чтобы атом оторвался от поверхности, ему должна
быть сообщена энергия, превышающая энергию связи атома с
поверхностью твердого тела. Следовательно, существует поро-
говая энергия £поР, сообщаемая поверхностным атомам и рав-
ная энергии связи поверхностных атомов. При энергии ионов
Е0>Епор ионы передают атомам в объеме вещества энергию,
107
chipmaker.ru
превышающую энергию связи атомов в материале EZB- Значение
энергии смещения £см атомов часто оценивают по энергии суб-
лимации £суб материала, которая достаточно точно определена
для большинства веществ. Считается, что при сублимации ато-
мы удаляются только с поверхности, где на атом действует лишь
половина связей. Чтобы удалить атом из объема твердого тела,
требуется энергия £о~2£су6. Так как при столкновениях ионов
и атомов возникает каскад смещений, то можно предположить,
что для такого процесса необходима энергия £0=4£суб; тогда
из выражения (4.1) легко определить пороговую энергию рас-
пыления
Е ... (1+^)2
^пор ^суб*
Р’
В табл. 4.1 представлены расчетные и экспериментально
определенные результаты пороговой энергии для некоторых ма-
териалов, распыляемых ионами аргона.
Таблица 4.1
Элемент Атом- ный номер Za Атом- ная масса £суб» эВ (экспе- римен- таль- ная). эВ £пор» эВ Плот- ность атомов n2 • ю-23 атом/смэ
расчет- ная экспе- римен- тальная
А1 13 27 3,26 13,5 13 6,04
Si 14 28,0 3,91 20,9 16,1 15 5,04
Ti 22 47,9 4,34 — 17,5 20 5,66
Cr 24 52,0 3,68 15 22 7,64
Си 29 63,5 3,56 25 15,0 12—17 8,52
Ge 32 72,6 3,77 22,3 16,5 25 4,53
•Nb 41 92,9 7,5 — 35,6 25 5,45
W 74 183,9 8,76 — 59,5 33 6,09
Au 79 197 3,92 — 28 20 5,9
Как видно из табл. 4.1, расчетные и экспериментальные зна-
чения пороговой энергии могут отличаться. Причинами этого
могут быть и атомы, адсорбированные на поверхности, поверх-
ностные дефекты структуры и т. д.
Распыление материалов количественно характеризуется ко-
эффициентом распыления S, который определяется количеством
выбитых одним ионом атомов. Так как S — статистическая вели-
чина, она может выражаться и дробным числом. В соответствии
с этим коэффициент распыления будем определять так: S—
= Па1п0, где Па — ЧИСЛО ВЫбйТЫХ ЭТОМОВ', По — число ионов бом-
бардирующих материалов.
Во избежание путаницы следует .помнить, что через S (Е) обозначается
зависимость коэффициента распыления от энергии, а через 5„(Е) и Se(E) —
ядерная и электронная тормозные способности вещества.
108
Наибольшее распространение при расчетах коэффициентов
распыления аморфных и поликрисгаллических материалов по-
лучила теория Зигмунда. Этой теорией предполагается, что
после нескольких соударений падающего иона с атомами веще-
ства в объеме материала появятся атомы, которые движутся по
направлению к поверхности материала. Если расстояние наи-
большего сближения заряженных частиц с атомными номерами
Z1 и Z2 при лобовом столкновении равно 6 = 2ZiZ2e2/(p.o^o2)>
и оно больше параметра экранирования fe>a=0,8853a0(Z2^3-|-
_2\_______£
-|-Z 2/ 2 , где p-o=Af|A12/(Л12 + Mi), т. е. когда при указанном
сближении электронные оболочки атомов слабо перекрываются,
допустимо считать такое столкновение как удар абсолютно твер-
дых упругих шаров. Максимальное значение энергии Ег, когда
можно пользоваться приближением упругих шаров, можно найти
из условия Ь=а, т. е.
р ______________Z.\Z2ei____________ Л12 4- М1
г~ О,8853ао (Z2/3 + Z2/3)-1/2 М2
Даже для системы ион — атом с наименьшими значениями Zi
и Z2, т. е., например, Н+—А1, значение Ег^103 эВ (обычно же
Ег'-' 1034-104 эВ). Поэтому в расчетах коэффициента катодного
распыления допустимо пользоваться этим приближением.
При первичном столкновении иона с атомом материала
последнему может быть передана максимальная энергия (при
лобовом столкновении), определяемая формулой (4.1). Если же
использовать понятие энергетических потерь иона d£/dx=
=N2Sn(E), где Л/2— плотность атомов вещества; Sn(E)— ядер- .
ная тормозная способность иона, то переданная атому энергия
Еа при столкновении с ионом равна
с- d£ л/
Еа =-----М
а dx
где ДГ=Л/——средний пробег иона в материале от одного
столкновения до другого. Энергия, приобретенная атомом, равна
Ea=Sn(E)N2'23
Первичный атом создает целый каскад смещенных атомов.
Общее число смещенных атомов в каскаде при первичном столк-
новении с атомом равно П1х=Е0/(2£св). Число атомов, движу-
щихся к поверхности твердого тела, будет составлять
109
chipmaker.ru
При дальнейшем движении иона происходят последующие
смещения атомов в результате соударений иона с атомами.
В общем случае число выбитых атомов, двигающихся из объема
материала к поверхности, зависит от отношения M2/Mi. При
М2/М1>1 число атомов, движущихся к поверхности, увеличи-
вается из-за увеличения вероятности рассеяния первичного
иона на большие углы, поэтому большая часть смещенных ато-
мов сконцентрирована вблизи поверх-
ности. Если же 7И2/Л11<1, то ион при
столкновении рассеивается на малые
углы; атомы материала, движущиеся
по направлению к поверхности, зарож-
даются на больших глубинах, что
уменьшает вероятность их выхода на
поверхность.
Принято считать, что =
где р — функция отношения М2)М\
(рис. 4.2).
Если определить коэффициент ка-
тодного распыления как S=n\ и
£'св=2ЕСуб, то получим следующее выражение:
С S„(£)
О --‘~----- -------
4 ^суб
(4.2)
Если взять среднее значение N2~5-1022 см-3, то
5^4-101^ Sn(£) .
^суб
Здесь Есуб выражено в эВ, Sn(E) —в эВ/см2. Если ЕО<^ЕТ, то
энергию, передаваемую атому при столкновении с ионом, можно
оценить по формуле (4.1); в этом случае получается простое
выражение для коэффициента катодного распыления:
= З^Л^Др
л2 (Л11 4- 2£Суб
Видно, что при малых значениях энергии ионов величина S
прямо пропорциональна энергии иона.
На практике энергия ионов Ео> 1 кэВ, поэтому следует
пользоваться выражением (4.2). В теории Зигмунда ядерная
тормозная способность вычисляется следующим образом:
5„(Е0)
Zizze2Afi q (е }
(4.3)
где
4лерЛ12ДДо
(All +
110
— приведенная энергия ионов; оя(еи)—приведенное ядерное
тормозное сечение ионов; ео — диэлектрическая проницаемость
вакуума. Значения указанных величин приведены ниже:
еи........ 0,002 0,02 0,2 0,4 1 2 10
ая(еи) . . . 0,12 0,261 0,403 0,405 0,356 0,291 0,128
В интересующем нас диапазоне энергий ионов (0,05^ен=С 10)
можно использовать более простую аналитическую аппроксима
цию приведенной ядерной тормозной способности:
ая(еи)
0,45
0,3 4- еи
(4.4)
В табл. 4.2 приведены экспериментальные и расчетные зна-
чения S для некоторых материалов, бомбардируемых ионами ар-
гона в диапазоне энергий 0,1—5 кэВ (1,6-10—17-=-8-10-16 Дж);
экспериментальные данные приведены в скобках.
Таблица 4.2
Элемент s о e CQ Л о к fcj Коэффициент распыления S при различных значениях энергии ионов аргона Еъ, кэВ
0,1 Ю,5 1,0 2,0 5.0
А1 1,33 320 0,25 (О.П) 0,05 (1,00) 1,2 1,45 1,75
Si 1,29 330 0,21 (0,07) 0,26 (0,08) 0,8 (0,5) 1,0 (0,6) 1,2 (0,9) 1,45 (1,4)
Ti 1,19 330 0,95 (0,35) 1,22 1,5 (1,1) 1,83 (1,7)
Cr 1,18 340 0,3 (0,3) 1,15 (1,2) 1,47 1,82 2,23
Си 1.14 350 0,35 '•(0,48) 1,33 (2,00) 1,7 (3,2) 2,1 (4,3) 2,65 (5,5)
Ge 1,12 360 0,33 (0,28) 1,30 (1,05) 1,65 (1,50) 2,06 (2,0) 2,6 (3,0)
As 1,11 360 0,95 3,8 4,78 5,59 7,65
Nb 1,06 380 0,18 (0,07) 0,72 (0,57) 0,91 1,16 1,5
W 0,93 450 0,2 (0,07) 0,92 (0,55) 1,18 1,47 2,0 (1,1)
Au 0,91 450 0,45 (0,32) 2,02 (2,43) 2,55 (3,6) 3,19 (5,6) 4,34 (7,9)
Расхождение экспериментальных и теоретических значений
S для некоторых материалов можно объяснить тем, что пара-
метр р и энергия связи поверхностных атомов не могут быть
точно рассчитаны. Кроме того, пренебрежение механизмом
электронного торможения ионов в материале также приводит к
погрешностям в расчете S. На рис. 4.3 показана зависимость
коэффициента распыления меди от энергии ионов аргона (Аг+).
111
chipmaker.ru
Сплошная линия — теоретически рассчитанная по формулам
(4.2) и (4.3); пунктирная линия — экспериментальные данные.
Из сравнения экспериментальных и теоретических кривых вид-
но, что зависимость S (£) полностью определяется зависимостью
ядерной тормозной способности от энергии.
Коэффициент катодного распыления сильно зависит от заря-
да бомбардирующих ионов. Причем экспериментально установ-
лено, что коэффициенты распыления материалов изменяются
значительно сильнее в зависимости от природы ионов (в 100 раз
и более), чем от природы атомов мишени (в 10 раз).
Рис. 4.3. Зависимость коэф-
фициента распыления меди
ионами аргона от энергии
Рис. 4.4. Зависимость коэффициента
распыления мишени из меди и серебра
от атомного номера бомбардирующих
ионов
На рис. 4.4 показана зависимость коэффициента распыления
от атомного номера бомбардирующих ионов, обладающих энер-
гией 45 кэВ. Из рисунка следует, что коэффициенты распыления
максимальны для ионов инертных газов и минимальны — для
элементов, расположенных в центральных столбцах периодиче-
ской системы элементов (Al, Ti, Zr, Hf и др.).
Следует отметить, что приведенные зависимости получены
при малых дозах облучения мишени. При увеличении дозы, вы-
ражаемой в единицах ион/см2, происходит накопление ионов в
приповерхностном слое мишени, в результате чего образуется
своеобразный твердый раствор атомов мишени и бомбардирую-
щих ионов. Коэффициент распыления в этом случае может рез-
ко измениться.
Коэффициент распыления мишеней ионами одного и того же
элемента также немонотонно зависит от номера элемента мише-
ни (рис. 4.5). Периодичность функции S (Z2) связана с периодич-
ностью изменения энергии связи атомов.
Все вышеприведенные рассуждения были проведены для случая нормаль-
ного падения ионов иа поверхность мишени. При изменении же угла падения
ионов от 0 (нормальное падение ионов) до 90° наблюдается значительное уве-
личение S в области углов 50—70° (рис. 4.6).
112
Качественное объяснение механизма изменения S в зависимости от угла
падения ионов может быть следующим. Выбитый ионом атом мишени образует
каскад смещений атомов из узлов решетки. После трех-четырех столкновений
смещенных атомов появятся атомы, движущиеся по направлению к поверхно-
сти. Так как среднее расстояине между атомами составляет 0,3—0,4 нм, то
глубина, с которой в материале возникает движение атомов с энергией, до-
статочной для выбивания поверхностных атомов, составляет 1,5—2,0 нм. Это
расстояние много меньше, чем проективный пробег иоиов в мишени. Вызывае-
мые движущимся ионом смещения атомов мишени на больших глубинах дают
более слабый вклад из-за рассеивания. При наклонном падении ионов на ми-
шень эффективный проективный пробег ионов в мишени изменится в 1/cosa
раз. В этом случае увеличится число атомов — родоначальников каскадов
смещений атомов в эффективном для распыления слое мишени и, следователь-
но, число выбитых атомов.
Рис. 4.6. Зависимость коэффициента
распыления различных материалов ио-
нами аргона при изменении угла па-
дения
Рис. 4.5. Зависимость коэффи-
циента распыления от номера
мишеии при распылении ионами
аргона с £о=4ОО эВ
Аналитически зависимость коэффициента распыления от угла падения ио-
нов представляют в виде
S (a) = S (0)/(cos а)л,
где S (0)—коэффициент распыления при а=0; п определяется соотношением
атомных масс и Л12. Так, п~1,7 при Л11^Л12; п»1 при
Значение угла падения ионов amax, при котором наблюдается максималь-
ное значение коэффициента распыления, можно определить по формуле
' 5na2Nl/3ZiZ2EK
я
amax = ^ L E0(Z^ + Z2'3)
1/2
где £’к = 2,18-10—18 Дж (13,6 эВ)—ридберговская энергия. Резкий спад S (а)
при а>Отах объясняется тем. что начинает увеличиваться число первичных
выбитых атомов, которые будут двигаться вдоль поверхности, что приводит к
уменьшению числа атомов в каскаде смещений.
Представляет большой практический интерес энергетический
спектр распыленных атомов мишени. Для того чтобы атомы из
объема мишени могли выйти в вакуум, им необходимо преодо-
леть поверхностный потенциальный барьер с энергией feye-
113
Поэтому в вакуум выйдут атомы, энергия Е2 которых, связан-
ная с нормальной составляющей скорости атома, была больше
£су6. Таким образом, в энергетическом распределении вылетев-
ших в вакуум частиц будет максимум при Е2 «0,5 £суб. Соглас-
Рис. 4.7. Энергетическое распре-
деление распыленных частиц
мишени из золота
Рис. 4.8. Распределение выле-
тевших частиц по углам вылета
при распылении монокристалла
молибдена
в потоке атомов, падающем
Рис. 4.9. Механизм геометрической
фокусировки импульса
но современным представлениям
изнутри на границу раздела между твердым телом и вакуумом,
распределение частиц по энергиям, подчиняется закону
d/V/d£(~£2_2 (рис. 4.7). Максимум распределения соответству-
ет £2«2 эВ, а спад зависимости происходит приблизительно по
закону Е~2. Основная доля рас-
пыленных атомов сосредоточена
в диапазоне энергии £г^10 эВ.
Если при распылении аморф-
ных или поликристаллических
веществ распределение выбитых
атомов по углу вылета с поверх-
ности близко к косинусоидально-
му, то при распылении монокри-
сталлов распределение имеет
более сложную зависимость
(рис. 4.8). В распределении выбитых атомов по углам вылета
появляются направления, в которых число выбитых атомов
будет больше, чем в других. Было установлено, что в направле-
нии наиболее плотной упаковки атомов в кристаллической ре-
шетке наблюдается преимущественное распыление атомов. Объ-
яснение этому эффекту было дано следующее. Вдоль направле-
ния наиболее плотной упаковки атомов существует возможность
фокусировки импульса частицы (образование так называемого
«фокусона»). Основным условием существования такой фокуси-
ровки является последовательное уменьшение углов соударений
атомов при передаче импульса. При этом происходит поворот
начального импульса в направлении осей цепочки атомов, и если
114
величина конечного импульса будет достаточная для отрыва
атома, то происходит его распыление с поверхности. На рис. 4.9
показана условная цепочка атомов диаметров d, расположенных
на расстоянии D между ними. Если атом А\ на какой-либо глу-
бине от поверхности передает импульс, направленный под
углом 01 к оси цепочки, атому А2, то атом А3 испытывает отдачу
под углом 02- Очевидно, что если при таких последовательных
соударениях 0(+) <0;, то будет происходить фокусировка импуль-
са: направление импульса движения приближается к оси цепоч-
ки атомов. Предельный угол 0пред, при котором еще происходит
фокусировка, может быть определен из условия cos 0Пред=:
=D/(2d), а максимальный угол, при котором еще возможно
столкновение,— из соотношения sinGmax=d/D. Геометрическая
фокусировка, следовательно, будет существовать, если выпол-
няется условие:
D < 2d cos 6,-.
Так как величина d растет с уменьшением энергии атома, рас-
пространение фокусона возможно лишь при энергиях ниже неко-
торой пороговой Ёф. Это значение зависит также от расстояния
между атомами и оценивается примерно Еф=40-4-600 эВ.
Энергия частицы в сформировавшемся фокусоне равна
£=£0(1-еХах),
где 0о и Ео — начальные значения угла и энергии.
Эффект распыления монокристаллов по указанному -выше
механизму наблюдается по распределению распыленного веще-
ства на экране в виде отдельных пятен. Эти пятна соответству-
ют направлениям с низкими индексами решетки и называются
пятнами Венера.
Скорость распыления (травления) материала определяется
как отношение глубины распыляемого (или стравливаемого)
материала к времени распыления:
Птр = Л/Т.
Таблица 4.3
Элемент 5, нон/атом v ТР’ нм/с
расчетная экспериментальная
Си 1,7 1,3 1,7
Ag 2,72 2,9 3,4
Аи 2,55 2,65 2,7
А1 1,2 1,25 0,75
Ti 1,22 1,35 0,33
Та 1,18 1,3 0,42
115
r.ru
Рис. 4.10. Зависимость скорости
ионного травления различных ма-
териалов от энергии ионов
Для расчета этой величины
необходимо знать плотность ион-
ного тока в сечении, перпендику-
лярном направлению падения
ионов. В этом случае можно поль-
зоваться следующим выраже-
нием:
Фтр=6,25-1025/и5Ж2/(ЛГар).
Здесь отр выражается в нм/с;
М2 — атомная масса распыляемо-
го материала, г/моль; Мд — число
Авогадро; р — плотность материа-
ла, г/см3; S — коэффициент ка-
тодного распыления; /н — плот-
ность тока, А/см2.
В табл. 4.3 приведены значе-
ния скоростей травления неко-
торых материалов ионами Аг+ с энергией £о=1 кэВ при /и=
= 1 мА/см2 и давлении в рабочей камере р=4-10~2 Па.
Значительное расхождение расчетных и экспериментальных
данных для некоторых материалов вызвано рассеянием частиц
из-за столкновений с атомами аргона. При наклонном паде-
нии ионов на поверхность распыляемого материала скорость
распыления оТр(а) ==отр(0) cos а.
Скорость травления сильно зависит от энергии ионов. Так
так при изменении энергии ионов меняется не только коэффи-
циент S, но и плотность тока /и, то зависимость скорости трав-
ления от энергии будет близкой к линейной (рис. 4.10).
§ 4.2. ТЕХНОЛОГИЯ ИОННОГО РАСПЫЛЕНИЯ
ДЛЯ НАПЫЛЕНИЯ ПЛЕНОК
В промышленности для нанесения пленочных покрытий широко
используется термический метод, когда материал испаряется
при нагреве в вакууме с последующей его конденсацией на под-
ложке. Однако этот метод обладает целым рядом недостатков.
Основные из них следующие: трудность или невозможность ис-
парения тугоплавких материалов; невысокая воспроизводимость
свойств пленок, в особенности при испарении веществ сложного
состава; небольшой срок службы и значительная инерционность
испарителей; плохая адгезия пленок и малая их равномерность
по толщине; возникновение поверхностных дефектов в резуль-
тате нарушения сплошности пленок при вылете из испарителя
мелких частиц. Кроме этого, из-за отсутствия надежных измери-
тельных средств, контролировать процесс вакуумного термичес-
кого- нанесения пленок весьма сложно.
116
Исключения перечисленных недостатков достигают при ис-
пользовании методов ионного распыления материалов.
Сначала эти методы реализовались на диодных системах, где
катодом была мишень, анодом — подложка. Процесс вели на
постоянном токе. Затем были разработаны триодные и тетрод-
ные системы, установки с автономным источником ионов, высо-
кочастотные устройства и магнетронные системы. На системах
этого класса можно распылять не только тугоплавкие металлы
и многокомпонентные сплавы, но и диэлектрики, полупроводни-
ки, т. е. практически все материалы.
Ионное распыление проводят при сравнительно высоком
давлении рабочего газа (10—100 Па — для диодных систем на
постоянном токе и 0,1 — 1 Па — для триодных и высокочастотных
систем). При таком давлении происходят многократные столк-
новения частиц распыляемого материала с молекулами среды,
возникает обратное рассеяние и загрязнение пленок атомами
рабочего газа. Поэтому считалось, что невозможно достичь вы-
сокой скорости осаждения покрытий, а процесс не обеспечивает
высокой чистоты пленок. Однако использование асимметрично-
го распыления, распыления с подачей напряжения смещения на
подложку, геттерного распыления позволило получать пленки
высокой чистоты, а применение магнетронных устройств — резко
повысить скорости распыления.
При ионном распылении мишень находится при относительно
низкой температуре, а ее материал как бы послойно переносит-
ся на подложку, что обеспечивает малое нарушение его исход-
ного состава. Если же в рабочий газ добавлять реакционноспо-
собные газы, то на подложках можно синтезировать и химиче-
ские соединения.
Толщины и стехиометрический состав их регулируются пар-
циальным давлением и временем воздействия химически актив-
ного газа. Имея значительно большие кинетические энергии, чем
при термическом испарении, распыленные атомы мишени сооб-
щают поверхностным атомам подложки в процессе конденсации
избыточную энергию. В результате возможно разрушение загряз-
нений, стимулирование равномерного зародышеобразования и
внедрение распыленных атомов в глубину поверхностного слоя
подложки. Пленки конденсирующихся веществ обычно характе-
ризуются меньшим размером зерен, большей плотностью, высо-
кой равномерностью по толщине и лучшей адгезией, чем терми-
чески напыленные покрытия.
К достоинствам методов ионного распыления относятся так-
же его безынерционность, возможность использования в линиях
непрерывного действия, а также универсальность.
Методам ионного распыления с целью получения пленок
присущи и недостатки. К ним относятся: меньшая, чем у терми-
ческого метода, скорость осаждения; трудность получения
точного рисунка при механическом маскировании, сложность
117
chipmaker.ru
оборудования и высокие требования к стабильности потенциа-
лов, давления газа, температуры подложки и мишени, плотности
тока на мишень.
§ 4.3. ОБОРУДОВАНИЕ ИОННОГО РАСПЫЛЕНИЯ
Рассмотрим подробнее схемы установок для распыления ионной
бомбардировкой. В диодной системе (рис. 4.11, а) внутри рабо-
чего вакуумного колпака 1 располагаются два электрода: ка-
тод 6 и анод 2, каждый из которых выполняет двойную роль.
Рис. 4.11. Схемы установок ионного распыления материалов диод-
ного типа (а), триодного типа (б), высокочастотной (в), с автоном-
ным источником ионов (г) и с автономным источником для травле-
ния диэлектриков (б);.
1 — колпак; 2 — анод; 3 — термокатод; 4 — подложка; 5 — высокочастотные
пластины-держателн; 6 — мншень; 7 — электромагнит; 8 — электрод зажига-
ния разряда; 9 — диафрагма; 10— область разряда; 11—ионная оптика; 12 —
источник электронов для нейтрализации поверхностного заряда; 13 — окно;
14 — ориентируемая мншень; 15 — заслонка
Катод, бомбардируемый ионами из разряда, эмиттирует элект-
роны, поддерживающие горение разряда. Кроме того, катод
является распыляемой мишенью 6. Анод, необходимый для горе-
ния разряда, одновременно служит держателем подложек, на
которых конденсируются в виде пленки атомы материала мише-
ни. Обычно разряд поддерживают в инертном рабочем газе
(аргоне) при давлении 100—10 Па и напряжении на разрядном
промежутке 100—1000 В. С целью снижения давления рабочего-
118
газа и обеспечения устойчивого горения разряда при этих усло-
виях в триодной системе (рис. 4.11, б) применен дополнитель-
ный элемент — термокатод 3. Эмиттируемые им электроны,
ускоряясь при движении к аноду, ионизируют молекулы рабо-
чего газа и обеспечивают горение разряда при давлениях
0,1—1 Па. Мишень 6 в этих установках находится вне зоны
разряда и на нее подают относительно его отрицательный потен-
циал UM от индивидуального источника. Напротив мишени
установлен держатель подложек 4. Таким образом, распылен-
ные атомы мишени перед конденсацией пересекают зону раз-
ряда.
В установках тетрадного типа в области, примыкающей к
катоду, устанавливает дополнительный сетчатый электрод, пода-
вая потенциал на который, облегчают условия зажигания и под-
держания разряда.
Так как в установках на постоянном токе распыление ди-
электриков осуществлять не удается вследствие возникновения
поверхностного заряда на непроводящих мишенях, то для их
обработки применяются высокочастотные распылительные си-
стемы (рис. 4.11, в). Симметричный выход высокочастотного
генератора нагружается на емкость в виде располагаемых под
углом двух держателей диэлектрических мишеней 6. Высоко-
частотный разряд при давлении 0,1 —10 Па поддерживается
между держателями. При смене полярности напряжения мише-
ни на держателях будут распыляться поочередно, а поверхност-
ный заряд нейтрализуется электронами плазмы. Поток распы-
ленных атомов с максимумом интенсивности по нормали к
мишени конденсируется на вращающейся подложке 4.
В системах с автономным ионным источником (рис. 4.11, г)
последний обычно выполняют съемным с целью его легкой заме-
ны и ремонта. Основной вакуумный объем соединяется с источ-
ником через диафрагму 9, имеющую отверстие с ограниченной
газовой проводимостью. В ионизационной камере располагают-
ся термокатод 3 и вспомогательный электрод 8 для зажигания
разряда. Через отверстие в диафрагме ионы вытягиваются из
разряда по направлению к кольцевому держателю, располагае-
мому в рабочей камере. Их движение происходит в магнитном
поле внешнего электромагнита. Оно концентрирует ионы на
зоне распыления мишени 6. Атомы распыляемой мишени дви-
жутся в высоком вакууме и затем конденсируются на подлож-
ках 4, располагаемых по поверхности сферы внутри рабочего
колпака в верхней его части.
Другим примером установки с автономным источником ионов
является установка ионного травления материалов, в том числе
и диэлектриков (рис. 4.11, д). Разряд в рабочем газе поддержи-
вается между термокатодом 3 и анодными пластинами при на-
ложении внешнего магнитного поля. Ионы извлекаются из
разряда вытягивающим напряжением на сетчатом электроде
119
chipmaker.ru
и формируются в параллельный поток электростатической лин-
зой. При открытой заслонке 15 поток с регулируемой энергией
бомбардирует ориентируемую в пространстве мишень 14. Для
компенсации положительного поверхностного потенциала в уста-
новке внутри рабочей камеры смонтирована пушка 12 медлен-
ных электронов. Контроль с помощью микроскопа за процессом
травления оператор осуществляет через стеклянное окно 13.
Системы с автономными источниками характеризуются высо-
кой газовой экономичностью и лучшей степенью вакуума внутри
рабочей камеры.
При нанесении пленок в любой из рассмотренных систем
важным фактором является уменьшение загрязнения пленок
газовыми включениями, которые влияют на их свойства. Для
снижения загрязнения рекомендуется использовать распыление
с подачей напряжения смещения на подложкодержатель. Отри-
цательное смещение вызывает бомбардировку подложки поло-
жительными ионами инертного газа. В результате слабо связан-
ные с поверхностью адсорбированные газы покидают ее, а ок-
сиды и другие соединения могут диссоциировать и разрушаться.
Если подложка располагается на аноде, то ее дополнительной
очистки можно добиться при асимметричном распылении с
использованием переменного напряжения промышленной час-
стоты. В период положительной полуволны напряжения катод
имеет отрицательное смещение по отношению к аноду и распы-
ляется в результате ионной бомбардировки. При смене знака
напряжения отрицательное смещение возникает на аноде, а
закрепленная на нем подложка очищается от загрязнений.
Так как в рабочем газе кроме инертного обычно содержатся
химически активные примеси, то часто бывает целесообразно
использовать геттерное распыление материалов. К геттерным
материалам относятся Ti, Zr, Та, Nb, Сг. Их помещают в не-
большой перфорированный контейнер внутри вакуумного колпа-
ка. Перед нанесением пленки подложка закрывается экраном,
а контейнер с геттером разогревают на несколько минут. В те-
чение этого времени пленка напыляется на экран. Геттерный
материал сорбирует химически активные газы (О2, СО, СО2, Н2,
N2, Н2О), в результате чего их парциальные давления снижают-
ся до 10~6—10 ~7 Па. Затем экран отодвигается в сторону и
осаждение пленки проводят на подложку в очищенной среде.
Так как этот метод не устраняет загрязнение пленки инертным
газом, то во многих случаях целесообразно использовать комби-
нацию рассмотренных методов.
Значительная часть недостатков ионного распыления, пере-
численных в конце предыдущего параграфа и свойственных
вышеописанным устройствам, устранена в установках распыле-
ния магнетронного типа [30, 31]. Магнетронные устройства
(рис. 4.12) относятся к диодным конструкциям систем и в них
используются скрещенные электрические и магнитные поля.
120
Поперечное магнитное поле у поверхности мишени воздействует
на плазму разряда, локализуя ее около мишени. Из этого ано-
мального плазменного разряда можно извлекать для бомбарди-
ровки мишени ионные токи рабочего газа гораздо большей
плотности, чем в обычных диодных системах.
При включении напряжения между принудительно охлаж-
даемыми катодом и анодом при давлении рабочего газа порядка
(1,3ч-6,6) • 10"1 Па зажигается тлеющий разряд. Ионы из разря-
да, бомбардируя катод, вызыва-
ют эмиссию электронов. Ускоря-
ясь электрическим полем, эти
электроны поддерживают разряд
и, испытывая воздействие попе-
речного магнитного поля, двига-
ются по сложным циклоидальным
траекториям. При этом электро-
ны оказываются как бы в ловуш-
ке: с одной стороны, магнитное
поле возвращает их на катод, с
другой — поверхность катода от-
талкивает их. Длительная цирку-
ляция электронов способствует
усилению процесса ионизации,
концентрация ионов у поверхно-
сти катода возрастает. Плазма
оказывается сконцентрированной
в области магнитного поля непо-
Рис. 4.12. Схема магнетронной
системы распыления с плоской
мишенью:
1 — мишеиь-катод; 2 — система по-
стоянных магнитов; 3 — источник
питания; 4 — анод; 5 — траектория
движения электронов; 6— зона ин-
тенсивного распыления; 7 — силовые
лннни магнитного поля
средственно у мишени. Интенсивность бомбардировки мишени
ионами из плазмы в такой конструкции и, следовательно, ско-
рость распыления катода и нанесения пленок значительно уве-
личиваются. Например, средние скорости осаждения в магне-
тронной установке с плоским дисковым катодом при мощности
источника питания 4 кВт находятся в пределах 7—45 нм/с.
Движение заряженных частиц в плазме, на которую нало-
жены неоднородные электрические и магнитные поля, весьма
сложно. Оно складывается из направленного, диффузионного и
дрейфового перемещений, а также циклотронного вращения.
Работа магнетронных систем при относительно малых дав-
лениях рабочего газа обусловливает преимущественно направ-
ленное движение электронов и ионов в плазме. Существующие
в ней области объемного заряда, катодного и анодного падений
напряжения характеризуются высокими напряженностями
электрических полей. Отношение напряженности к давлению
Е/р, являющееся критерием оценки вида движения частиц в
плазме, превышает 105 В/(м-Па).
Циклотронное вращение заряженных частиц плазмы проис-
ходит в плоскости, перпендикулярной магнитному полю. Это
вращение характеризуется циклотронной частотой
121
chipmaker.ru
w—eZBIm,
где e — заряд электрона; Z— кратность заряда иона; В — ин-
дукция магнитного поля; т — масса частицы, а также лармо-
ровским радиусом вращения
Гл=г’х/‘»,
где — составляющая скорости перемещения частицы в на-
правлении, перпендикулярном силовым линиям магнитного
поля.
Дрейф заряженной частицы в направлении, перпендикуляр-
ном электрическому и магнитному полям, характеризуется ско-
ростью
v^-E/B.
Если не учитывать начальную скорость заряженной частицы, то
в однородных магнитном и электрическом полях траектория ее
движения будет циклоидой, высота которой равна двум лармо-
ровским радиусам:
hu=2mEI(eZB).
В магнетронных устройствах и магнитное, и электрическое поле
неоднородны, вследствие этого в плазме существуют и другие
дрейфовые движения, в частности центробежное и градиентное,
приводящие к разделению зарядов по их величине и массе ча-
стиц, искажению циклоидальной траектории.
Энергия, получаемая электроном от электрического поля,
расходуется на ионизацию атомов рабочего газа и поддержание
плазменного разряда. Ускорение электрона полем происходит
в основном в области темного катодного пространства шири-
ной dK, а далее на расстоянии Лц он попадает в область плазмы.
Ширину темного катодного пространства (мм) можно оценить
по формуле
(ZK=3,37-10~6 VUJB„
где t7K — падение напряжения в области темного катодного про-
странства, В; Вк — индукция магнитного поля, Тл, в той же
области.
Электроны, покинувшие область темного катодного простран-
ства, сталкиваются с атомами рабочего газа, ионизируют их.
После потери своей первоначальной энергии на эти акты иони-
зации электроны диффундируют к аноду. При этом анод системы
должен быть расположен несколько дальше границы области,
где электрон в основном теряет свою энергию на поддержание
плазменного разряда. Граница области существования плазмы,
называемая условным анодом, удалена от поверхности катода
на расстояние
х0=‘2meEUvK W В2),
122
где те — масса электрона; £/р— напряжение разряда, W —
энергия, расходуемая электроном на один акт ионизации (для
аргона №=30 эВ/ион). С целью меньшего захвата электронов
из магнитной ловушки реальный анод располагают на расстоя-
нии х^л'о, а в плоских распылительных системах он еще и не
должен находиться в областях входа и выхода магнитных сило-
вых линий.
Рис. 4.13. Конструктивные схемы магнетронных систем распыления:
1 — катод-мншень; 2— анод; 3 — подложки; 4 — магнитная система; 5 — зона распы-
ления; 6 — экран
Вследствие неоднородности магнитного и электрического
поля плазма принимает форму, близкую к тороидальной, и рас-
полагается непосредственно у поверхности распыляемой мише-
ни. Наиболее плотная плазма — в центральной части, поэтому
более интенсивное распыление мишени наблюдается именно в
этой области. Выбором рациональной геометрии мишени Можно
123
chipmaker.ru
создать условия для нанесения равномерных по толщине по-
крытий на неподвижных подложках. Другими способами полу-
чения равномерных покрытий являются создание нескольких
зон распыления, планетарное перемещение подложек, линейное
перемещение подложек с использованием специальных профи-
лированных экранов.
Разнообразие конструкций магнетронных распылительных
систем обусловлено различными их эксплуатационными харак-
теристиками.
В цилиндрических магнетронных системах (рис. 4.13, а) под-
ложки расположены по внутренней образующей поверхности
подложкодержателя. Это в 3—5 раз повышает производитель-
ность. Аксиальное магнитное поле и отражающие экраны, поме-
щенные по торцам цилиндрического центрального катода, резко
снижают вероятность бомбардировки, а следовательно, и разо-
грева подложек вторичными электронами. Этому же способст-
вует и сетчатый цилиндрический анод, хотя на нем и конденси-
руется часть распыленного материала катода-мишени.
Анод может быть вынесен из области транспортировки
распыляемых частиц (рис. 4.13, б). В этой конструкции элект-
роны осциллируют вдоль катода между его торцевыми дисками.
Скорость осаждения возрастает до 17 нм/с. Однако наличие
максимума плотности разрядного тока в центральной части
катода обусловливает значительную неравномерность толщин
наносимых пленок. Минимальная их толщина находится около
зоны торцевых дисков.
Равномерность покрытий увеличивается в системах с като-
дами в виде труб (рис. 4.13, в, г), когда магнитное поле форми-
руется набором постоянных магнитов, располагаемых с внутрен-
ней или внешней стороны катода. Эти системы характеризуются
повышенной плотностью тока, падающего на мишень (до
600 А/м2), и высоким коэффициентом использования материала
мишени.
Катод сложной полусферической формы (рис. 4.13, д) при
кольцевом аноде и плоском подложкодержателе позволяет соз-
дать кольцевой источник распыляемого материала. Квадруполь-
ное магнитное поле в области разряда и его пересечение под
прямым углом с электрическим полем обеспечивают высокую
степень ионизации в кольцеобразной области у внутренней сто-
роны катода. В таких установках достигается высокая равно-
мерность толщин пленок (до 96—97%), но воспроизводимость
параметров разряда недостаточна.
Для стыковки с любой вакуумной установкой удобен авто-
номный источник магнетронного распыления (рис. 4.13, е),
имеющий полый катод и плоский анод. Магнитная система в
этой конструкции вынесена за пределы вакуумной системы. Не-
достатками конструкции являются: неравномерность пленок по
толщине, низкий коэффициент использования материала катода
124
Таблица 4.4
Энергетическая эффективность (по меди), 10—9кг/Дж распыли- тельной системы лс 0,5-0,7 0,5-1 0,6—1 0,6—1 0,06-0,15 2,1-2,3 0,9—1,5
процесса распыле- ния Пр тГ Ю — — — 00 —Г сч сч сч еч СО ео 1 1 1 1 1 II CD CD М4 —4 СО 1О О —4 •—’ СЧ
НХЭОНПТОК кин -EaoEcdposdu л.нанИнфф€О>1 ID CD СО Г*- С"_ <-Q. © О О © © © О II 1 1 1 II tD СО СО СО СО СО со о” О О О 5- о о о
хдя <эф ‘аиэхэиэ И KEFiH'tfOH’tfOU ‘qlOOHhlOW ю tr 1 сч о- 10-15 nr J л J 2 2 if 1 1 1 о оо СО с* 0 э
V '*/ ЕНОХ ОХОННОИ Е1ГНЭ 0,5-0,8 1 П_9 1 — с 1 © о с w J4- । 15-20 9—4
дея ‘ноной xirtnoiXdHtfdEQwoQ килбэне СО—4 СЧ СЧ CV II 1 1 СЧЬ^ —' —' - о i 0,3—0,5 0,5-0,7
ня **/7 эинэжкйиЕи ээнодва ч'га'с । 1 1 00 х ч со о — ч я । । J. t!s£ - - S 5^^
Рабочее давление, Па *7 Iе? 7 7 О с о £© ш О 2 2©- - I ~ = ~ ~ II Ч т Ч. о" J °- - о —• COt-.’“'StC,c£> J. -Ь £ -|* * -1- 1- -° i Д <is©« © А о о 10 С- г".
Вид распылительной системы Диодная на по- стоянном токе Диодная ВЧ Триодная Триодная с лока- низацией плазмы магнитным полем | С автономным ионным источни- ком Магнетронная на постоянном токе Магнетронная ВЧ
123
и недостаточная защита подложек от бомбардировки заряжен-
ными частицами.
Выполнение катода в виде конуса (рис. 4.13, ж) позволяет
увеличить плотность тока на нем вследствие концентрации
магнитного поля у его поверхности. В результате возрастают
скорость распыления (почти в 2 раза по сравнению с предыду-
щей схемой) и равномерность толщины нанесенных пленок. Од-
нако магнитная система, расположенная в вакууме, может
явиться источником их загрязнения.
Рис. 4.14. Зависимость скорости
осаждения пленок из различных
материалов от мощности разряда
Рнс. 4.15. Зависимость мощно-
сти разряда от индукции маг-
нитного поля для двух значе-
ний давлений аргона
В планарных магнетронных системах (рис. 4.13, з) магниты
монтируются в водоохлаждаемых корпусах и не загрязняют
разрядную область. Эффект перехвата распыленных атомов
здесь практически полностью устранен. Высокие плотности
тока на охлаждаемой мишени позволяют в планарных системах
достигать скоростей распыления, сравнимых с получаемыми
методами термического испарения. Недостатком системы яв-
ляется относительно малая площадь катода, неравномерная его
эрозия, в результате чего коэффициент использования материа-
ла составляет 25—30%.
Правильный выбор формы мишени и геометрии магнитной
системы для конкретного материала позволяет с помощью маг-
нетронных устройств обеспечивать высокую скорость нанесения
пленок на большие площади, минимальную неравномерность
пленок по толщине и высокий коэффициент использования
материала мишени. Для выбора типа установки с целью нане-
сения пленочных покрытий в табл. 4.4 перечислены характери-
стики распылительных систем. Как следует из приведенных в
ней данных, магнетронные распылительные устройства облада-
ют при относительно низких рабочем вакууме и напряжении
высокими эксплуатационными качествами.
Скорость v роста толщины пленок в этих устройствах линей-
126
но зависит от подводимой мощности Р (рис. 4.14), максималь-
ная мощность разряда Рр наблюдается (рис. 4.15) при доста-
точно слабых магнитных полях (0,05—0,09 Тл), а напряжение
зажигания разряда уменьшается с ростом магнитной индукции
В и давления р (рис. 4.16).
Промышленностью освоен выпуск различных установок магнетронного рас-
пыления.
Для нанесения тонких пленок многокомпонентных сплавов используют аг-
регат ОШИ—7—006, имеющий две систе-
мы магнетронного распыления, нагрева-
тель подложек и шлюзовое устройство, ос-
нащенное источником плазмохимического
травления. Магнетронные распылительные
системы имеют механизм вакуумной бло-
кировки зоны разряда, изолирующий маг-
нетрон и подложкодержатель от рабочей
камеры. Этим исключается влияние оста-
точной атмосферы в камере на свойства
пленок. Последовательное расположение
магнетронных распылителей позволяет по-
лучать двухслойные пленочные структуры
нли наносить один и тот же материал из
двух источников, сокращая время процесса
в 2 раза. Благодаря использованию плане-
тарного механизма крепления подложек в
агрегате достигнуты высокие коэффициенты
Рис. 4.16. Зависимость напря-
жения зажигания разряда U„
от давления при постоянной ин-
дукции магнитного поля В=
=0,06 Тл (/) и от индукции
магнитного поля при постоян-
ном давлении р=0,25 Па (2)
использования материала и равномерность
толщины пленок.
В установке УРМ 3.279.026 также при-
менены две магнетронные системы, а также
ионный источник типа «Радикал». Этот
источник позволяет предварительно прове-
сти иоиную очистку поверхностей подложек,
а затем с помощью магнетронных систем
нанести многослойные покрытия, в частно-
сти структуры AI—Мо—А1.
Агрегат ионного и ионно-химического травления «Трион» оснащен высоко-
частотной магнетронной системой О1СИТ—3000—002. Высокая производитель-
ность процесса в этом устройстве сочетается с возможностью избирательного
плазмохимического травления. Мощность источника составляет 4 кВт; рабо-
чая частота 5,28 МГц. Управление всем циклом работы кроме загрузки под-
ложкодержателей в шлюзовую камеру осуществляется автоматически. Высо-
кая скорость травления (0,5 мкм/ч) и использование шлюзовой камеры позво-
ляют получить высокую производительность.
Схема другой магнетронной высокочастотной установки непрерывного
действия со шлюзовым загрузочно-разгрузочным устройством роторного типа
представлена на рис. 4.17.
Магнетронные системы ионного распыления относятся к чис-
лу последних достижений в области создания высокоэффектив-
ных распылительных систем. Они имеют большие перспективы
широкого промышленного применения. В настоящее время на
них выполняются следующие процессы.
1. Металлизация ИС чистым алюминием и алюминием, леги-
рованным кремнием и медью, многослойная и многоуровневая
127
chipmaker.ru
металлизация тугоплавкими металлами (Mo, W, Pt, Та). Рань-
ше ионное распыление не находило широкого применения для
получения металлизации алюминием из-за низких скоростей рас-
пыления (менее 10 нм/мин) при средней мощности источника
500 Вт. Использование более высоких мощностей было ограни-
чено трудностью охлаждения алюминиевой мишени (Тилд]»'
«660°С), а также деградацией пленок под воздействием высоко-
энергетических вторичных электронов, эмиттируемых мишенью.
Рис. 4.17. Схема установки
непрерывного действия со
шлюзовым загрузочно-раз-
грузочным устройством, ос-
нащенной магнетронным ис-
точником:
1 — шлюзовое устройство ротор-
ного типа; 2 — гибкий конвей-
ер; 3 — секция загрузки; 4, 7—
перегородки с вакуумными ще-
лями; 5—секция нанесения пле-
нок; 6 — магнетронный источ-
ник; 8 — секция охлаждения н
выгрузки; 9—вакуумный звтвор
2. Металлизация двусторонних печатных плат, осаждение
пленок меди и других металлов на непрерывно движущуюся
майларовую или полиамидную пленку без ее нагрева, изготов-
ление контактных площадок для ГИС, осаждение полосковых
линий для ИС СВЧ-диапазона.
3. Изготовление высококачественных фотошаблонов нанесе-
нием хрома или оксида железа на стеклянные подложки. Так
как процесс ведут при низкой температуре, то можно осаждать
пленки и на органические материалы с низкой термостойкостью
(майлар, полиамид).
4. Изготовление тонкопленочных резисторов на основе хро-
ма, нихрома, тантала, высокорезистивных многокомпонентных
сплавов; получение пленок TaN и TaN2 в результате реактивно-
го распыления тантала, получение многослойных пленок Сг—Au
и Сг—Си на керамических подложках.
5. Получение сверхпроводящих пленок ниобия и сплавов
сложного состава для криотронных ЗУ на основе эффекта Джо-
зефсона.
6. Получение магнитных пленок при использовании в каче-
стве мишени тонкой ленты из Ni Fe.
7. Изготовление проводящих высокостабильных контактов
на кремниевых пластинах.
8. Нанесение диэлектрических пассивирующих пленок, в ча-
стности Si3N4, SiO2 и А120з.
9. Получение оптических покрытий.
Область применения магнетронных распылительных систем
расширяется.
128
§ 4.4. ТРАВЛЕНИЕ МИКРОСТРУКТУР
При изготовлении изделий микроэлектроники необходимо в
тонких пленках или в поверхностном слое полупроводниковой
подложки сформировать топологический рисунок элементов
схемы. Обычно это выполняется с помощью оптической, элект-
ронной, ионной или рентгеновской литографии.
В фотолитографии до последнего времени наиболее распро-
страненным был процесс химического травления материалов
через вскрытые в слое резиста окна. Задубленный оставшийся
на поверхности слой резиста выполнял роль маски. При пере-
ходе к элементам с субмикронными размерами жидкостное
травление не смогло обеспечить требуемого разрешения. Ему
свойственно и значительное боковое подтравливание материала
под маской, а в результате этого размеры элементов в обраба-
тываемом материале увеличиваются.
Рнс. 4.18. Схемы цилиндрического (а), плоского (б), объемно-
го (в), плазменных реакторов для сухого травления:
1 — обрабатываемые пластины; 2 — перфорированная алюминиевая труба;
3 — плазма; 4 — кварцевый баллон; 5 — заземленный электрод; 6 — высо-
кочастотный электрод; 7 — место подачн рабочего газа
Для получения субмикронных элементов используют сухое
ионно-плазменное травление одного из трех видов: плазмохими-
ческого, ионно-химического и ионного.
При плазмохимическом травлении (ПФТ) удаление материа-
ла происходит в результате химической реакции между ионами
и радикалами плазмообразующего газа и атомами материала;
при этом образуются удаляемые летучие стабильные соеди-
нения.
Ионно-химическое травление (ИХТ) основано на удалении
поверхностных слоев вследствие распыления их ионами хими-
чески активных газов при одновременном протекании химиче-
ских реакций с образованием летучих соединений.
При ионном травлении (ИТ) поверхностные слои разруша-
ются бомбардировкой ионами инертных газов [29, 31].
Основные требования к процессам сухого травления следую-
щие: 1) боковое травление должно быть контролируемым или
129
chipmaker.ru
отсутствовать; 2) должна обеспечиваться селективность травле-
ния обрабатываемого и нижележащего слоев; при этом очень
важным свойством становится устойчивость к травлению масок
резиста или защитных слоев со вскрытыми окнами; 3) толщина
и профиль маскирующих элементов должны соответствовать
конкретным задачам сухого травления.
Рассмотрим в качестве примера процессы сухого травления
в плазменных высокочастотных реакторах (рис. 4.18). Рабочи-
ми в этих реакторах являются фторсодержащие (CF4, C4F8,
C2F6, C3F8) и хлорсодержащие (СС14, CC12F2) газы, кислород
или смесь кислорода и хлора.
В области высокочастотного разряда, в частности с частотой
13,56 МГц, молекулы газов диссоциируют на атомы и радикалы,
например CF4 образует радикалы CF3*, CF2*, CF* и атомы F.
Наиболее вероятна реакция CF4 + e->CF3* + F* + e. Повышенная
химическая активность продуктов диссоциации способствует
достижению высоких скоростей их реакций с обрабатываемым
материалом и образованию летучих соединений. Так, при трав-
лении Si, SiO2, Si3N4 образуется соединение SiF4, удаляемое
потоком рабочего газа. Летучие фториды возникают и при обра-
ботке таких элементов, как W, Те, Мо, Та. Алюминий образует
летучие хлориды при его травлении в плазме газов СС14 и ВС13.
Хром лучше обрабатывается в кислородной плазме, в ней же
можно полностью удалить с поверхности и защитные резистив-
ные маски после выполнения операций травления элементов.
Скорости плазмохимического травления материалов состав-
ляют 2—10 нм/с, ионно-химического 1—5 нм/с и ионного 0,1 —
3 нм/с. Наибольшая селективность наблюдается при радикаль-
ном плазмохимическом травлении (20—50); а наименьшая —
при ионно-плазменном (2—5).
Основными проблемами при использовании процессов ПХО
являются обеспечение длительной химической стойкости рабо-
чих жидкостей вакуумных насосов и активный контроль про-
цессов травления. Среди методов активного контроля наиболь-
шее распространение получили оптические: фотометрический,
когда измеряют значение отражения или пропускания металли-
ческих, полупроводниковых или диэлектрических слоев; спект-
роскопические, основанные на измерении характеристического
излучения распыленных частиц в плазме, и интерференционные,
использующие явление интерференции лазерного излучения в
системе пленка — подложка.
§ 4.5. ОБОРУДОВАНИЕ ИОННО-ПЛАЗМЕННОГО ТРАВЛЕНИЯ
В цилиндрическом плазменном реакторе (см. рис. 4.18, а) плаз-
ма находится в зазоре между внутренней стенкой кварцевого
баллона и перфорированной алюминиевой трубой. По оси трубы
установлена подставка с обрабатываемыми пластинами, разде-
130
ленными друг от друга. Устойчивость к распылению алюминие-
вой трубы обусловлена наличием образующегося на ее поверх-
ности защитного слоя фторида алюминия. Ионы из области
разряда не достигают пластин и разряжаются на перфорирован-
ной трубе. Через отверстия в ней способны диффундировать
долгоживущие радикалы, поэтому травление пластин в этом
устройстве чисто радикальное и изотропное, т. е. эффект под-
травливания под маску может проявляться значительно. При
рабочем давлении газа р—304-200 Па коэффициент диффузии
радикалов составляет примерно 500 см2/с, что при времени их
жизни 0,3 с обеспечивает диффузную длину 100—150 мм. Имея
такую диффузную длину пути, активные радикалы достигают
поверхности пластин и участвуют в химических реакциях. Про-
дукты реакций непрерывно удаляются откачкой из зоны реак-
тора. Глубина травления обычно составляет до 2 мкм. Перфо-
рированный экран, кроме того, защищает обрабатываемые
пластины от ионизирующих излучений.
Цилиндрические реакторы не применяются для травления
некоторых материалов, например алюминия, вследствие того,
что радикалы из-за малого времени жизни не успевают дости-
гать поверхности пластин.
В плоском реакторе (рис. 4.18, б) пластины размещаются
на заземленном электроде и непосредственно контактируют с
плазмой. В травлении участвуют как радикалы с малым вре-
менем жизни, так и ионы, хотя вклад последних в процесс
травления и ограничен. Рабочее давление поддерживается в
диапазоне 10—130 Па; при этом с понижением давления боко-
вое подтравливание уменьшается. Анизотропность процесса
травления можно также регулировать, подавая положительное
напряжение смещения на высокочастотную пластину.^ В этих
реакторах достигается хорошая равномерность травления до
глубины 1 мкм и воспроизводимость процесса, так как темпера-
тура пластин стабильна во времени.
Вклад ионов в процессе травления возрастает в ионно-реак-
тивных реакторах (рис. 4.18, в), когда пластину размещают на
высокочастотном электроде, погруженном в плазму разряда. За-
земленной пластиной служит корпус реактора. Ионы реактив-
ного газа бомбардируют пластину, распыляя материал и участ-
вуя в химических реакциях. Рабочее давление здесь ниже, чем
в рассмотренных выше реакторах, и составляет 1 —10 Па. Пода-
вая напряжение смещения на высокочастотную пластину, можно
переходить к режимам с большой анизотропией травления,
однако при этом сильнее проявляются радиационные поврежде-
ния полупроводников.
Выбор типа реактора обусловлен свойствами обрабатывае-
мого материала, стойкостью резистивных масок и характери-
стиками процесса травления. К основным характеристикам
процесса относятся: 1) скорость травления; 2) скорость разруше-
131
chipmaker.ru
ния маски; 3) степень бокового подтравливания; 4) селектив-
ность процесса, т. е. отношение скоростей травления обрабаты-
ваемого и нижележащего материала.
Важность последней характеристики подтверждается тем,
что при близости скоростей травления обрабатываемого и
нижележащего материалов становится очень критичным время
процесса: необходимо остановить травление до начала разруше-
ния нижележащего материала. Например, в любом реакторе
травление диоксида кремния и нитрида кремния протекает со
скоростями, мало отличающимися от скорости травления самого
кремния, на поверхности которого формируются в слоях SiOs и
S13N4 элементы изображения схемы.
Скорость травления определяется химической активностью
рабочей газовой среды, расходом газа, подводимой мощностью
ВЧ и температурой пластин. Так как в плоском и ионно-реак-
тивном реакторах пластины размещают на охлаждаемых водой
держателях, то температура пластин стабилизируется. Можно
считать, что во всех плазменных реакторах рассмотренных ти-
пов температура поверхности пластин не превышает 100—200°С.
К неселективным процессам относятся ионное травление и
травление распылением ионным пучком из автономного источ-
ника. В устройствах чисто ионного травления ионы из плазмы
разряда в инертном газе, получив ускорение в области темного
катодного пространства, бомбардируют обрабатываемую пла-
стину (катод) нормально ее поверхности. В результате бомбар-
дировки происходит распыление атомов материала. Зная
заранее коэффициенты распыления резистивной пленки и обра-
батываемого материала, можно назначать время процесса
травления. Рабочее давление газа в установках 1,3 Па, энергия
ионов 500—1500 эВ. Процесс анизотропный, поэтому боковое
подтравливание отсутствует, т. е. можно получать элементы со
строго вертикальными стенками.
Используя устройство с автономным ионным источником
(см. рис. 4.11, д), можно проводить травление пластин в вакуу-
ме (р— IO-4 Па), взаимно ориентируя пучок ионов и пластину.
Это значительно расширяет технологические возможности про-
цесса, так как часто бомбардирующие ионы требуется направ-
лять под определенным углом к поверхности пластины. Подача
в камеру химически активного газа до парциальных давлений
10-2—IO-3 Па позволяет регулировать скорость травления мно-
гих металлов. Например, кислород резко уменьшает скорость
травления Ti, Та, А1 и Si вследствие образования труднораспы-
ляемых оксидов.
Отечественные установки оснащены, в частности, автономны-
ми ионными источниками типа «Радикал» с холодным катодом,
генерирующими трубчатый ионный пучок через кольцевую щель.
Автономные источники имеются в промышленных установках
УРМ.3.279.037, УРМ.3.279.045, УРМ.3.279.053 и др.
132
§ 4.6. ВТОРИЧНАЯ ИОННАЯ МАСС-СПЕКТРОМЕТРИЯ
В последнее десятилетие методам ионного анализа материалов
уделяется значительное внимание как наиболее информативным
и чувствительным. Среди них вторичная ионная масс-спектро-
метрия (ВИМС) с начала выпуска ионных анализаторов пере-
стала быть доступна только работникам физических лаборато-
рий; теперь она эффективно
используется в опытном произ-
водстве, например в цехах, вы-
пускающих изделия электрон-
ной техники.
При бомбардировке уско-
ренными ионами поверхности
твердого тела наблюдается не
только ее распыление. Оно со-
провождается целым рядом
процессов, стимулированных
торможением первичных ио-
нов (рис. 4.19). Все эти вто-
ричные процессы могут быть
использованы для получения
информации о природе мише-
ни [11, 13, 35, 36, 37, 38].
При энергиях ионов первич-
ного пучка от единиц до тысяч
электрон-вольт целесообразно
проводить измерения в отра-
женных первичных ионах, по-
лучая информацию о состоя-
Рис. 4.19. Схема явлений, происхо-
дящих при бомбардировке твердо-
го тела ускоренными ионами:
1 — первичный поток ионов; 2 — каска-
ды столкновений атомов матрицы; 3 —
заторможенный первичный ион; 4 —
распыленный нейтральный атом; 5 —
упруго- н неупругоотраженные ионы
первичного пучка; 6 — положительные
и отрицательные ноны материала мат-
рицы; 7 — возбужденные атомы; 8 —
вторичные электроны; 9 — электромаг-
нитное излучение
нии поверхности и загрязняющих ее примесях. В диапазоне 3—
15 кэВ реализуется поверхностный или послойный анализ с ре-
гистрацией вторичных ионов исследуемого материала. Повыше-
ние энергии до 0,5—1,5 МэВ дает возможность, изучая энергети-
ческие спектры отраженных ионов, определять дефекты решеток
и расположение в них примесных атомов, толщины слоев по-
крытий, идентифицировать фазы.
Метод ВИМС позволяет анализировать материалы в элект-
ронной технике и микроэлектронике, в металлургии и химии, в
геологии и биологии, а также при решении многих физических
проблем твердого тела.
Хотя исследования вторичной ионной эмиссии были начаты
более пятидесяти лет назад, механизм образования вторичных
ионов еще изучен недостаточно. В потоке распыленных ней-
тральных атомов доля ионов не превышает 10-2—10~5 и сильно
зависит от материала мишени. Однако, учитывая возможность
достаточно простого анализа ионов по массам, зарядам и энер-
гиям, можно получить ценную информацию о бомбардируемых
133
chipmaker.ru
веществах, так как при определенных условиях число вторичных
ионов пропорционально числу атомов данного вида, находя-
щихся в анализируемом участке твердого тела.
Экспериментальные данные показывают, что эмиссия вто-
ричных ионов определяется не только материалом мишени, но
и видом первичных ионов. Например, при бомбардировке иона-
ми аргона выходы вторичных ионов магния и кадмия отлича-
ются на три порядка, при бомбардировке ионами кислорода
^i-отн
10
1
/
Z
*Ве
10 20 30 50 60 70 80 I
Рис. 4.20. Зависимость относительных коэф-
фициентов K+i отн вторичной ионной эмис-
сии от атомного номера Z элементов
выходы ионов алюминия
и золота — на четыре по-
рядка. Для примера на
рис. 4.20 показана зави-
симость относительных
коэффициентов вторичной
ионной эмиссии при бом-
бардировке мишени ио-
нами аргона с энергией
8 кэВ.
Более низкий выход
ионов обычно наблюдает-
ся у материалов с боль-
шим коэффициентом ка-
тодного распыления, по-
этому каскадно-фокусная
теория не может количе-
ственно описать этот про-
цесс, хотя, конечно, для
отрыва частиц от поверх-
ности им необходимо передать импульс движения.
Согласно одним представлениям, образование вторичного
иона происходит в процессе удаления атома от поверхности в
тонком, прилегающем к поверхности слое. На расстоянии, не
превышающем критического, атом обменивается наружными
электронами с поверхностью. В зависимости от скорости атома,
значения работы выхода электронов, распределения и плотно-
сти состояний вблизи зоны проводимости частица на большем,
чем критическое, расстоянии может оказаться либо в виде
нейтрального атома, либо в виде иона. Доля ионов будет повы-
шаться с ростом потенциального барьера между ионом и метал-
лом, когда уменьшается вероятность обмена электронами.
В других теоретических работах предлагается рассматривать
электронные процессы, протекающие в системе металл — воз-
бужденный атом. Удаляющиеся от поверхности нейтральные и
заряженные частицы находятся в возбужденном состоянии, ха-
рактеризующемся электронными вакансиями на внутренних
электронных оболочках. Возвращение в исходное (невозбужден-
ное) состояние может сопровождаться излучением: действитель-
но в зоне бомбардировки наблюдается свечение.
134
Безызлучательное развозбуждение может происходить за
счет резонансной или оже-нейтрализации электронами материа-
ла. Возможен также автоионизационный распад состояний с
образованием иона и электрона. В результате этих процессов в
потоке распыленных частиц присутствуют вторичные ионы.
Явление вторичной ионной эмиссии (ВИЭ) характеризуется
интегральным коэффициентом
где Л^2± — общее число вторичных положительных или отрица-
тельных ионов; Aj — число ионов первичного пучка.
Для ионов элемента А, эмиттируемых из матрицы, существу-
ет связь между Ка± и коэффициентом распыления S:
где ад* — отношение числа вторичных ионов элемента А к пол-
ному числу нейтральных и заряженных частиц данного элемен-
та, т. е. а±=А2±/(Дг2± + Дг2°); Сл — атомная концентрация
элемента A; S — полный коэффициент распыления материала.
Значения КНн-10-5 для различных элементов и матриц,
из которых эмиттируются их ионы.
До настоящего времени теоретически не объяснено, что и
каким образом влияет на величину а; отсутствует общеприня-
тая теория для расчета выхода вторичных ионов из любой
матрицы [35, 37, 38]. Основные закономерности ВИЭ установле-
ны благодаря экспериментам. Пороговые энергии этого вида
эмиссии составляют 30—80 эВ, т. е. они несколько выше, чем
при катодном распылении. С увеличением энергии первичных
ионов от 4 до 30 кэВ выход ионов возрастает. Он монотонно
растет с увеличением массы иона и его скорости. Анализ выпол-
няют с помощью пучков положительных или отрицательных
ионов инертных и химически активных газов. Используют пучки
с плотностью тока 1—10~5 мА/см2, диаметр пучка от единиц
миллиметров до единиц микрометров, причем чувствительность
устройств тем выше, чем больше диаметр и сила тока первич-
ного пучка.
При больших плотностях тока реализуется динамический
режим, когда на результаты анализа слабо влияют остаточные
газы и можно фиксировать следовые количества вещества и
снимать профили распределения примесей. При малых плотно-
стях тока проводят статические анализы со скоростью распыле-
ния менее 10-3 монослоя в минуту, т. е. анализируют практиче-
ски самый верхний слой мишени. Такой анализ требует сверх-
высокого вакуума в аналитической установке и контроля
состава остаточной среды.
В результате изучения угловых распределений выхода вто-
ричных ионов установлено, что для поликристаллических образ-
135
chipmaker.ru
цов они соответствуют закону косинуса. Однако в направлени-
ях, близких к нормали, наблюдались отклонения от этого
закона, когда распределение становилось более плоским или
даже вогнутым.
Для монокристаллов максимумы выхода ионов примесей из
материала и интегральной силы ионного тока наблюдаются в
направлениях плотной упаковки, в частности в направлении
<110>. Увеличение энергии первичных ионов £> вызывает умень-
шение ширины максимумов в угловых распределениях. Чем
тяжелее первичные ионы, тем шире эти максимумы. Изменение
угла бомбардировки не приводит к существенным изменениям
угловых распределений. Обнаружена чувствительность ВИЭ к
структурным особенностям распыляемой матрицы.
Дополнительную информацию об образце можно получить,
изучая энергетическое распределение вторичных ионов. Боль-
шой разброс их по энергиям снижает разрешающую способ-
ность магнитных масс-спектрометров. Максимум в энергетиче-
ском распределении в диапазоне 5—30 эВ уменьшается с
увеличением энергии первичных ионов, а также зависит от
материала мишени и состояния ее поверхности.
Если регистрировать ионы чистого металла и его сплава, то
вид энергетических распределений различен. Энергетическое
распределение ионов из загрязнений смещено в сторону мень-
ших энергий по сравнению с распределением таких же ионов,
выбитых из очищенной мишени. Различие в форме энергетиче-
ского распределения наблюдается также для простых и комп-
лексных ионов. Дисперсия распределения молекулярных ионов
много меньше, чем у простых.
Некоторые сложности возникают при анализе диэлектриков,
так как вследствие накопления поверхностного заряда первич-
ный пучок не может преодолеть его поле и рассеивается, что
приводит к уменьшению или полному подавлению ВИЭ. Про-
цесс накопления заряда зависит от рода первичных ионов и их
заряда, энергии и плотности тока, размеров облучаемой обла-
сти, проводимости и толщины слоя диэлектрика.
Заряженность поверхности не проявляется, если диэлектри-
ческий слой тонок (доли микрометров) и находится на прово-
дящей подложке — в этом случае заряд стекает по дефектам,
инициируемым ионной бомбардировкой. Для снятия заряда на
поверхность изолятора помещают также проводящую сетку из
металлов или напыляют проводящий слой. В некоторых устрой-
ствах применяют облучение поверхности электронами малой
энергии отдельным термокатодом или бомбардировку отрица-
тельными ионами. В последнем случае динамическое равнове-
сие наблюдается при определенном коэффициенте вторичной
ионно-электронной эмиссии, когда положительный заряд по-
верхности сдерживает выход вторичных электронов.
Эффективно использование проводящих вырезающих дна-
136
фрагм, располагаемых по ходу движения первичного пучка
непосредственно перед мишенью. В этом случае вторичные
электроны из краев диафрагм втягиваются в пучок и нейтрали-
зуют положительный заряд на поверхности диэлектрика. При
хорошей компенсации поверхностного заряда спектры имеют
высокое разрешение, и выход ионов из диэлектриков почти та-
кой же, как из проводящих мишеней.
Остаточные газы в аналитической установке, а также рас-
творенные в мишени и адсорбированные на ее поверхности ока-
зывают влияние на ВИЭ.
Количественная интерпретация результатов анализа зависит
от ряда условий: стабильности первичного ионного пучка по
составу и энергии, остаточной газовой среды в рабочей камере,
размеров и формы кратера при ионном фрезеровании материа-
ла, химической природы анализируемого образца, его темпера-
туры и т. д.
Например, исследование процессов на поверхности материа-
лов становится возможным, когда скорость роста пленки адсор-
бированных атомов из остаточной среды значительно меньше
скорости их десорбции под действием первичных ионов. Такое
условие при малых плотностях тока первичного пучка реально
выполняется только при сверхвысоком вакууме (10-6—10-8 Па)
и когда в составе остаточной газовой среды отсутствуют угле-
водородные компоненты (т. е. требуются безмасляные средства
откачки). Изучение угловых распределений ионов также требу-
ет высокого вакуума.
Наличие кислорода как в остаточной среде, так и в составе
первичного пучка увеличивает выход ионов из металлов, следо-
вательно, для выполнения стабильных по результатам ана-
лизов необходимо точно контролировать содержание кисло-
рода.
Другая сложная проблема — обеспечение равномерного рас-
пределения плотности ионного тока по сечению первичного пуч-
ка. Форма кратера, возникающего в результате распыления
материала, обусловливается именно этой характеристикой. Бо-
ковые стенки кратера, подвергаясь бомбардировке, эмитти-
руют ионы и вносят искажения в результате послойного ана-
лиза.
Разброс вторичных ионов по энергиям затрудняет проведение
масс-спектрометрических измерений; для получения высокой
разрешающей способности в установках анализа необходимо
применять фильтры заряженных частиц по энергиям. Эффектив-
ность отбора вторичных ионов из зоны анализа и их транспор-
тировка в ионопровод масс-спектрометра определяются конст-
рукцией вторичной ионной оптики.
Локальность анализа (диаметр кратера до 1—0,2 мкм) в
таких установках зависит от возможности сфокусировать пер-
вичный иойный пучок до субмикронных размеров.
137
chipmaker.ru
Перед широко известными и давно применяемыми методами
анализов, такими, как масс-спектрометрический, эмиссионный
спектральный, лазерный, электронно-зондовый, рентгеновский,
ионный метод обладает рядом преимуществ:
регистрация вторичных ионов позволяет обнаруживать в
твердых телах все элементы периодической системы, их изото-
пы, в том числе, что особенно ценно, элементы с малыми мас-
совыми числами (от водорода до углерода), поскольку эти
элементы электронно-зондовым методом практически не анали-
зируются вследствие сложности регистрации ослабленного рент-
геновского излучения;
чувствительность, определяемая выходом вторичных ионов
элементов, составляет 1013—1015 атомов примеси на 1 см3 при
относительной чувствительности примерно 10~6—10“7%;
разрешающая способность по глубине весьма высока
(3—10 нм);
локальность в плоскости анализа составляет от долей микро-
метра до нескольких микрометров и зависит от условий фоку-
сировки пучка первичных ионов;
имеется возможность изучения химического состава поверх-
ностного слоя и распределения элементов по поверхности;
имеется также возможность анализа металлов, сплавов,
диэлектриков и полупроводников, как по площади, так и по
глубине образца;
отсутствует необходимость в специальной очистке поверх-
ности.
§ 4.7. ОБОРУДОВАНИЕ ВИМС
Первая установка для ионного анализа была продемонстри-
рована в 1962 г. на выставке общества физиков в Париже.
С этого момента аналитические установки непрерывно совер-
шенствуются, а их изготовлением и выпуском сейчас заняты
многие фирмы. Несмотря на различия в конструкциях и техни-
ческих характеристиках, все установки можно разделить на
три класса:
1) с облучением острофокусированным первичным пучком
минимальной поверхности образца, когда пучок может быть не-
подвижен или сканировать по ограниченной площади в сотни
квадратных микрометров. Такие установки можно назвать зон-
дами-,
2) с облучением значительной части поверхности (в несколь-
ко единиц или десятков квадратных миллиметров) и сканирова-
нием увеличенного ионного изображения перед малого размера
входной диафрагмой масс-спектрометра. Такой принцип реали-
зуется в растровых ионных микроанализаторах;
3) с облучением значительной поверхности и выделением в
масс-спектрометре с высокими оптическими свойствами из об-
ив
щего ионного изображения интересующие нас элементы; эле-
ментное изображение преобразуется в электронное и регистри-
руется. Этн установки относятся к ионно-эмиссионным микро-
скопам-микроанализаторам.
В реальных устройствах часто предусматриваются различные
режимы выполнения анализа, т. е. в них реализуются признаки
различных классов.
Типовая структурная схема ионного анализатора содержит
следующие узлы: систему газового питания источника; источник
ионов; сепаратор первичного пучка; фокусирующую и отклоняю-
щую системы первичного пучка ионов; камеру взаимодействий
и объектодержатель; устройство отбора и фокусировки вторич-
ных ионов; масс-спектрометр; систему регистрации ионных
токов; источники стабилизированного питания; вакуумную си-
стему и управляющую ЭВМ.
Ионные микрозонды. В ионных микрозондах, впервые опи-
санных в 1965 г., главной задачей является получение ионного
пятна микронных размеров на поверхности анализируемого
образца. Острая фокусировка на мишенн достигается примене-
нием двух-трех последовательно расположенных однопотенци-
альных линз. Удаление из пучка ионов с радиальными состав-
ляющими скорости и вырезание наиболее однородной по плот-
ности тока центральной части пучка производят с помощью
апертурных диафрагм с малыми отверстиями, после прохожде-
ния через которые общая сила тока пучка значительно сни-
жается.
Если допустить размытие пятна на ’/< его диаметра в резуль-
тате сферической аберрации, то минимальный размер зонда d3
можно ориентировочно определить по соотношению
/3/8 у2£2/3
^3— BDA/3 '
где Л— сила тока ионного пучка; f — фокусное расстояние лин-
зы; k — коэффициент уменьшения размеров кроссовера линзой;
В — яркость источника; D — внутренний диаметр линзы.
Чтобы получить малый диаметр пятна, необходимо приме-
нить короткофокусные линзы и высокояркостные источники. Это
же соотношение показывает, что малые размеры зонда можно
реализовать только при малых силах ионного тока: например
при диаметре пятна 1,5—2 мкм /»= 10“10—10-9 А.
Одной из важных задач конструкторов микрозондов является
разработка эффективной системы отбора вторичных ионов с
малых площадок эмиссии. С учетом косинусоидального распре-
деления выходящих с поверхности вторичных ионов их число в
единице телесного угла AQ определяют следующим образом:
Д/г г+ , 1 — X cos а
——= /о cos Ф-----------,
да (1— X)cos0
130
chipmaker.ru
где /0+ — сила тока первичного ионного пучка; яр — угол выхода
вторичных ионов относительно нормали к поверхности; X — по-
стоянная (для различных материалов Х=0,3-4-0,8); 6 — угол
падения первичного пучка; а — угол между первичным пучком
и регистрируемым направлением выхода вторичных ионов. Экс-
периментально установлено, что Л/2={тах} при 6=60-4-70°.
Вытягивание вторичных ионов в большинстве приборов
осуществляется с помощью специального вытягивающего элект-
рода с центральным отверстием. При вытягивающих потенциа-
лах 1,5—5 кВ и малых расстояниях до объекта напряженность
электрического поля высока; ее значение ограничено возможно-
стью пробоев и искажения траектории первичного пучка. Обыч-
но удается собирать от десятых долей процента до нескольких
процентов общего числа эмиттируемых ионов, так как сбор
происходит в пределах малого телесного угла.
Чтобы собирать до 10% вторичных ионов, предлагается
формировать вторичный пучок на входе масс-спектрометра вы-
сокого разрешения (10 000) с помощью специальной ионно-оп-
тической системы из девяти электродов. Расходимость пучка не
превышает 0,1 рад. Вытягивающий электрод-ко нус состоит из
отдельных секций, потенциал которых подбирают опытным
путем. Ось линзы вторичного пучка и ось конуса смещены отно-
сительно друг друга на 0,25 мм.
В другой конструкции вторичные ионы собираются в зоне
кольцевой щели в пространстве, ограниченном телесным углом
в 0,78 ср. Удается также собрать до 10% общего их числа и на-
править в виде отдельных потоков в 12 квадрупольных масс-
спектрометров для сепарации.
В большинстве приборов первичный и вытягиваемый (вто-
ричный) пучки пересекаются под углом от 45 до 90°. Такая
схема вынуждает устанавливать вытягивающий электрод на
значительном расстоянии от плоскости образца. Предложен
метод ускорения вторичных ионов навстречу первичному пучку.
Здесь одни и те же электроды используются в качестве объек-
тива первичного пучка, а также для вытягивания и ускорения
вторичных ионов. После линзы вторичные ионы попадают в
90°-ный сферический конденсатор и далее — в масс-спектрометр.
Фокусное расстояние комбинированной линзы составляет 5 мм,
тогда как в обычных установках оно равно примерно 25—30 мм.
Так, в микрозонде фирмы ARL, собранном по схеме Либля (рис. 4.21),
фокусное расстояние линзы равно 30 мм. Линза фокусирует первичный пучок
ионов аргона с энергией 12 кэВ в пятно диаметром 2 мкм. Общая сила тока
на мишень составляет 2-10—10 А. Это обеспечивает плотность тока в несколь-
ко миллиампер на квадратный сантиметр. Источником ионов ивляется дуо-
плазматрои 1 с термокатодом [яркость источника 200 А/(см2-ср)]. Вытягивае-
мый через отверстие в 100 мкм пучок проходит магнитную сепарацию, в ре-
зультате которой 'из него удаляются примесные ионы, нейтральные атомы и
многозарядные иоиы, а затем — двойную электростатическую фокусировку.
Прибор может работать в режиме неподвижного зонда, когда осуществ-
140
ляется последовательное сканирование по массам. В другом режиме первич-
ный пучок сканируется с помощью двух пар отклоняющих пластин 4 по пло-
щади 400X400 мкм, а регистрирующая часть включается иа регистрацию
только определенного сорта ионов. Вторичные ионы из мишени проходят энер-
гоанализатор 6 и статический масс-сепаратор 7. Выходной сигнал после усиле-
ния подается на электроды ЭЛТ, где наблюдается распределение элементов
по поверхности мишени.
Неподвижный первичный иоииый пучок используется и во французском
микрозонде типа А-1-86.
В процессе послойного анализа мишени происходит непла-
нарное ионное травление (эффект кратера). Это приводит к
искажению распределения кон-
центрации примесей, поэтому
в более поздних моделях пре-
дусмотрен режим сканирова-
ния для снижения влияния на
показания прибора стенок кра-
тера.
На воспроизводимость ре-
зультатов анализа в ионных
анализаторах существенное
влияние оказывают количество
и состав остаточных газов в
камере взаимодействия пучка
с мишенью, особенно содержа-
ние химически активных газов.
Рис. 4.21. Схема ионного микрозон-
да:
1 — дуоплазматрон; 2 — магнитный сепара-
тор первичного пучКа; 3— электростатиче-
ская линза; 4 — система сканирования;
5 — мишень; 6 — электростатический энер-
гоанализатор; 7 — масс-сепаратор; 8 — де-
тектор нонов; 9 — ЭЛТ
С понижением плотности тока
скорость образования соедине-
ний на поверхности образца
превышает скорость их разру-
шения ионной бомбардиров-
кой. В частности, при плотно-
стях /‘,<10 мкА/см2 поверхно-
стные соединения не успевают разрушаться, если парциальные
давления газов находятся на уровне 10~4—10-5 Па. Повышение
плотности тока до значений более 1 мА/см2 позволяет стабильно
выполнять анализ при остаточном давлении в камере 10-4 Па.
Динамическое равновесие скоростей образования соединений и
их разрушения при выбранной плотности тока пучка будет оп-
ределяться парциальным давлением химически активных газов.
В частности, присутствие на поверхности мишени кислородсо-
держащих соединений обусловливает повышенный выход вто-
ричных ионов в течение нескольких минут после начала бом-
бардировки.
В процессе зондового анализа происходит послойное разру-
шение материалов с определенной скоростью; при этом доля
вторичных ионов поверхностного происхождения снижается, а
затем в основном анализируются более глубоко расположенные
в объеме мишени микрозоны. В общем случае вторичный поток
141
chipmaker.ru
Q состоит из поверхностных ионов Qj и объемных Q2:
Q=Qi + Q2= . +XnQ0Y(6),
о -г С р + ZJQo
где р— давление в камере анализатора; Qo— поток первичных
ионов; А, В, С, D — постоянные коэффициенты; % — вероятность
выбивания иона; п — объемная концентрация исследуемой при-
меси в материале; у(0)—коэффициент, учитывающий экрани-
рующее действие атомов поверхности на выход ионов. При
больших значениях Qo количество Qr+ApfD, а у (9)-*-1, поэтому
при постоянном низком давлении становится возможен ста-
бильный объемный анализ с линейной зависимостью Q(n).
Следовательно, учитывая плотность тока первичного пучка, зон-
довые анализы необходимо выполнять при определенном
парциальном давлении химически активных газов. Стабильные
результаты, не искаженные влиянием остаточных газов, дости-
гаются при вакууме не хуже 10~6—10~8 Па, что требует приме-
нения в установках устройств с дифференциальной откачкой и
безмасляных насосов, обеспечивающих большую скорость от-
качки.
В частности, такие системы реализованы в ионных микро-
зондах типа IM20 английской фирмы AEI (вакуум в камере
10-6 Па), микрозонда TFA-101 фирмы «Бальцере» (вакуум в
камере 10~7 Па), в установках французской фирмы «Рибер»
(остаточное давление 10-8 Па), а также в приборах типа
A-DIDA западногерманской фирмы «Атомика» (остаточное дав-
ление 10~6 Па).
В ионном анализаторе IM20 использованы дуоплазматрон с полым като-
дом для генерации положительных и отрицательных ионов, первичная ионная
оптика от электронного зонда SEM-2A; центрирование первичного пучка про-
исходит непосредственно за вытягивающим электродом, а его сепарация осу-
ществляется с помощью электромагнитного анализатора. Двумя последова-
тельно смонтированными линзами луч фокусируется в пятно диаметром
10 мкм. Система электростатического отклонения позволяет оператору направ-
лять луч на требуемую область образца, а затем включать автоматическое
сканирование. Разрешение масс-спектрометра равно 10 000, а разрешение по
глубине— 10 нм. Развертка по спектру изменением поля электромагнита всего
диапазона масс происходит за 9 мин. Выходные сигналы регистрируют с по-
мощью электронного умножителя или фиксируют на фотопластинке.
В ионных микрозондах может регистрироваться и световое
излучение, возникающее в месте ионной бомбардировки. Так,
известна установка, где первичный пучок ионов К+ из источника
с поверхностной ионизацией возбуждает свечение на мишени.
Это свечение фокусируется зеркалом на фотоэлектронный умно-
житель, сигнал с которого модулирует яркость свечения луча в
телевизионной трубке. Развертка трубки синхронизирована со
сканированием первичного пучка. Разрешение в несколько де-
сятков микрометров в этой установке достигается при примене-
142
нии специальных интерференционных фильтров на определен-
ные длины волн.
Ионные масс-спектральные микроскопы. В процессе разра-
ботки ионных микроскопов требуется решать несколько
проблем. Эти проблемы, в частности, заключаются в расчете
магнитного сепаратора, иммерсионного объектива и конструи-
ровании ионно-оптических преобразователей изображения.
Так как вторичные ионы обладают значительным разбросом
скоростей, то в некоторых ионных установках с целью повыше-
ния разрешения применяют двойную фильтрацию ионов — по
массам и по энергиям. В ряде микроскопов такая фильтрация
осуществлена с помощью магнитных призм и электростатиче-
ских зеркал. Одновременная фокусировка пучка в двух плоско-
стях (стигматическая фокусировка) происходит под действием
краевого поля магнита. Для стигматических магнитных линз
определяющими становятся хроматические аберрации. Однако
эти аберрации меньше, чем у иммерсионной электростатической
линзы. Поэтому именно они определяют предельное разрешение
микроскопов.
Малые аберрации иммерсионных объективов определяются
соотношениями размеров элементов. В частности, такой объек-
тив обычно содержит три электрода с расстояниями между ни-
ми 5 мм. Первый вытягивающий электрод обеспечивает эффек-
тивный отбор ионов при напряженности электрического поля
104 В/см в зазоре между ним и образцом. Диаметр входного
отверстия 0,5 мм. Во втором и третьем электродах диаметры
отверстий равны 5 и 3 мм соответственно. В фокусе объектива
на расстоянии 15 мм от третьего электрода устанавливается
апертурная диафрагма. Эта диафрагма не пропускает ионы,
выходящие под большими углами. Объектив обеспечивает раз-
решение около 1 мкм.
Трудности разработки ионно-оптических преобразователей
обусловлены низкой чувствительностью обычных флуоресцирую-
щих покрытий к ионам, а также быстрым «отравлением» по-
крытий при бомбардировке их ионами металлов. Возникающее
при этом накопление поверхностных зарядов на люминофорах-
диэлектриках приводит к размытию и искажению изобра-
жения.
Для исключения этих недостатков ионное изображение пре-
образуют в электронное, используя вторичную электронную
эмиссию, возникшую при бомбардировке металлической поверх-
ности ионами. Повышение выхода вторичных электронов дости-
гается нанесением на эту поверхность специальных металличе-
ских слоев, например алюминия.
Вторичные электроны ускоряются к флуоресцирующему
экрану, на котором с помощью иммерсионной или магнито-
электростатической линзы формируется резкое изображение
анализируемой поверхности в ионах выбранного сорта.
143
chipmaker.ru
Оценка предельного оптического разрешения масс-спект-
ральных микроскопов с сепарацией полных изображений пока-
зывает, что основную роль здесь играет конструкция ионно-оп-
тической системы прибора. При этом чем больше увеличение
эмиссионного объектива, тем меньше влияет на разрешение ка-
чество исполнения всех других узлов. При заданной точности
анализа-предельное разрешение зависит от выхода ионов ана-
лизируемого элемента, концентрации и типа атомов, окружаю-
щих его в сплаве. Например, при анализе с погрешностью 10%
предельное теоретическое разрешение при напряженностях вы-
тягивающего поля 10 кВ/см составляет для алюминия 35 нм, а
для меди — 350 нм. Однако экспериментально не удается
достичь пока разрешения лучше 1 мкм.
Рассмотренным двум классам анализаторов присущи следу-
ющие недостатки: информация у зондовых установок со скани-
рованием первичного луча искажается под влиянием адсорби-
рованных газов и паров материала, а используемые в масс-
спектральных микроскопах сложные магнитные системы требу-
ют специальной юстировки.
Ионные анализаторы с сепарированием отдельных элементов
изображения. Первичный пучок в таких устройствах постоянно
бомбардирует значительную поверхность; изображение во вто-
ричных ионах увеличивается и проецируется на электрод, име-
ющий узкую щель или отверстие малого диаметра, через кото-
рые проходят ионы только небольшой части изображения. Пол-
ное изображение сканируется при помощи отклоняющих пластин
относительно отверстия диафрагмы. Прошедшая через диафраг-
му часть изображения сепарируется масс-спектрометром, выход-
ной сигнал которого модулирует яркость луча телевизионной
трубки. Ее развертка синхронизирована с разверткой изображе-
ния относительно отверстия в диафрагме.
В Институте металлофизики АН УССР разработан растровый ионный мик-
роанализатор с многоканальным выходом на масс-спектрометрах типа «моно-
пол». Полное ионное изображение в этом устройстве разделяется отверстиями
в диафрагме, а затем выделенные части изображения сепарируются монопо-
лями, настроенными на определенный сорт ионов. Достигнута достаточно вы-
сокая разрешающая способность (ш/Дт=250) без использования энергоана-
лизатора. Концентрационная чувствительность установки достигает 10~2% в
режиме микроскопа н 10-6 в режиме общего или послойного анализа.
Рассмотрим кратко технические данные серийно выпускае-
мых приборов зарубежных фирм.
Анализатор французской фирмы «Камека» позволяет регистрировать масс-
спектр вторичных ионов, получать кривые распределения концентрации эле-
ментов по глубине образца с разрешением 10 атомных слоев и наблюдать изо-
бражение участка поверхности в ионах определенных сортов прн разрешении
около 1 мкм.
Источником первичных ионов является дуоплазматрон с полым катодом,
позволяющий работать на ионах Аг+, О^' и О+. Пучок ионов фокусируется
двумя последовательно установленными электростатическими линзами в пятно
144
для ускорения вторичных ионов, при
Рис. 4.22. Схема вторично-ионного
анализатора-микроскопа:
/ — вакуумный шлюз; 2— образец; 3 —
электростатическая линза; 4~ дуоплазма-
трон; 5 — вторичная ионная оптика; 6 —
электростатический энергоанализатор; 7 —
диафрагма; 8— система коррекции; 9 —
магнитный сепаратор; 10 — выходная диа-
фрагма; // — фокусирующая линза; 12—
отклоняющие пластины; 13 — фотоэлектрон-
ный умножитель; 14 — каналовая пласти-
на; 15 — флуоресцирующий экран; 16—
цилиндр Фарадея
диаметром 25—400 мкм, плотность тока в котором до 5 мА/см2. С помощью
отклоняющих пластин луч может перемещаться в необходимое для анализа
место образца и сканировать по его поверхности. Максимальная энергия пер-
вичных ионов 12 кэВ. Сила тока первичного пучка контролируется цилиндром
Фарадея. Визуальный контроль через оптическое окно с помощью микроскопа
с 70-кратным увеличением позволяет выбрать место для анализа на образце.
Затем образец перемещается под ионный пучок. Держатель образцов-мишеней
находится под высоким потенциалом
этом можно ускорять как положи-
тельные, так и отрицательные вторич-
ные ионы.
Образец диаметром 25 мм и вы-
сотой 8 мм может перемещаться по
двум взаимно перпендикулярным на-
правлениям на 100 мм и сдвигаться
вдоль оси пучка на 0,5 мм. Если про-
водится анализ диэлектрического об-
разца, то на его поверхность для
снятия заряда помещается проводя-
щая сетка, например молибденовая,
ные ионы ускоряются и
иммерсионной линзой фокусируются
на вход магнитной призмы. В при-
боре использована двойная сепара-
ция ионов — по массам и по энерги-
ям. Ионная оптическая система отли-
чается большим сбором вторичных
ионов и малыми их потерями в масс-
спектрометре. На выходе первой по-
ловины призмы установлено электро-
статическое зеркало с апертурной
щелью.
Потенциал плоского зеркала и
ширина апертурной щели таковы, что
отраженные от него вторичные ионы
имеют энергии от 0 до 22 эВ. Диа-
пазон масс — от 1 до 300 а. е. м. с разрешением m/Am=300. После прохож-
дения второй половины призмы с радиусом траектории 110 мм пучок допол-
нительно юстируется, а его сила тока может измеряться с помощью второго
цилиндра Фарадея.
Работа в режиме масс-спектрального микроскопа осуществляется с ис-
пользованием ионно-электронного преобразователя. После дополнительного ус-
корения ионов пучок фокусируется проекционной линзой на поверхность эмит-
тера вторичных электронов. Вторичные электроны фокусируются магнитной
линзой с постоянным магнитом на флуоресцирующий экран или на сцинтил-
лятор, на выходе которого установлен фотоумножитель. На флуоресцирующем
экране можно наблюдать изображение участка образца в отфильтрованных
нонах и фотографировать его. Диаметр поля изображения равен 250 мкм,
оптическое увеличение на экране 100-кратное, разрешение 1—2 мкм. В режиме
работы с фотоумножителем можно с помощью диафрагм выделить меньший
участок поверхности в общем электронном нзображеннн, сравнить яркость
различных участков, выполнить микроанализ на площадках диаметром не-
сколько микрометров.
Вакуум в камере образца равен 2-10”5 Па при неработающем дуоплазма-
троне. Загрузка нового образца в камеру длится 3 мин.
Второе поколение анализаторов, выпускаемых фирмой «Камека», пред-
ставлено приборами типов ims-3f и ims-4f. Это также масс-спектрометры с
двойной фокусировкой, но вместо электростатического зеркала ₽ установке
применен 90°-ный статический анализатор с радиусом средней траектории
86 мм, установленный перед 80°-ным анализатором с радиусом траектории
145
chipmaker.ru
выделяемого пучка 127 мм. Нестабильность магнитного поля не превышает
4-10-6. Схема прибора ims-3f представлена на рис. 4.22. Дуоплазматрон с
полым катодом позволяет работать на ионах Аг+, и N+. Энергия ио-
нов первичного пучка выбирается в диапазоне 5—20 кэВ. Пушка откачивается
отдельным диффузионным насосом. Оптика первичного пучка фокусирует по-
ток в пятно диаметром 1—500 мкм. Плотность тока положительных иоиов вы-
сокая (50 мД/см2), а отрицательных ионов —ниже (5 мА/см2).
Рабочая камера откачивается турбомолекулярным насосом со скоростью
200 дм3/с, образцы имеют максимальный диаметр 25 мм и высоту 13 мм. Уста-
новку образца можно производить с погрешностью 1 мкм.
Для вытягивания вторичных ионов к электроду-экстрактору прикладыва-
ется ускоряющее напряжение 5 кВ. Перед сепарацией в магнитном поле ион-
ный пучок проходит эмиссионную линзу, энергоанализатор, диафрагму и вход-
ную линзу масс-спектрометра. Ионопровод откачивается ионным насосом со
скоростью откачкн 80 дм3/с.
Диапазон измеряемых масс в этом приборе расширен и составляет 1 —
500 а. е. м. Анализатор обладает очень высоким разрешением (m/Am«5000—
в режиме масс-спектрометра и т/ДтягЮООО в режиме масс-спектрографа).
К особенностям этой модели относится также специальная конструкция
умножителя каналового типа в виде пластины с каналами диаметром 10 мкм.
Коэффициент усиления умножителя равен 104. На выходе умножителя распо-
ложен флуоресцирующий экран диаметром 25 мм. Контролируемые с помо-
щью прибора участки мишени имеют диаметр 25, 50 или 400 мкм. Установка
достаточно компактна, ее габариты 3X2, 2X1,6 м (без управляющей ЭВМ),
общая масса 1500 кг, а потребляемая мощность 10 кВт.
Ионный анализатор типа TFA-101 фирмы «Бальцере» оснащен ионным ис-
точником РЮ-102 с танталовым катодом. Поле постоянного магнита направ-
лено по оси источника. Силу стабилизированного ионного тока можно регу-
лировать. Пучкн ионов аргона или кислорода фокусируются одиночной элек-
тростатической линзой, при этом плотность тока в пятне на мишени примерно
50 мкА/см2. Энергия первичного пучка регулируется в диапазоне 0,3—3 кэВ.
Мишени могут перемещаться с помощью высоковакуумного манипулятора
10—504 на расстояние 6,3 мм с погрешностью ±0,01 мм по осям х и у, по
оси z столик передвигается на расстояние ±15 мм. Кроме этого, манипулятор
позволяет вращать образец иа 360° с погрешностью установки 1°. Прогревае-
мая до 250°С вакуумная система откачивается турбомолекулярным насосом,
при этом обеспечивается вакуум 10-7 Па.
Для сепарации вторичных иоиов применяется квадрупол ОМА-150 со
стержнями диаметром 8 мм и длиной 200 мм. Диапазон регистрируемых масс
1—511 а.е. м. с постоянным разрешением 1 а. е. м. во всем диапазоне на
10%-иом уровне высоты пиков. На выходе квадрупола установлен 17-динод-
ный Си—Ве-электронный умножитель. При анализах диэлектриков поверхност-
ный заряд нейтрализует облучением мишени низкоэнергетическнми электрона-
ми. Габариты установки 0,73X0,45X1,30 м; потребляемая мощность 2 кВт.
Значительные достижения в создании высоковакуумных установок, в том
числе и ионных анализаторов, имеются у французской фирмы «Рибер». Фирма
выпускает установку с комбинированным ионным и оже-анализом (электрон-
ным пучком). Для проведения ионного анализа используется пушка типа
С1-30 с силой тока пучка 10—11—510-5 А и энергией от 0,2—5 кэВ. Диаметр
сфокусированного пятна можно изменять от 0,1 до 8 мм. С помощью диафраг-
мы из пучка вырезается его центральная часть диаметром 2 мм. Плотность
тока на образце можно регулировать в диапазоне 10“10—10~3 А/см2. При ма-
лых плотностях (порядка 10 ~s А/см2) в течение 100 с удаляется около 1%
поверхностных атомов, поэтому в таком режиме можно выполнять статиче-
ский вторично-эмиссионный анализ.
В сверхвысоковауумиой камере анализируемый образец с помощью ма-
нипулятора TUM 2CLN2 может перемещаться в трех направлениях и вра-
щаться вокруг трех взаимно перпендикулярных осей. В установке предусмот-
рена возможность нагрева образца до 1800°С или охлаждения до —196°С.
146
Специальная система ввода образца в камеру позволяет откачивать ее за один
час до вакуума 10~8 Па. Откачка производится с помощью двух сорбционных
насосов со скоростями откачки 200 и 400 дм3/с. Используемые материалы (нер-
жавеющая сталь, керамика, коваровые вводы) обеспечивают возможность про-
грева системы до 400°С, после чего без включения пушки достигается давле-
ние в камере 10-9 Па. При таком вакууме один монослой остаточных газов
адсорбируется за 27 ч.
Для анализа вторичных нонов применяется один из трех квадрупольных
масс-спектрометров (типа Q-155) с разрешением 800, 1200 или 3000. Рабочий
диапазон масс 1—250 или 1—600 а. е. м. Перед входом в масс-спектрометр
установлен 45°-ный электростатический фильтр по энергиям, отсеивающий ней-
тральные атомы, высокоэнергетнческие иоиы и фотоны. Измерение силы вы-
ходных токов квадрупола проводят с помощью электронного 21-динодного
Си—Ве-умножителя с коэффициентом усиления 10е.
Рис. 4.23. Схема установки ВИМС на базе масс-спектрометра
МИ-1201Б (ЛЭТИ):
1— дуоплазматрон; 2 — турбомолекулярный насос; 3 — система формирова-
ния пераичиого пучка; 4 — мншень; 5 — механизм смены мишеней; 6 —
высоковакуумный безмасляный насос; 7 — рабочая камера; 8— пушка мед-
ленных электронов; У —вакуумные иасосы; /0 — магнит сепаратора; 11 —
каналовый умножитель; 12 — усилитель; 13 — самописец; 14 — нонопровод;
15— электростатический эиергоаналнзатор; 16 — оптическая система вторич-
ного ионного пучка; /7 — окно визуального контроля
Фирма «Физикэл электронике индастрис» выпускает анализатор тонких
пленок модели 540А, в котором ионное послойное распыление мишени пред-
шествует анализу пленки электронным зондом. Электронный пучок фокусиру-
ется в центре фрезеруемого со скоростью 14 нм/мин кратера. При этом ре-
гистрируются оже-электроны.
Ионный анализатор фирмы «Сайнтифик» оснащен источником типа AG-4,
в котором ионизация газов осуществляется электронным пучком. Очистка
первичного ионного пучка происходит в фильтре Вина. Энергия ионов может
регулироваться в диапазоне 0,2—5 кэВ, а общая сила тока пучка не превы-
шает 5-10_7 А. С помощью оптики первичный пучок фокусируемся в пятно
на образце диаметром 1 мм. Через специальный шлюз образцы вводятся в
рабочую камеру, где они могут быть прогреты до температуры 600°С или
охлаждены до температуры —196°С. Дифференциальная откачка источника и
147
chipmaker.ru
выполнять качественные химические и
7 6
камеры диффузионным и титановым сублимационным насосами позволяет
поддерживать вакуум в камере на уровне 5-10-9 Па, при этом остаточная сре-
да свободна от углеводородных групп. Откачка инертных газов из системы
осуществляется с высокой скоростью. Для сепарации вторичных иоиов при-
менен квадрупольный масс-спектрометр Q8K с предварительной фильтрацией
нонов по энергиям. Рабочий диапазон 1—300 а. е. м. Прибор регистрирует и
положительные вторичные ионы. На выходе масс-спектрометра имеется элек-
тронный умножитель.
Отечественная промышленная установка ВИМС типа МС-7201 позволяет
изотопические анализы материалов.
В ней имеются два монопольных ка-
нала сепарации иоиов. Большое рас-
пространение получили установки на
базе масс-спектрометров типа
МИ-1305 и МИ-1201. Для анализов
в производственных и лабораторных
условиях можно использовать отече-
ственные масс-спектрометры, как ста-
тические (магнитные), так и динами-
ческие (типа АПДМ-1, КМ-4 и др.).
Модернизация статических масс-
спектрометров заключается в замене
их ионного источника на специальную
приставку, содержащую источник ио-
иов, камеру взаимодействий и две
системы иоинсй оптики (рис. 4.23).
Пучок первичных ионов форми-
руется на выходе дуоплазматрона с
холодным катодом. Высокая стабиль-
ность работы и большая яркость та-
кого источника позволяют проводить
ионное фрезерование исследуемого
образца с большими скоростями.
Плотность тока ионов аргона на ми-
шени может быть доведена до
3 мА/см2. Диаметр выходного отвер-
стия в аноде дуоплазматрона равно
0,3 мм. Достаточно большая сила вы-
ходного ионного тока позволяет вы-
резать для целей локального анализа
наиболее однородную по плотности
центральную часть ионного пучка с
помощью отверстия в молибденовой или танталовой диафрагме. Для многих
практических задач приемлема площадь фокусируемого пятна в несколько
квадратных миллиметров, что легко достигается с помощью одиночной элект-
ростатической лиизы.
С целью повышения разрешающей способности по массам целесообразно
перед системой ионной оптики вторичного пучка включать энергетический
фильтр, например типа цилиндрического зеркала.
Из системы напуска рабочий газ (аргон, кислород) подается в дуЬплазма-
трон через пьезоэлектрический натекатель. Камера первичного потока откачи-
вается турбомолекулярным насосом. Система ускорения ионов и формирова-
ния луча состоит из вытягивающего конического электрода и двух последо-
вательно расположенных по ходу движения ионов электростатических линз.
Перед мишеиью-образцом установлена вырезывающая диафрагма. На держа-
тель мишеии подается положительный потенциал 2 или 4 кВ. Мишени за-
крепляются на поворотной турели. Оператор имеет возможность без разгерме-
тизации установки помещать в эону анализа последовательно восемь образ-
цов. *В рабочей камере, непрерывно откачиваемой сверхвысоковакуумным без-
масляным насосом, поддерживается давление 10-5—10~6 Па. Для анализа
Рис. 4.24. Общий вид дополнительной
приставки ВИМС на масс-спектромет-
ре МИ-1201 Б:
1 — дуоплазматрон; 2 — ионопровод первнч-
ной оптики; 3 — окно; 4 — камера; 5 —ма-
нипулятор образцов; 6 — нонопровод вто-
ричной оптики; 7 — фланец к масс-спек-
трометру
148
диэлектрических мишеней внутри камеры непосредственно около образца
смонтирована пушка медленных электронов, снимающих поверхностный за-
ряд. Внутренний объем ионопровода масс-спектрометра откачивается двумя
высоковакуумными безмасляными насосами.
Вторичные ионы с поверхности мишени вытягиваются, формируются в
поток и с помощью электростатической линзы фокусируются на входе энер-
гоанализатора. Ионы с малым разбросом по энергиям поступают в масс-спек-
трометр МИ-1201 Б, где происходит разделение их траекторий в магнитном
поле по отношениям массы к заряду. Изменяя магнитное поле, можно по-
следовательно направлять в коллектор ионы различных масс и измерять силу
тока. При измерениях малых сил тока используют каналовый умножитель.
Выходной сигнал с масс-спектрометра усиливается усилителем постоян-
ного тока и на самописце записывается спектр масс ионов или изменение силы
тока ионов данной массы. Прозрачное окно в аналитической камере позво-
ляет оператору контролировать положение образца и регистрировать излу-
чение в режиме измерений ионно-фотонной эмиссии. Общий вид дополнитель-
ной приставки для реализации ВИМС на спектрометре МИ-1201Б показан на
рис. 4.24.
Особенности спектров ВИМС. По сравнению с масс-спектра-
ми газовых мишеней ВИМС обладает существенными особенно-
стями. Рассмотрим участок масс-спектра стекла С-49-1
(рис. 4.25). Следует отметить, что, во-первых, этот спектр весьма
богат пиками, соответствующими атомарным, молекулярным,
кластерным, одно-, двух- и трехзарядным ионам; он содержит
пики химических соединений и их фрагментов, в частности по-
верхностных загрязнений, хотя интенсивность многозарядных
и молекулярных ионов много меньше, чем однозарядных
ионов.
Во-вторых, форма пиков в установках без энергоанализатора
имеет резкий передний и плавно спадающий в сторону больших
масс фронты. Такие «хвосты», накладываясь на соседние пики,
могут существенно снизить разрешающую способность прибора
149
chipmaker.ru
по массам и затруднить расшифровку масс-спектров. Энерго-
анализатор на входе масс-спектрометра позволяет сохранить
высокую разрешающую способность аналитического устройства.
В-третьих, наблюдения во времени за интенсивностью одного
пика (сигналом от изотопа, на массу которого заранее настроен
прибор) показывают, что для правильной регистрации его
интенсивности необходима определенная выдержка во времени,
после которой устанавливается стационарный сигнал. Время
переходного процесса зависит от силы тока пучка первичных
ионов, их природы и влияния остаточной газовой среды внутри
рабочей камеры.
Кроме того, пики некоторых масс в виде сигналов от изото-
пов элементов могут накладываться друг на друга. Резуль-
татом анализа оказывается масс-спектр или изменение во
времени интенсивности выбранного изотопа (в последнем слу-
чае выполняется анализ распределения элемента по глубине
образца). Корректная количественная расшифровка ВИМС —
задача значительной сложности вследствие большого различия
выхода вторичных ионов из разных матриц и зависимости
коэффициента ВИЭ от многих факторов. Сложность обусловле-
на также тем, что до последнего времени не разработана единая
теоретическая модель процесса, которая бы позволила количе-
ственно расшифровать результаты анализа по зарегистрирован-
ным спектрам.
В течение последних десяти лет интенсивно предпринимают-
ся попытки разработки такой теории. Некоторые предложенные
модели позволяют осуществить количественную интерпретацию
масс-спектров, но только для определенных матриц или же при
использовании обязательного эталона с известной концентраци-
ей примесных элементов. Сигнал на выходе масс-спектрометра
при анализах ВИМС можно представить следующей зависи-
мостью:
l2=’4kk±Ii= rjAaAcA5,
где Iz± — сила тока вторичных ионов моноизотопа элемента;
т)а — эффективность регистрации ионов выбранного изотопа в
приборе, зависящая от его чувствительности и потерь ионов при
их транспортировке; — коэффициент вторичной ионной эмис-
сии; /,±— сила тока первичного пучка ионов; аА— коэффициент
ионизации; сА— концентрация элемента А в матрице; S — коэф-
фициент распыления.
Обычно /,±=10-64-1 мА/см2; аА+= 10~54- IO"1; 5 = 14-10,
при этом диаметр первичного пучка равен 1 —10-3 мм.
Несмотря на отсутствие единой теоретической модели ВИМС,
позволяющей заранее рассчитать величину аА, эта методика
анализа широко используется в физике, электронной технике,,
геологии, химии, биологии, металлургии.
150
Глава 5
ИОННОЕ ЛЕГИРОВАНИЕ МАТЕРИАЛОВ
Ионное легирование материалов, или, другими словами, ионное
внедрение и ионная имплантация, в настоящее время становится
основным технологическим процессом из применяемых для мо-
дификации электрофизических, химических, оптических, меха-
нических и других свойств поверхностных слоев материалов.
Метод ионного легирования основан на контролируемом
внедрении в материал (твердое тело) ускоренных в электроста-
тическом поле ионизированных атомов и молекул.
Особенно перспективным метод ионного легирования оказал-
ся для полупроводниковой электроники. Этот метод обладает
преимуществами по сравнению с ранее известными: диффузией,
сплавлением, легированием из расплава, эпитаксиальным нара-
щиванием [4]. К этим преимуществам относятся: универсаль-
ность, т. е. возможность введения любой примеси в любой
материал; локальность воздействия; отсутствие нагрева подлож-
ки; возможность строгого дозирования примесей; простота уп-
равления; высокая чистота вводимых примесей и т. д. [9, 10, 12,
32, 33].
§ 5.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ИОННОГО ЛЕГИРОВАНИЯ
Движение ионов, внедренных в твердое тело, носит сложный
характер. В результате столкновений с атомами вещества ионы
тормозятся и рассеиваются, при этом выбивая атомы подложки
из их узлов, т. е. создавая так называемые радиационные де-
фекты.
За исключением случая «каналирования» ионов, любое кри-
сталлическое вещество можно рассматривать как аморфное, т.е.
ион при движении в кристалле «видит» хаотическое расположе-
ние атомов.
Для описания движения иона в твердом теле используется
несколько упрощающих предположений. Во-первых, рассматри-
ваются парные столкновения ион — атом, и в первом приближе-
нии влиянием кристаллической решетки на процесс столкнове-
ния пренебрегают. Справедливость этого предположения под-
тверждается тем, что передаваемая ионом атому вещества
энергия, порядка тысячи электрон-вольт, много больше энергии
смещения атома из узла решетки ^см^ЗО эВ.
Во-втэрых, принято считать, что несмотря на дискретный
характер передачи энергии при своем движении в твердом теле,
ион теряет энергию непрерывно. Поэтому вводится понятие
энергетических потерь иона в твердом теле dE/dR, численно
равных потери энергии иона на единице длины его пробега.
(Взаимодействие ион — атом или атом — атом носит электро-
15!
chipmaker.ru
магнитный характер и определяется соответствующим выбором
потенциала взаимодействия.)
В-третьих, передача энергии от иона атому осуществляется
в результате упругих и неупрутих столкновений. При упругих
столкновениях рассматривается в основном ядерный механизм
торможения: (d£/d/?)n. Упругими столкновениями атомов с
электронами пренебрегаем. Неупругие столкновения в основном
связаны с электронами вещества. Потери энергии при таких
соударениях обусловлены возбуждением и ионизацией атомов
и молекул: (d£/d/?)t.. Неупругими соударениями с ядрами, вы-
зывающими тормозное излучение, возбуждение ядра или ядер-
ные реакции, будем пренебрегать из-за относительной малости
изменения энергии ионов.
В теории пробегов ионов вводится понятие электронной Se
и ядерной Sn тормозных способностей, выражающих энергети-
ческие потери на единице длины, приходящиеся на один атом:
4|=7V2[S„(£) + 5e(£)],
где Л^2 — плотность атомов вещества; R — длина вдоль траекто-
рии движения иона.
Ядерная тормозная способность определяется в соответствии
с законами классической механики и выражается следующей
формулой:
1 / dE \ рп1ах
Sn(E)=-±— = Ente(E, Еп), (5.1)
N2 \ dR !п .)
о
где doff, Еп) —дифференциальное сечение взаимодействия;
Еп—энергия, передаваемая движущимся ионом атомам мише-
ни; £тах — максимальная энергия, передаваемая при лобовом
столкновении.
Известно, что энергия Еп, передаваемая ионом атому, равна
£n=£max(l — cos 6). (5.2)
Здесь
. Л11Л12 Е- д „ г du
4-----!—-— Е; 6=л — 2 р I -----------------------г—-
(Л/1+Л12)2 J [1 -U(u)/Er- pW]1
о
где р — прицельный параметр; н=1/г, г — расстояние между
ионом и атомом в системе центра масс; ЕТ=ЕМ2ЦМ\+ Af2)—
энергия движущегося атома в системе центра масс; U (и)—
потенциал взаимодействия; Zi и Z2 — атомные номера; Л!, и
М2 — атомные массы иона и веществ соответственно.
Таким образом, Sn(E) легко вычисляется, если выразить do
в переменных Еп и р и если известно выражение для Еп(Е, р).
152
Сложность состоит в правильном выборе потенциала взаимо-
действия.
Если бы взаимодействовали между собой «чистые» ядра
(случай резерфордовского рассеяния частиц), то потенциал
взаимодействия Е7(1/г) имел бы вид кулоновского потенциала,
для которого получена простая связь между do и Еп:
Еп^=К(Е)йЕп/Еп.
При резерфордовском рассеянии дифференциальное сечение
упругого рассеяния стремится к бесконечности при малых углах
рассеяния. Это связано с тем, что потенциал Кулона обращается
в нуль только на бесконечно большом расстоянии.
Реальные же атомы имеют положительно заряженные ядра,
окруженные облаком отрицательно заряженных электронов.
В этом случае происходит частичное экранирование электрона-
ми положительного заряда ядра, из-за чего потенциал взаимо-
действия обращается в нуль уже на конечном расстоянии.
Потенциал взаимодействия можно представить в виде про-
изведения потенциала Кулона на функцию экранирования
Ф(г/а):
^ = -^Ф(гМ
где а — параметр экранирования, который определяет «рез-
кость» спада потенциала взаимодействия.
Общепринятым является способ вычисления функции Ф(г/а),
базирующийся на модели атома Томаса — Ферми. Эта модель
предполагает, что ядро атома окружено равномерно распреде-
ленным сферически симметричным слоем с отрицательным
электрическим зарядом. Так как уравнение Томаса — Ферми не-
линейно, то его решения, полученные путем численного расчета,
обычно представляют в виде таблицы. Параметр экранирования
в этом случае равен
а=О,885ао (Zi/3+Z22/3)-V2,
где ао=0,53-10-10 — боровский радиус, м.
На рис. 5.1 показана зависимость функции экранирования
для различных моделей. Кривая 1 соответствует приближению.
Томаса — Ферми. Кривые 2 и 3 соответствуют форме представ-
ления функции экранирования в виде
з
Ф == v С,е ь‘г/а
i-i
и различаются значениями коэффициентов С, и 6,: в частности,
153
chipmaker.ru
для кривой 2 величины Ci = 0,7-10~2; 6’2= 1,67-10-1; С3=
=8,26-10-'; 61 = 1,3-10-'; 62=3-10-‘; 63=9-10-'.
Кривой 4 соответствует функция экранирования Ф=
= 0,416 air, а потенциал выражается как С7~г-2. Использова-
ние данного вида потенциала взаимодействия позволяет полу-
чить аналитическое выражение для Sn° из выражений (5.2) и
(5.1):
с0 Q,We-iZxZ2aMi
— 777---777—
ел (2И1 + М2)
(5.3)
Особенностью этого выражения является отсутствие зависи-
мости тормозной способности от энергии падающего иона, по-
этому область применения этого выражения ограничена.
Рис. 5.1. Функция экранирования
Ф (r/а) для различных видов по-
тенциала
Рис. 5.2. Зависимость тормозной
способности ионов в вешестве от
приведенной энергии ионов
В теории пробегов ионов в твердом теле принято вводить
безразмерную приведенную энергию е:
_ 2л«ла£г _ 4л»„а£о^2
zfiZ2£2 Z\Z2e2 (Alj + М2)
где Ео — начальная энергия иона, и приведенный безразмерный
пробег иона р
Р=4nRa2N2MxM2 (TWj+Л12)-2.
В этих обозначениях приведенная безразмерная ядерная тормоз-
ная способность будет иметь вид
Расчет ядерной тормозной способности Sn(e) в приближении
потенциала Томаса — Ферми был произведен Линдхардом,
154
Шарфом и Шиоттом (теория ЛШШ) и результаты представля-
ют в виде таблицы или графика. На рис. 5.2 показаны зависи-
мости ядерной и электронной тормозных способностей от
приведенной энергии е. Следует отметить, что зависимость
sn(e) является универсальной, т. е. применима для любых соче-
таний пар ион — атом. Приведенная ядерная тормозная способ-
ность имеет максимум при £, = 0,35.
Электронное торможение связано с неупругим рассеянием
падающих ионов на электронах вещества, как свободных, так
и связанных. Во втором случае потери энергии иона, пролетаю-
щего мимо атома, связаны с ионизацией или возбуждением
атома.
Таблица 5.1
Ионы Еь кэВ E2, кэВ
Si Ge Sn Si Ge Sn
в 3 7 12 17 13 10
р 17 29 45 140 140 130
Sb 180 230 290 2000 2000 2000
Чтобы получить выражение для Se(E) в случае не слишком
высоких значений скорости иона, в теории ЛШШ сделаны сле-
дующие предположения: 1) все электроны вещества считаются
свободными; 2) падающий ион теряет свою энергию как при
столкновениях с электронами, так и при возбуждении их в объе-
ме, удаленном от траектории иона, а также при плазменных
резонансных колебаниях электронного газа. В этом случае вели-
чина Se пропорциональна скорости иона или корню квадратному
из его энергии:
•S’* (E)=/te
где
^=0,0793
z}/2 zy2(Afi + M2)3/2
Таким образом, электронное торможение можно представить
графически не одной кривой, а лишь семейством кривых. На
рис. 5.2 приведен график Se(e) для одного значения ^«0,17.
Для большинства комбинаций ион — атом 0,1^&е^0,25.
Из сопоставления кривых Sn и Зе видно, что ядерное тормо-
жение существенно при малых энергиях. Электронное же тор-
можение при малых энергиях пропорционально скорости и
начинает превалировать при е<е2. При больших энергиях
155
chipmaker.ru
(е>ез) зависимость Sf проходит через максимум (е=ез) и за-
тем уменьшается по закону Se~r'.
Для ионов ряда элементов от В до Sb энергия, соответству-
ющая величине е3, лежит в интервале 3-103—6-105 кэВ. Энер-
гия Е2, соответствующая условию Sn(E2) =5е(£2), приведена в
табл. 5.1. Здесь же приведены значения Eit соответствующие
точке 6) для разных материалов мишени.
Из табл. 5.1 следует, что для тяжелых ионов (Zi>20) в широ-
ком интервале энергий в
Рис. 5.3. Пробеги нова
твердом теле
аморфных веществах будет преобла-
дать ядерное торможение. Для легких
ионов (Z<10) необходимо учитывать
оба механизма торможения.
Несколько другие предположения
положены в основу модели для опре-
деления Se, предложенной О. Б. Фир-
совым. Предполагается, что при при-
ближении иона к атому их электрон-
ные оболочки перекрываются и части-
цы обмениваются между собой внеш-
ними, слабо связанными электронами.
в Так как скорость и0 (м/с), с которой
ион движется к атому, по сравнению
со скоростью орбитальных электронов
мала, то электроны, переходящие с орбиты иона на орбиту ато-
ма, переносят импульс, в результате чего атом приобретает из-
быточную энергию, а ион ее теряет. Энергия (эВ), теряемая
ионом при его движении к атому и далее до оо, приблизительно
равна
4,3-10-8 (Zi + Z2)5/3
[1 + 3,1 • 107 (Zi + Z2)1/3 p]5 °’
(5.4)
где p — прицельное расстояние, см.
Учитывая, что
Se (Е)= J Ее(Е, р)2лрбр, (5.5)
о
после подстановки (5.4) в (5.5) получим
Se(^)=2,34-10-23(Z1 + Z2)r,
где ЗДо) выражается в эВ-см2. При определении пути, прой-
денного ионом в веществе, будем различать истинный траектор-
ный пробег Ri и проекцию на направление первоначального
движения иона — проецированный пробег Rp (рис. 5.3):
е0
Р=± С d£
N J Sn(E) + Se(E)
о
156
В табл. 5.2 представлены значения безразмерной энергии
соответствующей энергии £о=1ОО кэВ, значения параметра ke
и потери при ядерном и электронном торможениях для различ-
ных видов бомбардирующих ионов и материала мишени.
Таблица 52
Мншеиь Ионы Е \ dx /л» кэВ/нм (£),. кэВ/нм
в 11,3 0,22 0,037 0,21
Si р 2,1 0,14 0,44 0,28
As 0,48 0,12 1,42 0,29
В 4,9 0,47 0,041 0,23
Ge Р 1,2 0,24 0,43 0,34
As 0,34 0,16 1,79 0,41
В 2,9 0,75 0,031 0,17
Sn Р 0,78 0,36 0,32 0,28
As 0,25 0,2 1,33 0,32
Относительные потери EjE0 иона кремния с энергией
£о/50 кэВ при рассеянии на атоме Si для ядерного и электрон-
ного торможений в зависимости от относительного прицельного
расстояния p/а (а — параметр экранирования Томаса — Ферми)
приведены в табл. 5.3.
Таблица 5.3
р/а 10 1 од
Еп/Eq 4-Ю-5 0,16 0,973
Ее/Е0 4,6-10-4 8-Ю-3 1,2-10-2
Сопоставляя приведенные значения, видно, что энергия, переда-
ваемая при электронных столкновениях, выше энергии, переда-
ваемой при ядерных столкновениях, при рЗ>а и, наоборот, при
р^а. Действительно, так как энергия иона jEjCFj. соответствую-
ет точке на рис. 5.2, то преобладает ядерное торможение, но
этот вывод справедлив только при значениях прицельного пара-
метра р^а. При больших расстояниях р будет преобладать
электронное торможение.
157
chipmaker.ru
В модели Фирсова можно учесть осцилляционную зависи-
мость Se от атомного номера бомбардирующего иона Zj. Для
этого необходимо учесть, что ядра иона и атома экранируются
орбитальными электронами, поэтому «кажущийся» заряд ядра
Z\'e или Zie будет отличаться от
истинного. Степень экранировки
будет зависеть от числа орби-
тальных электронов, которое
равно Zi или Z2, т. е. Z^'=f(Zi)
и Z2‘=f(Z2). Так как у различ-
ных атомов меняется степень за-
полнения электронных оболочек
К, L, М, N, то это приведет к не-
монотонной зависимости приве-
денного числа Z\ от истинного,
что изменит характер зависимо-
сти Se(Z1). На рис. 5.4 показаны
эти зависимости Se от атомного
Рис. 5.4. Зависимость электронной номера бомбардирующего иона
тормозной способности от атомно- Zb Кривая 1 получена по теории
го номера иона ЛШШ; кривая 2—по модели
Фирсова без учета экранирова-
ния; кривая 3 — с учетом эффекта экранирования.
Длину траекторного пробега 7?г или его же в безразмерной
форме р в приближении потенциала Томаса — Ферми можно
получить лишь численным интегрированием. На рис. 5.5 пока-
заны результаты расчета зависимости безразмерного пробега р
Рис. 5.5. Примеры зависимостей безразмерного пробега иона от безраз-
мерной энергии
от энергии е при различных значениях ke. Из приведенных гра-
фиков видно, что электронное торможение слабо влияет на
уменьшение скорости иона при е<0,2 (рис. 5.5, а), в то время
как при е>2 (рис. 5.5, б) можно пренебрегать ядерным тормо-
жением. При энергиях ионов е<0,5 для ориентировочной оценки
158
траекторного пробега можно использовать выражение (5.3).
В этом случае пробег иона пропорционален его энергии:
D __ 0,327e2ZiZ2aAti
4- М2) 0
Вследствие статистического характера движения величина
колеблется около некоторого среднего значения Траектории
же отдельных ионов индивидуальны и длины их пробегов отли-
чаются друг от друга. Среднеквадратичное отклонение пробегов
равно
Как правило, в теории пробегов ионов используется аппрокси-
мация функции распределения ионов по г с помощью нормаль-
ного, или гауссова, распределения. В этом случае Аг является
Рис. 5.6. Зависимость Др2/Др~2
от энергии в для потенциала
Томаса — Ферми (/) и потенци-
ала в виде (7(г)~г-2 (2)
Рис. 5.7. Зависимость коэффи-
циентов Ci и С2 от отношения
М2/М1
дисперсией данного распределения. В теории ЛШШ с использо-
ванием потенциала в виде Томаса — Ферми в первом приближе-
нии получено выражение:
е ,
д^2=_1_ С
-V2 J
о
(Е) dE
[S„(E) + Se(E)]3
где
22(f)=J Е\^п.
В безразмерных величинах: Др2/Лр2, где A=4Af1Af2/(-Ml4-Af2)2
(рис. 5.6). Если используется степенная аппроксимация для по-
тенциала Томаса — Ферми
Щг)=
ZyZ^
4ледг
159
chipmaker.ru
то разброс пробегов описывается с помощью простого выра-
жения
Др2 _(Д/?)2_ s— I 4Л11М2
р2 “ #2 ~S(2s— ])' (М1 + М2)2 ‘
(5.6)
Для практических задач более важно определить проекцию про-
бега RP (см. рис. 5.3). Если ввести понятие поперечного пробе-
га R j , а также векторного пробега Rc, то связь между этими
величинами будет RC2=RP2 + R±2. В общем случае следует
говорить также о среднем значении и среднеквадратичном раз-
бросе проецированных пробегов (страгглинг). Расчет величины
по теории ЛШШ для А<1 можно провести приближенно
путем численного интегрирования выражений
йЕ'
₽i(£')
ехр
_ai_(£). df
₽i (£)
(5.7)
где
O1(£) = ^2S" (£)- ; М£)=Лф» (£) + $,(£)
2М\Е L
М2о.2 (£) 1
J ‘
Формулы для Rp, полученные после интегрирования выражения
(5.7) имеют вид при 0,002<е<0,1:
z2'3 + z22'3
ZiZ2
при 0,5<е< 10:
Rp—с2М2
\z^ + zT ₽1
I-------/2
L Z& J
Значения RP выражены в мкг/см2, Е — в кэВ.
Коэффициенты и и с2 являются функциями отношения
М2/Мх (рис. 5.7). Величину ДД® получают из выражения
ДД₽=[
3
(Др)2
1/2
(5.8)
При Л12/Л11<^1 можно воспользоваться простым выражением
it- (5-9)
И г ЗЛ11 у Л41
Из анализа выражений (5.6) и (5.9) видно, что для тяжелых
ионов (М\>М2) все три значения среднеквадратичных откло-
нений равны по порядку величины, т. е. Д/?~ДДР»7?х . Для
легких ионов расхождения между этими вёличинами могут быть
значительными.
160
Распределение внедренных ионов характеризуется средним
пробегом Rp, стандартным отклонением АЙР, дозой облучения
Q (см-2) и записывается в форме кривой Гаусса:
N(x)
Q Г (X - Яр)2
V2.nKRp ехр — L 2ДЯ*
(5.10)
Максимальная концентрация внедренной примеси равна
^max=Q/(r2^)
и располагается на глубине Rp. Концентрация спадает и умень-
шается соответственно в 2, 10 и 100 раз по отношению к N_max на
глубинах x2xRp±l,2ARp, Xi0xtRp±2&RP, xi00xRP±3ARP.
•о
Уравнение (5.10) выведено при условии, что f N (х) йх— Q
и не учитывает обратное рассеяние ионов.
Каналирование ионов. В монокристаллах существуют такие
направления, вдоль которых
атомы решетки образуют
своеобразные каналы, огра-
ниченные параллельными це-
почками атомов. Так, для
монокристалла типа алмаза
ось канала совпадает с на-
правлением <110>. Если на
такую решетку посмотреть
под углом большим, чем 10°
к направлению <П0>, то
Рис. 5.8. Движение иона в канале ре-
шетки кристалла
расположение атомов уже будет представляться хаотическим,
близким к структуре аморфного вещества.
Движение быстрых ионов вдоль канала, когда ионы незна-
чительно рассеиваются атомами монокристалла, называется
каналированием ионов.
На рис. 5.8 показаны траектория иона под углом ф к оси
канала. Так как постоянная решетки d имеет размер порядка
0,5 нм, то прицельное расстояние для каналированного иона
р= —~0,2 нм. В этом случае р/а» 1, так как а=0,01-?
0,015 нм. Как уже было установлено ранее, при таком соотноше-
нии преобладает электронное торможение. Если ион будет дви-
гаться к оси кристалла под углом ф>фКр, то такой ион будет
рассеиваться, как в аморфной мишени. Для существования эф-
фекта каналирования необходимо, чтобы ионы попадали в
канал под углами меньшими, чем критический.
161
chipmaker.ru
Условия для каналирования можно записать следующим
образом (рис. 5.8):
гт1п = ^— (5.U)
где а — минимальное расстояние, на которое движущийся ион
приближается к атому; v ± и v и — составляющие скорости иона
поперек и вдоль канала соответственно.
Если потенциальная энергия взаимодействия цепочки атомов
с ионом равна
in l] ;
4Лед<7 [к Г / ' J
где а — параметр экранирования по Томасу — Ферми, то мини-
мальное расстояние rmin определяется из равенства
Ex=Esin24>=^(rmin)^Ef, (5.12)
где Е± =M\V± /2 — энергия, соответствующая движению иона
в поперечном направлении.
Подставив (5.12) в соотношение (5.11), можно найти связь
критического угла с параметрами канала и энергией решетки.
Если энергия падающих ионов Ер больше некоторой характер-
ной энергии Exa₽=ZiZ2e2d/ (2леда), то
Л Z1Z2C2 р-1/2
Фкр = 1/ ~ — ~Е о .
р £02лед</
Если Е0<Ехар, то
(/---------------\ 1/2
са । / ZiZ2e2 ) д-1/4
F57 V £"
Значение критических углов для широкого класса пар ион —
мишень составляют 3—6°. Таким образом, если падающий пучок
ионов ориентирован вдоль кристаллографической оси в преде-
лах критического угла каналирования, то существенная часть
падающих ионов будет направлена по каналам; если же углы
падения ф>фКр, то кристаллическое вещество будет по сущест-
ву неотличимо от аморфного.
Распределение внедренных ионов в вещество по глубине при
наличии каналирования приведено на рис. 5.9. Каналированные
ионы образуют пик, положение которого определяется глубиной
Emax. Среднеквадратичное отклонение для каналированной ча-
стицы можно примерно оценить так:
дё~г^;.
Первый максимум на рис,- 6.9 образован ионами, падающими
под углом ф>фКр, которые рассеиваются, как в аморфном ве-
ществе.
162
На эффект каналирования влияет температура мишени, доза
облучения, разориентировка и разупорядоченные поверхности.
Так, при повышении температуры увеличивается амплитуда
колебаний атомов, что приводит к снижению величины Rmax-
Увеличение дозы ионов, падающих на поверхность вещества,
приводит к возрастанию количества дефектов и, следовательно,
к разрушению каналов.
Рис. 5.9. Распределение внедрен-
ных атомов при каналировании
ионов
Рис. 5.10, Экспериментальная зависи-
мость распределения концентрации
внедренных ионов по глубине для
различных доз облучения вещества
ионами
Максимальный пробег R max КЗНЗЛИрОВЗННЫХ ИОНОВ ПрИМОрНО
на порядок превышает величину Rp. Так, при каналировании
ионов фосфора в кремний с энергией Ео=11О кэВ jipn дозе Q =
==1,5-1013 ион/см2 /?пах~ 1,4 мкм, в то время как НР=0,15 мкм.
На рис. 5.10 показан экспериментально определенный про-
филь распределения фосфора в кремнии (по направлению
<110>) при разных дозах облучения. Четко прослеживается
влияние повреждения решетки на эффект каналирования. При
дозах 7,2-Ю14 каналированные ионы практически отсутствуют.
§ 5.2. ОСОБЕННОСТИ ТЕХНОЛОГИИ
ИОННОГО ЛЕГИРОВАНИЯ
В настоящее время в микроэлектронике все чаще используют
многокомпонентные материалы, например сложные полупровод-
ники GaAs, GaP или GaAsxPi_x, сверхпроводники, ферромагне-
тики и др.
При расчете распределения имплантируемых ионов по дли-
нам пробегов в сложных материалах возникают определенные
трудности. Если облучается двухкомпонентный материал с боль-
шими и близкими по значению атомными номерами, то можно
рассматривать материал как однокомпонеитное вещество со
средними массой и порядковым номером. Так, для арсенида
галлия пробеги ионов можно приближенно рассчитывать как
для германия (Z = 32). Для того чтобы не было путаницы с
плотностью материала, расчеты пробегов необходимо вести в
163
chipmaker.ru
единицах массы, отнесенных к единице площади (например, ВР
будет выражаться в мкг/см2).
Если же атомные номера и массы атомов различаются
сильно, то для расчетов можно использовать следующие при-
ближенные выражения:
-S- = (V А,^ SAI (У Л,^;
А»! Л, АЯ? / j \ R< )
i
Здесь Bi, Bpi, ABi — соответственно траекторный и проециро-
ванный пробеги, а также среднеквадратичное отклонение пробе-
гов в веществе из i-ro компонента; Ai=4MiM2/ (Mt+Мг)2; х,=
M2i — масса атома i-ro компонента; М,-— чис-
I
ло атомов i-ro компонента.
В табл. 5.4 представлены результаты расчета пробегов и
тормозных способностей ионов бора и мышьяка в различных
мишенях в зависимости от энергии ионов.
Распределение в мишени имплантируемых ионов зависит от
дозы облучения, т. е. числа ионов, падающих на единицу пло-
щади. Это связано с тем, что при увеличении дозы начинают
играть роль два процесса: аморфизация приповерхностного слоя
вещества вследствие роста концентрации радиационных дефек-
тов и распыление поверхности материала бомбардирующими
ионами.
Радиационные дефекты. При торможении в мишени ионы
передают атомам решетки энергию, которая может превышать
значения энергии связи атомов. Выбитые со своих мест атомы,
в свою очередь, могут сместить другие атомы, т. е. вызвать
каскад столкновений. В этом случае вдоль траектории иона
накапливаются вакансии, междоузельные атомы и объемные
дефекты решетки (кластеры). При значительных дозах облу-
чения отдельные кластеры перекрываются и образуется сплош-
ной аморфный слой, т. е. с такой структурой, где отсутствует
дальний порядок.
Число атомов решетки, смещенных одним ионом, оценивает-
ся по следующей простой формуле (модель упругих шаров):
(5.13)
где Е — энергия иона; £d=54-80 эВ — пороговая энергия сме-
щения атомов мишени (для кремния, например, £^=22 эВ).
Следовательно, при энергии иона £=100 кэВ число смещенных
им атомов составляет Nd~ (24-3) • 103. Можно ввести понятие
глубины концентрации дефектов хл, т. е. расстояния, на котором
164
Т а б л и ц а 5.4
Мишень Имплантируемые ноны Энергия нона £о, кэВ 1 Se, кэВ/мкм Sп, кэВ/мкм R, мкм ЛЯ, мкм ЭЕ ай ЗЕ IQ?’ ЗЕ И ЭЕ 1 *
GaAs (или Ge) в 10 72 76 0,087 0,016 0,021 0,022
50 160 51 0,3 0,04 0,12 0,08
100 222 37 0,52 0,05 0,25 0,12
As 10 128 1254 0,01 0,004 0,0054 0,0038
50 286 1561 0,034 0,012 0,02 0,011
100 404 1558 0,06 0,02 •0,036 0,02
SiOj В 10 113 1391 0,009 0,003 0,008 0,003
50 252 1581 0,032 0,009 0,028 0,009
100 357 1509 0,06 0,016 0,05 0,016
As 10 90 115 0,052 0,014 0,028 0,016
50 198 57 0,0226 0,04 0,16 0,051
100 276 37,5 0,4 0,05 0,31 0,073
А12О3 В 10 132 168 0,035 0,01 0,02 0,01
50 292 83 0,155 0,027 0,11 0,035
100 406 54 0,27 0,035 0,21 0,05
As 10 166 2051 0,006 0,002 0,005 0,002
50 371 2330 0,022 0,006 0,02 0,006
100 525 2220 0,04 0,011 0,035 0,011
концентрация дефектов максимальна. Тогда в зависимости от
отношения массы иона Afi к массе атома мишени М2 отношение
глубины концентрации дефектов к проективному пробегу иона
в мишени имеет следующие значения:
M1IM2 .0,1 0,25 0,5 1 2 4 • 10
хд/ . . . 0,93 0,87 0,81 0,8 0,83 0,85 0,82
165
chipmaker.ru
На рис. 5.11 показано распределение внедренных ионов бора
с энергией 60 кэВ в кремний (кривая 1) и вызванных при этом
дефектов решетки (кривая 2). Видно более глубокое расположе-
ние пика концентрации внедренных атомов по сравнению с пи-
ком концентрации дефектов.
Радиационные дефекты сильно влияют на процесс каналиро-
вания ионов. С увеличением дозы облучения растет число радиа-
ционных дефектов, вследствие этого уменьшается число ионов
в каналах из-за их рассеяния за пределы канала.
Рис. 5.11. Распределение по глу-
бине имплантированных ионов
и радиационных дефектов
Рис. 5.12. Зависимость коэффи-
циента распыления кремния
ионами разных масс с энергией
45 кэВ
Ионное распыление поверхности мишени. При легировании
материалов большими дозами ионов, особенно тяжелых, наблю-
дается сильный эффект распыления поверхности мишени вплоть
до насыщения, когда число имплантируемых ионов становится
равным числу распыляемых.
Толщина распыленного слоя материала мишени равна
где S — коэффициент распыления; — плотность атомов в ми-
шени; Q — доза облучения.
Так, для кремния зависимость коэффициента распыления от
массы облучаемых ионов показана на рис. 5.12.
Для тяжелых ионов (Mi>30) толщина распыляемого слоя
пропорциональна дозе облучения.
Профиль легирования с учетом распыления материала мише-
ни определяется теперь выражением:
( x-Rp + Q— x-Rp\
7V(X)=^flerf------ГТТЙ--------erf ) <5-14>
ZO \ /.ЛГ\р J
166
2 Г
где erfI е-'’d/—функция ошибок: erf (0) =0;
О
erf (00) = !, S — коэффициент распыления.
Насыщение профиля легирования происходит при равенстве
чисел внедренных ионов и распыленных с поверхности мишени
атомов, распределение внедряемых ионов по глубине описывает-
ся выражением
2V(x) = —erfc
2S
х — Rp
V^bRp
(5.15)
где erfc (x) = 1 —erf (x) — дополнительная функция ошибок:
erfc (0) = 1; erfc (00) =0.
Максимум концентрации внедренных ионов теперь находит-
ся на поверхности мишени (х=0). Максимальное значение
концентрации определяется выражением
7VmBX = —~ erfc
RP У д'
/ S '
(5.16)
Эта максимальная концентрация не зависит от дозы импланта-
ции Q, а определяется в основном отношением атомной плот-
ности материала к коэффициенту распыления.
Для ионов мышьяка с энергией 45 кэВ при легировании
кремния максимальная объемная концентрация мышьяка
Мтах«2-1022 см-3.
Для арсенида галлия при бомбардировке ионами мышьяка
(коэффициент распыления S«15 атомов/ион) эффект насыще-
ния проявляется уже при дозе Q«1015 см-2, а максимальное
значение поверхностной концентрации внедряемых ионов со-
ставляет Л'тах~ 10|54-1016 ИОН/СМ2.
Нагрев материала мишени. Нагрев при-ионном легировании
становится существенным при больших дозах облучения, т. е.
при высоких плотностях ионного тока и больших време-
нах обработки. Плотность мощности выделяемой теплоты
равна
q^^j^eUQIx,
е
где £0 — энергия иона; — плотность ионного тока; Q — доза
облучения; т — время облучения.
Можно считать, что вся тепловая энергия выделяется в по-
верхностном слое толщиной RP. Так как для интересующих нас
материалов толщина пластины мишени и глубина прогре-
того слоя ах^ Rp где а=0,01-М см2/с — температу-
167
chipmaker.ru
ропроводность материала; т — время облучения, то в расчетах
можно взять модель поверхностного источника. В стационарном
режиме (dT/dt—O) при идеальном теплоотводе с обратной по-
верхности образца (x=d) и в пренебрежении лучистым тепло-
обменом с поверхности температуру поверхности можно опре-
делить по следующей формуле:
т-. ^Ч V а~- । т-
где То — начальная температура образца; х — коэффициент теп-
лопроводности.
Так, если взять кремниевую пластину толщиной cf—0,3 мм,
находящуюся на идеально отводящем теплоту теплопроводе, то
для плотности тока /,= 100 мкА/см2 (Q~1016 ион/см2 и т=5-т-
10 с) ионов с энергией Ео=1ООкэВ перегрев поверхности
\Т= Т—-7'о=30ч-50°С, что несущественно.
Если же теплового контакта с подложкодержателем нет, то
теплоотвод происходит с двух поверхностей образца за счет
лучистого теплообмена. В этом случае температура образца в
стационарном режиме определяется выражением
Г=(т-+Го)1/4’
\ ZEQ /
где е^1 — излучательная способность образца; о~5,67Х
ХЮ-12 Вт-см~2-К~4 — постоянная Стефана — Больцмана излу-
чения черного тела. В этом случае при тех же режимах Т—
= 7004-800°С.
Время роста температуры от начальной до стационарной
составляет примерно t\^d2la. Для кремниевой пластины тол-
щиной d=0,3 мм, t\«10-1->10-2 с, т. е. большую часть времени
легирования образец будет находиться при стационарной тем-
пературе Т«700сС. При такой температуре становятся сущест-
венными и процессы диффузии.
Отжиг ионно-легированных слоев. Созданные в результате
ионной бомбардировки радиационные дефекты можно устранить
отжигом. Отжиг ионно-легированных слоев вещества необходим
еще и по другой причине. Так как цель легирования в микро-
электронике— изменение электрофизических свойств материа-
ла, например типа проводимости, то внедренные атомы примеси
должны быть электрически активны. Это означает, что ион
примеси должен заменить атом вещества в узле решетки и всту-
пить в электронные связи с соседними атомами.
Подавляющая часть атомов, возникших из внедренных
ионов, после окончания процесса легирования электронейтраль-
на и находится в междоузлиях. Отжнг, т. е. нагрев вещества до
определенной температуры в течение некоторого времени, приво-
дит к термической активации примесных атомов и ускорению
процесса диффузии, в результате которой происходят восстанов-
ив
ление структуры решетки и замещение атомов вещества атома-
ми примеси. В технологии микроэлектроники обычно использу-
ются два метода отжига: термический и лазерный.
При термическом отжиге равномерно нагревается весь
образец, определенные области которого подвергнуты легирова-
нию. Так, германий нагревается до температуры 380°С, а крем-
ний— до 570°С в течение 30—40 мин. При таких режимах на-
грева решетка вещества успевает восстановиться благодаря
диффузии.
Диффузионная длина, т. е. среднее расстояние, которое
пройдет частица за время т в результате диффузии, равна
Коэффициент диффузии атомов в кристалле при
температуре отжига £)« 10-12 см2/с. При этом значение /д~
»4-10~5 см~0,4 мкм.
Так как диффузионная
длина примерно соот-
ветствует среднему раз-
меру кластера /д~гк, то
рекристаллизация ре-
шетки осуществляется
достаточно эффектив-
но.
При лазерном отжи-
ге нагреву сфокусиро-
100 кэВ
10'\------1------1------1------1-—।------
0 0J 0,2 0,3 0,4 0,5 Х,МКМ/
ванным лучом лазера рИс. 5.13. Изменение проводимости кремния
подвергается только ле- по глубине при разных энергиях внедренных
тированная область ма- ионов п°сле отжига в двух режимах
териала. Плотность
мощности луча q= (3,54-5) • 107 Вт/см2, длительность импульса
Ти=304-100 нс. Обычно используется рубиновый лазер (Х=
=-0,694 мкм) или лазер на стекле с неодимом (Х= 1,06 мкм).
Механизм лазерного отжига уже нельзя объяснить только
процессами диффузии, так как за время тл?100 нс диффузион-
ная длина при £)=10-п см2/с составляет /д=3-10“10 см=3 нм.
Наиболее приемлемое объяснение эффекта отжига заключается
в том, что в зоне воздействия лазерного луча происходит плав-
ление материала; время пребывания в расплавленном состоя-
нии составляет 10_®—10-7 с. Затем наступает кристаллизация
вещества при очень большой скорости остывания (10в—109К /с).
Высокая напряженность электрического поля во время импуль-
са, доходящая до 105 В/см, может приводить к ионизации при-
месей, что ускоряет процесс отжига ионно-легированного
слоя.
Как показано на рис. 5.13, при термическом отжиге прово-
димость о меньше, что связано с неполной активизацией примес-
ных атомов и наличием значительного числа дефектов. Профиль
легирования размыт по сравнению с тем, который получен при
169
chipmaker.ru
лазерном отжиге. «Размытие» распределения внедренных
ионов связано с диффузией их в глубь образца.
Помимо термического и лазерного методов отжига использу-
ют также электронно-лучевой метод, который по своему меха-
низму близок к лазерному, а также отжиг с помощью некоге-
рентного мощного оптического излучения. Источником такого
излучения являются импульсные лампы ИФП, которые приме-
няются в системах накачки лазеров. Длительность импульса
излучения таких источников ти~ 10~3-4-10-4 с, а частота следо-
вания достигает 100 Гц. Наиболее вероятный механизм рекри-
сталлизации решетки — диффузия в твердой фазе.
§ 5.3. ОБОРУДОВАНИЕ
ДЛЯ ИОННОГО ЛЕГИРОВАНИЯ
Модифицирование поверхностных слоев материалов ионами
определенного выбранного вида осуществляют на специальных
технологических ускорителях — ионно-лучевых установках леги-
рования. Диапазон энергий, в пределах которого обычно уско-
ряют ионы, распространяется от 20 до 450 кэВ, хотя перспек-
тивны и установки с энергиями до 0,6—1 МэВ. Схемы установок
однотипны и содержат ряд основных узлов (рис. 5.14).
Требования к лабораторным и производственным установкам
несколько различны. Для выполнения исследований возникает
необходимость в частых изменениях типа ионов и их энергии.
Эксплуатация же установок в производстве обычно осуществ-
ляется с применением определенного рабочего режима на
каком-то одном выбранном типе ионов [10, 12, 33].
Основными требованиями, предъявляемыми к лабораторным
установкам, являются: 1) возможность работы как с одно-, так
и с многозарядными ионами различных изотопов; 2) обеспече-
Рисъ 5.14. Структура установки ионно-лучевого легирова-
ния:
/ — система напуска рабочего вещества; 2 — источник ионов; 3 —
система формирования нониого луча; 4 — ионопровод; 5 — сепаратор
нонов; 6 — система доускорення; 7 — камера с образцами; 8—11 —
системы откачкн; /2 — блок питания ионного источника; 13 — блок
вытягивающего и фокусирующего напряжения: 14 — блок питания
сепаратора ионов; 15 — блок контроля дозы облучения
170
ние ускорения ионов в широком диапазоне энергий (20—
500 кэВ, а в перспективе — до 1 МэВ); 3) точное регулирование
дозы при ее постоянстве в процессе обработки мишени-образца;
4) возможность прецизионной взаимной ориентации ионного
луча и образца; 5) точное регулирование температуры образца
в широком интервале; 6) обеспечение в ионопроводе и рабочей
камере высокого вакуума с отсутствием в остаточной газовой
среде углеводородов; 7) модульное исполнение установки, поз-
воляющее с малыми затратами заменять узлы и блоки.
Конечно, многие из перечисленных требований важны и для
современных производственных установок, но для них во многих
случаях более значительными являются: 1) высокая производи-
тельность, определяемая количеством обработанных пластин
определенного размера в единицу времени; 2) малые габариты
и энергопотребление; 3) длительная и стабильная работа ис-
точника ионов ч других узлов ускорителя; 4) однородность
дозы по большой площади мишени и воспроизводимость резуль-
татов при выбранном типе ионов; 5) возможность автоматиза-
ции процесса и управления им от ЭВМ; 6) безопасность и про-
стота обслуживания.
Все типы установок по системам ускорения ионов условно
можно разделить на три группы: с ускорением до сепаратора и
(или) после сепаратора. В устройствах первой группы ионы
вытягиваются из выходной щели источника напряжением 5—
15 кВ и далее получают приращение энергии в многоэлектрод-
ной системе с постоянной напряженностью электрического поля.
После сепаратора выделенный поток направляется в приемную
(рабочую) камеру. Как сепаратор, так и приемная камера здесь
находятся под нулевым потенциалом, что удобно при эксплуа-
тации.
Однако работа с ионами большой массы и энергии требует
значительного увеличения габаритов магнитного сепаратора,
поэтому становится выгодным ускорять, ионы до требуемой
энергии после их разделения. Вытягивание их из источника и
формирование потока осуществляются с помощью относительно
невысокого напряжения. Установки этой группы относятся к
устройствам с послеускорением ионов; приемная камера или
располагаемые внутри ее держатели образцов находятся под
высоким потенциалом, что усложняет эксплуатацию.
Установки третьей группы чаще используют для легирова-
ния высокоэнергетическими ионами со сравнительно малыми
массовыми числами. В них применяются две системы ускорения.
Если приемное устройство заземлено, то под высоким напря-
жением находятся источник ионов и масс-сепаратор.
При выборе типа установки существенна величина дозы
легируемой примеси и по этому признаку установки тркже раз-
деляют на три типа: малых и средних доз, больших доз с интен-
сивными ионными токами, высокоэнергетические.
171
chipmaker.ru
Установки малых и средних доз характеризуются пучками
с интенсивностью от 1 до 500—800 мкА. В сильноточных уста-
новках больших доз сила тока ионного пучка достигает 1—
20 мА. Оба типа установок работают в области энергий 30—
200 кэВ. В установках третьей группы достигается энергия
1 МэВ и выше, но токи не превышают единиц микроампер.
Рис. 5.15. Схемы основных типов установок ионно-лучевого легиро-
вания:
1 — ионный источник; 2 — вытягивающий и фокусирующий электроды; 3 —
магнитный масс-сепаратор; 4—узел, находящийся под высоким потенциалом;
5 — регулируемая диафрагма; 6 — ускоряющая система; 7 — фокусирующая
линза; 8 — система электростатического отклонения и сканирования пучка;
9—приемная камера
Возможные варианты взаимного расположения узлов уста-
новок ионного легирования приведены на рис. 5.15. Большое
распространение получили установки средних и малых доз (рис.
5.15, а). В них энергия ионов обычно не превышает 200 кэВ,
приемная камера заземлена. Магнитная сепарация осуществ-
ляется при низкой энергии ионов, поэтому можно использовать
магниты малых габаритов. Для питания как обмотки магнита,
так и ускорительной системы требуются маломощные источники.
172
Основными достоинствами установок, выполненных по схеме
с разделением по массам после ускорения (рис. 5.15, б), явля-
ются высокая разрешающая способность магнитного сепаратора
и минимальное количество элементов, находящихся под высоким
потенциалом. Однако здесь ускоряется весь ионный поток из
источника, что приводит к возрастанию нагрузок на высоко-
вольтный выпрямитель, увеличению вторичной электронной
эмиссии и повышению интенсивности рентгеновского излучения.
Так как на установках рассматриваемого типа можно одновре-
менно с легированием осуществлять ионное травление и напы-
ление на пластины, наблюдать за процессом с помощью элект-
ронного микроскопа, анализировать поверхностные слои
методом обратного рассеяния, то их целесообразно использовать
в экспериментальных целях.
В сильноточных установках с большими дозами под высо-
ким потенциалом находится приемная камера (рис. 5.15, в).
Хотя при этом возрастают трудности доступа к приемной камере
и автоматизации процесса смены легируемых пластин, в этих
устройствах более проста система управления и питания элект-
ромагнита и ионного источника. Уменьшается также энерго-
потребление блоков, находящихся под высоким потенциалом.
В системах с двойным ускорением до энергий 500 кэВ (рис.
5.15, г) под высоким потенциалом находятся и инжекторная
часть, и приемная камера. Дальнейшее увеличение энергии
ионов ограничено сильным рентгеновским излучением. Для
достижения энергий 1—2 МэВ целесообразно использовать мно-
гозарядные ионы.
Широкие возможности полной автоматизации процесса
легирования при больших силах тока пучка, малых габаритах
и массе открывают установки (рис. 5.15, д), где полное ускоре-
ние ионов происходит в системе первичного формирования пуч-
ка. Под высоким потенциалом здесь находится только ионный
источник. Сепаратор может отсутствовать при использовании
сверхчистых исходных веществ. Установки перспективны для
промышленного применения, когда требуется обработка мате-
риалов большими дозами ионов.
Ионные источники. Одним из основных узлов любого техно-
логического ускорителя является ионный источник. По принципу
действия и протекающим в них физическим процессам эти ис-
точники (рис. 5.16) подразделяются на источники с разрядом
Пеннинга (а); высокочастотные (б); с контрагированным плаз-
менным разрядом (дуоплазматроны) (в); дуговые (г). Послед-
ние нашли наибольшее применение в установках со значитель-
ным током пучка ионов.
К эксплуатационным характеристикам источников относятся:
общая сила тока пучка в стационарном режиме; возможность
работы с исходными рабочими веществами в состоянии поставки
(газ, жидкость, твердое тело); коэффициент использования ра-
173
chipmaker.ru
бочего вещества; возможность управления энергией ионов на
выходе из источника при малых изменениях силы тока; эконо-
мичность, т. е. отношение силы ионного тока на выходе из
источника к подводимой к нему мощности; долговечность; про-
стота конструкции, позволяющая быстро заменить его элемен-
ты при их разрушении, например, ионной бомбардировкой.
Рис. 5.16. Схемы ионных источников установок легирования:
1 — место подачи рабочего вещества; 2 — корпус источника; 3 — катод; 4 —
вытягивающий электрод; 5 — фокусирующий электрод; 6 — иониый пучок, 7 —
соленоид магнита; 8 — высокочастотный индуктор; 9 — зона разряда; 10 —
анод; // — промежуточный электрод; 12— электрод для предотвращения ухо-
да электронов из ионопровода
Так как в большинстве промышленных установок использу-
ются дуговые источники, рассмотрим подробнее одну из их
конструкций (рис. 5.17) и ее технические характеристики. На-
пуск газа или паров рабочего вещества через регулируемый
натекатель обеспечивает внутри ионизационной камеры рабочее
давление на уровне 1 —10 Па. Ионизация рабочего тела осуще-
ствляется бомбардировкой электронами, эмиттируемыми воль-
фрамовым катодом и ускоряемыми высоким напряжением, под
которым находится ионизационная камера. Магнитное поле, со-
здаваемое внешним магнитом, удлиняет путь электронов за счет
искривления их траекторий. В результате вероятность иониза-
ции резко возрастает. При напряжениях между катодом и ка-
мерой 100—300 В внутри камеры поддерживается ограниченный
174
по силе тока дуговой разряд. Извлечение ионов с границы
плазмы происходит «провисающим» в выходное отверстие каме-
ры электрическим полем. Для извлечения положительных ионов
извлекающий электрод должен иметь отрицательный потенциал
по отношению к камере. С той же целью можно прикладывать
положительный потенци
катода. Изменяя потен-
циал на извлекающем
электроде относительно
заземленного корпуса
(0—150 В), оптимизи-
руют условия извлече-
ния и формирования по-
тока ионов. Энергия ио-
нов, выходящих из ис-
точника, определяется
разностью потенциалов
между ускоряющим
электродом и плазмой.
Предельная плотность
тока насыщения для ио-
нов, извлеченных с гра-
ницы плазмы, опреде-
ляется по формуле (2.1)
с учетом кратности за-
ряда ионов {q=ke, где
k — кратность).
Рассмотрим особен-
ности конструкции
мощного дугового ис-
точника (рис. 5.18), ге-
нерирующего ленточ-
ный пучок ионов с энер-
гией 5 кэВ. Газ, служа-
(порядка 5 кВ) к плазме через цепь
8 9
Рис. 5.17. Конструкция дугового источника ио-
нов:
1 — фланец для присоединения к нонопроводу; 2 —
корпус; 3 — трубчатый изолятор; 4 — монтажный
изолятор; 5 — постоянный магнит; 6 — ноннзацнонная
камера; 7 — фокусирующий электрод; 8 — катод; 9 —
вытягивающий электрод; 10 — трубка напуска рабо-
чего тела (газа)
щий для переноса рабочего вещества, подается из системы напу-
ска через патрубок 1, закрепленный на фланце 2, изолированном,
как и все электроды источника, керамическим изолятором 3. На
основном заземленном фланце 4 источника монтируется антико-
ронный экран 5. С помощью нагревателя 6 можно разогревать
тигель 7 с веществом для легирования до температуры 800—
1000°С. Пары разогретого вещества переносятся потоком газа
через разогретый паропровод 8 в разрядную камеру 9. Они рав-
номерно распределяются по ней рассеивателем 10. Внутри крыш-
ки 20 смонтирован вольфрамовый спиральный катод 19, эмигри-
рующий электроны, которые после ускорения разогревают до
рабочей температуры вставку-анод 18. Эта массивная вольфра-
мовая вставка является, в свою очередь, катодом основной раз-
рядной цепи, анодом которой служит камера 9. Плазменному
175
chipmaker.ru
шнуру 11 дугового разряда с помощью внешнего магнитного по-
ля 17 придается требуемый радиус кривизны для начальной фо-
кусировки потока ионов, отбираемых через щель 12. Вытягиваю-
щий электрод 13 и фокусирующий электрод 15 имеют тот же ра-
диус кривизны для начальной фокусировки в вертикальной пло-
скости, а прямоугольные щели в них формируют проходящий
поток в ленту 16. Эти электроды закреплены на разрядной ка-
Рис. 5.18. Конструкция дугового источника ионов уста-
новки ионного легирования типа ИЛУ
мере через керамический изолятор 14. Так как вытягивающий
электрод заземлен, то положительный потенциал 5 кВ подается
на ионизационную камеру, внутри которой давление рабочего
газа или паров поддерживается в диапазоне 1—10 Па. Исполь-
зование разогреваемого электронной бомбардировкой массивно-
го катода значительно увеличивает время межремонтной работы
установки без съема источника. Достигаемая в пучке средняя
плотность тока ионов бора составляет 2 мкА/см2, а фосфора -—
10 мкА/см2. Дополнительную энергию 80—90 кэВ ионы получа-
ют в результате доускорения в специальной секции или в зазо-
ре у рабочей камеры.
176
Система извлечения ионов, формирования и ускорения ион-
ных пучков. Из любого типа источника ионы необходимо эф-
фективно извлечь и сформировать ускоренный ионных поток
требуемого поперечного сечения. В плазменных источниках
эмигрирующей поверхностью является граница плазмы. Для
извлечения ионов в стенке разрядной камеры выполняется
отверстие, формирующее первоначальный профиль потока. На
небольшом расстоянии (в несколько миллиметров) от отверстия
располагают вытягивающий электрод (экстрактор) с отверсти-
ем, по форме подобным отверстию в стенке разрядной камеры.
На экстрактор подают вытягивающий потенциал, ускоряющий
ионы от границы плазмы. Форма границы плазмы в области
первого отверстия зависит от конфигурации сжимающего плаз-
му электрода, концентрации заряженных частиц в ней, силы
отбираемого тока и вытягивающего напряжения. Она может
быть плоской, вогнутой, выпуклой и в общем случае подвижной.
В зазоре между отрицательно заряженным экстрактором
и плазмой существует слой положительного объемного заряда
шириной 1Э. Ток внутри этого слоя обусловлен исключительно
ионами и является током насыщения. При принятии модели
«холодной» плазмы поле экстрактора в нее не проникает: на
границе плазмы поддерживается постоянный потенциал, а на-
пряженность электрического поля равна нулю. Тогда ширина
слоя объемного заряда будет определяться выражением
. /-----Г Г3-'2
/э = —е01/ 2---------(5.17)
9 0 V М, J{„ ’
где е — заряд электрона; Л4,- — атомная масса иона; (7ycK— вы-
тягивающий потенциал; /1Н — плотность тока ионов в режиме
насыщения.
Для формирования потока необходимо, чтобы отверстие
радиусом /?э в канале экстрактора перекрывалось слоем объем-
ного заряда, т. е. /э>Дэ, откуда полная сила тока пучка
Л=л/(н/?э</1нл/э, (5.18)
а с учетом (5.17) получаем
4<-у"ео (5.19)
9 У М[
т. е. для выбранного типа ионов предельная сила тока ионов,
извлекаемых через одно отверстие, зависит только от потенциа-
ла экстрактора UycK и не зависит от диаметра отверстия. Отсю-
да следует, что для получения больших сил ионного тока при
низких энергиях следует применять многоапертурные системы
отбора ионов, т. е. электроды с несколькими отверстиями.
Форма границы плазмы оказывает влияние на расходимость
извлекаемого потока. Для отбора ионов с плоской невозмущен-
177
ной границы плазмы в виде прямолинейно движущегося потока
необходимо поддерживать такой потенциал экстрактора, чтобы
в плоскости отверстия разрядной камеры потенциал был равен
потенциалу ее стенки. При выбранном расстоянии 1Э и заданных
параметрах плазмы формирование такого потока возможно
только при одном-единственном значении величины U3, опреде-
ляемой из равенства
— ео 2 — -^-=0,4елК 1 / , (5.20)
9 0 у Mi ll у Mi
где п — концентрация ионов в плазме; К — кратность заряда
иона, Те — температура электронов в плазме.
В случае вогнутой границы плазмы при постоянстве плот-
ности отбираемого с нее тока создаются условия для начальной
фокусировки потока и получения сходящегося пучка. Напряжен-
ность электрического поля в зазоре между вытягивающим
электродом и эмиссионным отверстием в разрядной камере
должна быть достаточно высокой для эффективного извлечения
ионов, но не приводить к пробою вакуумного промежутка. Два
последовательно расположенных по оси системы таких элект-
рода с приложенной между ними разностью потенциалов t7yCK
можно рассматривать как простейшую систему ускорения
ионов. Обычно одиночные зазоры обеспечивают надежную рабо-
ту при ускоряющих напряжениях не выше 25—30 кВ.
Так как при малом отверстии в вытягивающем электроде его
влияние на поток будет рассеивающим (эффект линзы—диафраг-
мы) и часть ионов может бомбардировать и распылять элемен-
ты системы транспортировки пучка, то целесообразно по оси
движения потока устанавливать еще один ускоряющий элект-
род. Устройство из трех электродов — разрядной камеры, вытя-
гивающего и ускоряющего электродов — позволяет независимо
управлять силой ионного тока, с помощью изменения ПВЫт
и энергией ионов — изменением t/уск. С целью ускорения ионов
до энергий 60—400 кэВ в установках применяются многозазор-
ные ускорительные секции. Полное ускоряющее напряжение,
подаваемое на всю секцию, с помощью делителя напряжения
равномерно распределяется между отдельными зазорами в
секции. Таким образом, потенциал постепенно увеличивается
вдоль осн секции при постоянной и одинаковой напряженности
электрического поля в каждом одиночном зазоре. Энергия ионов
в каждом зазоре обычно увеличивается не более чем на 15—
20 кэВ.
Конструировать многозазорную секцию следует так, чтобы
перехват ионов электродами был минимален (обеспечивается
высокое токопрохождение); должна быть предотвращена и
бомбардировка внутренних поверхностей изоляторов заряжен-
ными частицами. Для снижения вероятности пробоев поверх-
178
ность электродов должна иметь низкую шероховатость, на ней
не должно быть острых углов и выступов. Высоковольтные изо-
ляторы изготовляют из глазурованной высокоглиноземистой
керамики (например, типа 22ХС, ВГ-IV, Миналунд М-7), радио-
фарфора и реже — из стекла. Металлические электроды и изо-
ляторы соединяют пайкой с помощью высокотемпературных
припоев. При этом керамику предварительно металлизируют.
Иногда в лабораторных установках для вакуумно-плотных
соединений деталей используют высокотемпературные алюмо-
фосфатные цементы и клеи.
Системы формирования ионных потоков. К ним относятся
линзы, фокусирующие пучки до требуемых поперечных разме-
ров. В ионно-лучевых установках как для технологических, так
и для исследовательских целей, рассчитанных на небольшие си-
лы ионного тока, чаще используют электростатические линзы.
Конструктивно они могут быть исполнены в виде диафрагм с
отверстием, иммерсионных и одиночных линз. Расчет их геомет-
рии принципиально не отличается от расчета электронных линз,
так как траектории и электронов, и ионов в электростатических
полях линз одинаковы. Линзы создают на пути движения ионов
участок неоднородного, обычно аксиально-симметричного, элект-
рического поля, к которому с обеих сторон примыкают эквипо-
тенциальные области. Область до линзы называют пространст-
вом объектов, после — пространством изображений. Если по оси
движения пучка изменяется потенциал, то пучок изменяет
направление движения. Следовательно, изменяя градиент по-
тенциала, можно добиваться различных коэффициентов прелом-
ления в широких пределах. По закону сохранения энергии и
согласно теореме Лагранжа — Гельмгольца угловое увеличение
будет обратно пропорционально поперечному. Фокусное рас-
стояние f при изменении потенциала U(х) в области зазора
а—b вдоль оси движения рассчитывается из уравнения
ь
1 I Г 1 &U .
—=•—r I .-----— dx
/ ^уГиь-иа J /Г(х) dx2
а
(5.21)
где Ub и Uа — потенциалы на электродах линзы.
Как видно, процесс фокусировки не зависит от массы иона
и его заряда; коэффициент преломления пропорционален вели-
чине Уи. К особенностям таких систем относятся и следую-
щие их свойства:
1) изменение потенциалов на всех электродах одновременно
в п раз не изменяет траекторий движения заряженных частиц;
2) увеличение в k раз размеров всех электродов увеличивает
в k раз координаты у к г (расстояние от оси движения) любой
точки траектории, оставляя ее подобной.
179
chipmaker.ru
На рис. 5.19 представлены схемы различных типов иммерси-
онных (бипотенциальных) и одиночных электростатических
линз, составленных из комбинаций соосных цилиндров, а также
диафрагм и цилиндров.
В иммерсионной линзе потенциалы пространств объекта и
изображения различны, характер ее действия в целом фокуси-
f~ r\ и, J
иа в)
Рис. 5.19. Конструктивные схемы иммерсионных (а), одиночных (б)
линз и плоской диафрагмы (в):
f — фокусное расстояние; С/1 и — напряжения на электродах; Е — напря-
женность электрического поля
рующий, энергию ионов при ее прохождении можно регулиро-
вать. Одиночные линзы имеют одинаковый потенциал на край-
них электродах, такие линзы всегда собирающие с равными
фокусными расстояниями пространств предмета и изображения.
Заряженные частицы после прохождения одиночной линзы свою
начальную энергию не изменяют. Самой простой по конструк-
ции можно считать линзу в виде плоской диафрагмы с цент-
ральным отверстием (рис. 5.19, в) в ней, ее можно использовать
как собирающую и как рассеивающую.
Для наиболее часто используемой одиночной линзы фокус-
ное расстояние можно оценить по формуле
8 М
—-------------
3 (1— М)2 °'
(5.22)
где ’М=1(70/(7(х0)—оптическая сила линзы; Uo— потенциал в
центре линзы; U(х0) — потенциал в центре крайних электродов;
180
Хо — расстояние между крайними и средним электродами. Для
расчета Uo и U(х0) можно воспользоваться зависимостями:
-----U^-U2 х
,+77а"'е^
и <лу=</, - «/, - I/,)--Я|/(г',2> .
•^0 X х0
|+Жа"‘8'^ -
где /?) и /?2 — радиусы отверстий соответственно в крайних и
среднем электродах; Ux и U2 — напряжения на них. Расчет по
этим формулам корректен при x0>7?i и Х0Ж2, а по формуле
(5.22) — при Л1< 1.
Расчеты линз обычно выполняют для случаев параксиальных
потоков, траектории частиц в которых располагаются близко К
оси системы. Реальные траектории далеко не всегда соответст-
вуют расчетным, так как движение ионов происходит часто на
значительном удалении от оси, ионы имеют разброс по скоро-
стям и направлениям движения. Вследствие этого ионное изо-
бражение в фокальной плоскости не удается сфокусировать
идеально: проявляются различного рода аберрации ионно-опти-
ческой системы. Сведение к минимуму влияния этих аберра-
ций — задача конструирования и сборки систем, формирования
и транспортировки потока.
Кратко рассмотрим основные типы аберраций. Основная из
них — сферическая, приводящая к увеличению диаметра изобра-
жения, расплыванию его границ в фокальной плоскости. Эта
аберрация обусловлена непараллельностью реальных траекто-
рий ионов. Если непараллельность характеризовать углом
отклонения у луча от оси системы (апертурный угол луча), то
уширение изображения равно
ДГсФ=СлфуЗ, (5.23)
где ССф — коэффициент сферической аберрации, свойственный
данной конструкции ионно-оптической системы. Уширение ДгСф
является практически наблюдаемой добавкой к наименьшему
возможному кругу изображения диаметром
^mln =:=ССфУ/4.
Второй вид аберрации — хроматическая аберрация, являю-
щаяся следствием разброса ионов в пучке по скоростям, прояв-
ляется в виде размытия границ изображения. На величину
этого искажения влияют нестабильность вытягивающего напря-
жения, различие скоростей эмиттируемых ионов, а для иммер-
сионных линз — колебания фокусирующего напряжения. Иска-
181
chipmaker.ru
жение изображения вследствие хроматической аберрации оцени-
ваются по выражению
ДгхР=СхрДШеу, (5.24)
где СХр-—коэффициент хроматической аберрации; — раз-
брос напряжений; у — угол раствора пучка ионов.
Желание сфокусировать пучок до малых размеров, напри-
мер менее 1 мкм, значительно повышает требование, в частно-
сти, к стабильности вытягивающего напряжения, так как
размытие становится соизмеримым с самим изображением.
В таких установках требуется стабилизация вытягивающего на-
пряжения, обеспечивающая Д[7/С/« 10-3-=-10-4.
Кроме рассмотренных видов аберраций в установках может
проявиться кома, т. е. формирование изображения внеосевого
точечного объекта непараксиальными лучами. В этом случае
в фокальной плоскости получается изображение в виде окруж-
ности, при этом центр окружности смещен относительно точки,
формируемой параксиальными пучками.
Дисторсия, хотя и не нарушает фокусировки точечных объек-
тов, искажает форму объекта, превращая квадрат, например, в
подушко- или бочкообразную фигуру. Астигматизм может про-
являться в виде эллипсности изображения точечного источника.
Полное устранение аберраций осуществить практически
невозможно, и задачей при конструировании, сборке и настрой-
ке ионно-оптических систем является сведение их к минимуму.
Особенностью фокусировки ионных потоков является боль-
шее проявление эффекта пространственного заряда, чем в
электронных пучках. Сильное электростатическое расталкивание
ионов при больших плотностях тока увеличивает поперечные
размеры пучка, а собственное его поле может искажать распре-
деление внешнего электрического поля линз. При одинаковых
геометрических размерах электродов линз, вытягивающих и
ускоряющих напряжениях отношение ионного первеанса пучка
к электронному выражается как
где Л4, и те — соответственно массы иона и электрона. Так как
для электронных пучков первеанс Ре>10~8 А/В3/2 свидетельст-
вует о необходимости учета влияния пространственного заряда,
то уширение ионных потоков наблюдается вследствие больших
масс ионов при гораздо меньших первеансах. Часто целесооб-
разно, используя формулу (5.25), перейти к эквивалентному
электронному первеансу, чтобы оценить необходимость учета
влияния пространственного заряда пучка. Эффективным мето-
дом снижения влияния пространственного заряда ионов может
быть его нейтрализация вводимыми извне электронами. Такая
182
компенсация заряда протяженного ионного пучка приводит к
снижению потенциала на его оси на порядок; в результате диа-
метр потока уменьшается, а плотность тока возрастает.
С повышением плотности тока и при больших энергиях
ионов (Е>1 МэВ) эффективность электростатических линз
снижается. В таких установках целесообразно использовать
квадрупольные, в частности магнитные, линзы. Они выполня-
Рис. 5.20. Эмнттанс-
ная диаграмма пучка
(цифры указывают его
процентную интенсив-
ность)
ются в виде четырех длинных магнитных
стержней с чередующейся полярностью. Так
как одиночная квадрупольная линза облада-
ет фокусирующим действием в одной пло-
скости и дефокусирующим в ортогональной
к ней, то для фокусировки в обеих плоско-
стях используют две линзы с взаимным раз-
воротом их полюсов на 90°.
Для характеристики транспортируемого по ио-
нопроводу потока с поперечным сечением вводят
понятие эмиттанса. Влияние разброса скоростей учи-
тывают при этом, используя представление о фазо-
вом пространстве. В фазовом пространстве движение
невзаимодействующих друг с другом частиц под дей-
ствием внешней силы полностью характеризуется ко-
ординатами положения х, у и г и импульсами pz, pv
и рг. Любая частица, описываемая этими параметра-
ми фазового объема, фиксируется в точке шести-
мерного фазового пространства. Если ион движется
вдоль оси г, нормальной к плоскости ху, то поток
можно характеризовать в каждой точке на оси z уже в четырехмерном фа-
зовом пространстве с координатами х, у, рх и pv. Этот фазовый объем и на-
зывается эмиттансом. Часто можно пользоваться двумерным фазовым прост-
ранством, когда под эмиттансом подразумевается занятая пучком площадь в
фазовом пространстве с двумя переменными: смещения х (или у) н импульса
рх (или pv). Особенностью двумерного пространства является независимость
эмиттанса от энергии частиц, тогда как обычно с увеличением энергии эмит-
танс уменьшается. Координата поперечного импульса на практике заменяется
угловым отклонением пучка:
Px/Pz = dx/dz = tg ах « ах,
тогда эмиттаис можно представить как •
JJ dxdax.
(5.26)
Если пучок параллелен оси z, то а«=0 и площадь эмиттансной фигуры вы-
рождается .в прямую линию. Если же частицы в пучке расходятся, то эмиттанс
принимает форму эллипса (рис. 5.20), параллелограмма илн иной фигуры. По
мере продвижения по оси эмиттансная фигура видоизменяется. Понятием
эмиттанса удобно пользоваться при расчетах иоиио-оптнческих систем и ноно-
проводов.
Масс-сепараторы. Для ионного легирования обычно необхо-
димы ионы конкретного изотопа с определенной зарядностью.
Так, например, с целью формирования акцепторного слоя в
кремнии его легируют ионами изотопа бора НВ+.
В потоках же, извлекаемых из ионных источников, всегда
183
chipmaker.ru
содержатся ионы других элементов, в частности материалов
электродов, рабочего и остаточных газов и др. С целью выделе-
ния из общего потока ионов определенного сорта используют
специальные системы разделения ионов по отношениям их масс
к заряду — масс-сепараторы. Сепарация основана на взаимодей-
ствии движущихся ионов с магнитным и (или) электрическим
полем.
В установках ионной имплантации получили распростране-
ние два типа сепараторов:
1) с разделением ионов в од-
нородном постоянном поле
секторного магнита и 2)
фильтр Вина, где одновре-
менно на ионы действуют
взаимно ортогональные маг-
нитное и электрическое по-
ля.
В магнитном поле, сило-
вые линии которого имеют
нормальную составляющую
к направлению движения ио-
нов, на них действует сила
Лоренца, искривляющая
траекторию ионов. При ра-
венстве силы Лоренца и цен-
ние. 5.21. Схема траекторий движения
ионов в однородном секторном магнит-
ном поле:
/ — ионы с массой Мг, 2 — ионы с массой
тробежной силы ионы будут перемещаться по окружности ра-
диусом
= = (5.27)
qB В F Ч
где Mt — масса иона; и, — скорость иона; q — заряд иона; В —
магнитная индукция; (7уСк — ускоряющее напряжение.
Следовательно, ионы с различными Milq независимо от их
скорости будут иметь каждый свою траекторию, т. е. разде-
ляться в пространстве. На рис. 5 21 изображены траектории
ионов в однородном секторном магнитном поле. Углы ср обычно
составляют 45, 60 или 90е. Расстояние ВС между точками
схождения пучков ионов различной массы характеризует дис-
персию D устройства. Если ионный поток входит в магнитное
поле под прямым углом и под таким же углом покидает его, то
дисперсия D масс-сепаратора при разности масс Л7И ионов
составляет
£)= , (5.28)
М \ ~ р )
где R — радиус траектории ионов в магнитном поле; р и q —
расстояния от источника и приемника до вершины секторного
магнита (рис. 5.21).
184
Для слаборасходящегося (с углом полураствора а) потока
ионов с определенным значением MJq постоянное магнитное
поле обладает фокусирующим действием. Ширина S точечного
источника в плоскости его изображения при <р= 180° будет
равна
5—2/? (1 — cos а) ~ /?а2,
(5.29)
а для секторного магнита, как на рис. 5.21,
При p=q дисперсия и ширина изображения для секторного
и 180°-ного сепаратора одинаковы.
Магнитный сепаратор характеризует-
ся разрешающей способностью
где \Mi—минимальная фиксируемая
данным прибором разность масс. Два
пучка будут разделены, если дисперсия
по их массам больше суммы диаметра
пучка dn и ширины щели h коллектора,
т. е. D^h + dn. Для промышленных уста-
новок, работающих на определенном сор-
те ионов, например ИВ+ или 31Р+, доста-
точна разрешающая способность в диапа-
зоне Мг7АЛ4г = 504-100. Однако при лабо-
раторных исследованиях желательно
иметь M,7AMj = 5004-1000. Чтобы достичь
высокой разрешающей способности, не-
обходимо не только иметь сепаратор с
хорошими техническими характеристика-
ми, но и малый разброс ионов по скоро-
стям на выходе из источника, а также
стабильное вытягивающее напряжение.
Перестройку сепаратора с одного вида
ионов на другой осуществляют изменением
Рис. 5.22. Схема филь-
тра Вина:
1 — ионный пучок: 2 —
полюса магнита; 3 — об-
кладки конденсатора;
4 — выходная диафраг-
ма; 5 — пучок выделен-
ных ионов; 6 — пучки
отсеянных нонов
индукции магнитно-
го поля или вытягивающего напряжения.
Если в установке ионного легирования сила тока не превы-
шает 10~4 А, то целесообразно использовать в качестве сепара-
тора фильтр Вина (рис. 5.22). В этом устройстве слож-
ный по составу пучок из источника попадает в пространство,
ограниченное полюсами постоянного магнита и пластинами кон-
денсатора, причем силовые линии электрического и магнитного
полей взаимно перпендикулярны. На движущийся ион одновре-
менно воздействуют две силы в противоположных направлени-
ях: одна — кулоновская, другая — сила Лоренца. Если действие
этих сил уравновешивается, то ион движется по оси устройства
прямолинейно. При выбранных напряженностях полей такую
185
chipmaker.ru
траекторию сохраняют только ионы с определенной скоростью
движения, у всех же других траектории будут искривляться.
Дисперсия фильтра может быть оценена по формуле
__ laE УMj (Mj + ДМ;) — 1 3Q4
“ 2t/ycK
где I — расстояние от центра фильтра до выходной щели; а —
длина фильтра; Е — напряженность электрического поля; UycK —
ускоряющее напряжение, определяющее скорость ионов в сепа-
раторе. Для определения иона с отношением M-Jq используют
следующую зависимость:
MJq=UycK(HlEf- (5.31)
где Н — напряженность магнитного поля.
Рис. 5.23. Примеры систем сканирования пучка ионов по поверх-
ности пластин механического (а) и комбинированного (б) типов:
1 — иониый пучок, 2 — мншень; 3 — держатель; 4 — пластины отклоняющей
системы
Используя постоянный магнит и изменяя величину Е, после-
довательно можно выделить ионы с требуемым значением
Mtlq. Следует иметь в виду, что нейтральные атомы, движущи-
еся прямолинейно вместе с потоком ионов, также могут попа-
дать на коллектор. Чтобы избавляться от них, после сепаратора
поток ионов целесообразно дополнительно отклонить на малый
угол, например, с помощью конденсатора.
Системы сканирования. Ионный пучок, транспортируемый по
ионопроводу, имеет круглое или прямоугольное сечение. Для
легирования пластин большой площади необходимо или расфо-
кусировать его, или сканировать им по поверхности пластины.
Расфокусировку пучка используют редко, так как вследствие
неравномерности плотности тока не удается одинаково пролеги-
ровать требуемую площадь. Сканирование пучка осуществляют
путем отклонения его электрическим полем в одном или двух
взаимно перпендикулярных направлениях. Большая однород-
ность дозы достигается при электростатическом отклонении в
186
тока и дозы легирования,
проведения легирования воз-
7 2 5 4
Рис. 5.24. Схема устройства для
измерения силы ионного тока-
1 — иоиный пучок; 2 — диафрагма;
3 — запирающий электрод; 4 — ци-
линдр Фарадея
пучка, перед цилиндром Фа-
одном направлении и механическом перемещении мишени в
другом, перпендикулярном первому. Иногда используется меха-
ническое сканирование легируемых образцов перемещением
перед неподвижным пучком. Выбор системы сканирования (рис.
5.23) обусловлен желанием достичь высокой однородности дозы
по всей поверхности и требуемой производительности. Неодно-
родность легирования пластин диаметром 50 мм в промышлен-
ных установках составляет—±5-=-±1%. Снижение неоднород-
ности важно для воспроизводимости и повторяемости характе-
ритик получаемых полупроводниковых приборов.
Устройства контроля ионногс
В процессе настройки установки и
никает необходимость периодиче-
ски контролировать силу ионного
тока до сепаратора, силу тока вы-
деляемых ионов после сепаратора
и измерять дозу имплантируемых
ионов. Регистрацию силы тока
осуществляют с помощью коллек-
торов — цилиндров Фарадея. Для
предотвращения ухода вторичных
электронов из материала коллек-
тора, которые, складываясь с ос-
новным измеряемым ионным то-
ком, могут вызвать значительные
искажения измеряемой силы тока
радея размещают запирающий электрод под отрицательным по-
тенциалом (рис. 5.24) или применяют слабое магнитное поле
(В~10~2 Тл), заворачивающее вторичные электроны обратно на
коллектор. Если необходимо измерить силу тока пучка, то ци-
линдр Фарадея с помощью сильфонного механизма на время по-
мещают на оси движения потока.
Один или несколько коллекторов устанавливают в приемной
камере для непрерывного контроля тока и измерения полной до-
зы легирования. Обычно коллекторы располагают между обра-
батываемыми пластинами. Силу тока измеряют прибором с ма-
лым входным сопротивлением; соединяя этот прибор с интегра-
тором, получают информацию о полной дозе. Например, в
установке «Везувий-1» используется шесть цилиндров Фарадея:
один для измерения общей силы тока пучка, другой — для конт-
роля положения луча перед началом легирования и для измере-
ния силы тока отсепарированных ионов, остальные — для конт-
роля дозы. Два из них позволяют определять также положение
сканируемого пучка. Блок измерителя дозы типа БИД-4 регист-
рирует силу тока в диапазоне 0—2 мА и дозу в пределах 0,02—
9990 мкКл. Усилители-интеграторы в цепи обратной связи имеют
емкости, подбором которых задают необходимую дозу. После ее
набора на выходе усилителя замыкаются контакты исполнитель-
187
chipmaker.ru
ного реле, подается сигнал на механизм запирания потока и луч
прерывается подвижным флажком.
Равномерность легирования по площади пластин можно конт-
ролировать с помощью синтетических пленок типа «фтнрос», из-
меняющих свой цвет под действием имплантируемых ионов. При
этом различают разницу в дозах порядка 5%.
Приемные камеры. В них устанавливают подвижные держа-
тели легируемых пластин. В не-
5 — -л которых установках с целью повы-
J
Рис. 5.25. Приемная камера уста-
новки ионного легирования «Везу-
вий-4»:
/ — ионный пучок; 2 — ограничительная
диафрагма; 3 — антикороииый экран;
4 — запирающий электрод; 5 — верхний
ряд пластин; 6 — крышка; 7 — нагре-
ватель; 8 — механизм подъема крыш-
ки; 9 — высоковольтный изолятор; 10 —
привод держателя; // — патрубок ва-
куумной системы
шения производительности про-
цесса пластины размещают в не-
сколько рядов по цилиндрической
поверхности барабана. Например,
в установке «Везувий-2» пластины
устанавливают в три ряда по 20
пластин диаметром 40 мм в каж-
дом. Ионный луч сканирует по
вертикали, а барабан вращается и
перемещается вдоль своей оси с
такой скоростью, чтобы происхо-
дило частичное перекрытие ранее
продотированной области.
Считается, что интервал меж-
ду строками легирования должен
составлять примерно о f2, если
плотность тока в сечении пучка
имеет гауссову форму со стан-
дартным отклонением (или дис-
персией). Площадь сканирования
пучка по мишени должна составлять не менее трех сечений пуч-
ка, если величину о принимать приблизительно равной оптиче-
скому радиусу потока.
Между рядами в цилиндрическом держателе размещают не-
подвижные цилиндры Фарадея. Конструкция приемной камеры
с барабанным держателем образцов приведена на рис. 5.25.
В полуавтоматических установках ионного легирования при-
меняется загрузка партий пластин через вакуумный шлюз. Затем
каждую пластину механически сканируют перед неподвижным
лучом с помощью рычажного секторного держателя внутри ка-
меры. После полного набора дозы пластина с рамкой перемеща-
ется во вторую шлюзовую камеру. На установках типа «Иолла»
в загрузочную камеру помещают одновременно 20 пластин.
Внутри камеры во многих установках монтируют нагреватели
типа КГМ-3-300, нагревающие подложки до 400°С.
Вакуумные системы. Они обеспечивают вакуум на уровне
Ю~4—Ю-s Па, необходимый для хорошей фокусировки потока,
его транспортировки без потерь, снижения вероятности процессов
перезарядки и нейтрализации ионов. Нейтрализация в процессе
188
столкновения с атомами остаточных газов приводит к невозмож-
ности отклонения движущихся частиц, поэтому на мишени в этом
случае возникает область со значительно большей дозой, чем
средняя по образцу.
Для процессов ионной имплантации важен также состав оста-
точных газов, особенно в области мишени. Загрязнение поверх-
ности мишеней молекулами масел из насосов может вызвать на-
сыщение поверхностных слоев легируемых материалов продукта-
ми разложения масла. Поэтому в установках используют
вымораживающие азотные ловушки и экраны, но наиболее эф-
фективным способом является применение безмасляных средств
откачки: турбомолекулярных и ионно-геттерных насосов, а для
предварительной откачки — охлаждаемых цеолитовых насосов.
Если все же в установке использованы паромасляные насосы, то
целесообразно в качестве рабочей жидкости применять смесь
изомеров пятикольчатого эфира типа БЭ4Э.
Схемы вакуумных систем ионно-лучевых установок достаточ-
но сложны. Особые требования предъявляются к элементам си-
стемы напуска газов и паров рабочих веществ в ионный источ-
ник, поскольку последний в большинстве установок находится
под высоким потенциалом по отношению к земле.
Промышленные установки ионного легирования. Отечественная промыш-
ленность оснащена установками ионного легирования различных типов: ИЛУ,
«Везувий», «Иолла», «Лада» и др.
Общей характеристикой установок класса ИЛУ (ИЛУ-100, ИЛУ-200,
ИЛУ-2, ИЛУ-3 и ИЛУ-4) является использование в них электромагнитного
сепаратора и двойного ускорения иоиов. Энергия ионов регулируется в диа-
пазоне 20—100 кэВ. Средний радиус траектории потока в области 60°-ного
секторного магнита составляет 500 мм. Достигаемая дисперсия D—5 мм при
АМ1М=\°/0. Сила тока ленточного пучка 0,3—30 мА. Площадь обрабатывае-
мой мишени 20—25 см2 при амплитуде развертки луча 1—2 см. Ускорители
класса ИЛУ—это крупногабаритные установки. Например, для размещения
ускорителя ИЛУ-4 требуется площадь 57 м2.
Большим разнообразием характеристик обладают установки типа «Везу-
вий». Часть из них имеет электромагнитный сепаратор, в других используется
постоянный магнит. В установке «Везувий-1» можно разделять ионы с массо-
выми числами в диапазоне I —120 а.е. м. Максимальная сила ионного тока
равна 200 мкА для ионов фосфора и 20 мкА — для ионов бора.
Для легирования полупроводниковых материалов ионами бора и фосфора
в производственных условиях целесообразно использовать малогабаритный ус-
коритель «Везувий-2». В нем имеются два дуговых источника ионов с прямо-
накальными катодами и поперечным магнитным полем, создаваемым магнит-
ной системой самого сепаратора. Источники ионов бора и фосфора работают
поочередно. В каждом из них смонтирован резервный термокатод. Нагрев ра-
бочих веществ до температуры 400°С проводят в тигле. Вытягивающий элек-
трод, находящийся под напряжением 10—20 кВ, соединен с электродной сис-
темой масс-сепаратора. Энергию ионов можно регулировать в диапазоне 20—
200 жэВ; сила тока на мишеии иоиов фосфора равна 200 мкА, а ионов бора —
20 мкА. Заземленный масс-сепаратор содержит секторный С-образный посто-
янный магнит, набранный из отдельных прямоугольных отливок из сплава
ЮНДК-25 БА. Намагничивание системы в собранном виде обеспечивает в
рабочем зазоре напряженность, равную 22-10* А/м. Между полюсами магнита
размещена вакуумная камера, внутри которой движутся ионы бора (угол по-
ворота пучка 90°) и фосфора (угол поворота потока 60°). После сепаратора
189
chipmaker.ru
установлены трехэлектродная лннза и ускорительная секция, содержащая
25 кольцевых электродов. Приемная камера находится под высоким потен-
циалом. Электростатическая развертка луча с частотой 3000 Гц происходит в
вертикальной плоскости при одновременном механическом вращении контей-
нера с мишенями со скоростью 9—15 об/мин. Мишени в приемной камере
можно разогревать до 400°С.
Рассмотрим подробнее установку для имплантации ионов повышенной
энергии «Везувий-9» (рис. 5.26). Она предназначена для обработки материа-
лов, не допускающих высокотемпературного нагрева. Ее дуговой источник с
осцилляцией электронов позволяет получать одно-, двух и трехзарядные
Рис. 5.26. Схема установки «Везувий-9»:
1 — ионный источник; 2 — масс-сепаратор; 3 — система отклонения луча, 4 — электроста-
тическая лииза; 5 — вакуумный затвор, 6 — ионопровод; 7 —ускорительная секция; 8 —
первая ускорительная ступень; S — цилиндры Фарадея; 10 — легируемые подложки; 11 —
барабан для крепления подложек; 12 — нагревательное устройство; 13 — датчик контроля
дозы; 14 — электромеханический привод барабана; 15 — вторая ускорительная ступень
установки
ионы. Инжектор ионов представляет первую ступень ускорения до энергий
300 кэВ, а приемное устройство — вторую ступень, где энергия ионов может
быть повышена еще на 300 кэВ. Достигаемая максимальная энергия трехза-
рядных ионов 1,8 МэВ. Для работы с многозарядными ионами используют
сменные источники, рабочее вещество в которых может быть как в газооб-
разном, так и в твердом состоянии. Сила тока двухзарядных ионов фосфора,
сурьмы, мышьяка—до 600 мкА, трехзарядиых — до 150 мкА.
Электромагнитный сепаратор с двойной фокусировкой потока и регулируе-
мыми углами его входа и выхода поворачивает сепарируемый пучок на 110°.
Сепарация происходит при промежуточной энергии 25 кэВ, определяемой на-
пряжением вытягивания ионов из плазмы дугового разряда. Четыре пары от-
клоняющих пластин и одиночная электростатическая линза позволяют управ-
лять пучком в пространстве и юстировать его на позицию легирования в при-
емной камере. С помощью подвижного цилиндра Фарадея в ионопроводе и не-
подвижных в приемной камере можно контролировать силу тока пучка и до-
зу, а также точность юстировки. Кассеты с легируемыми пластинами уста-
навливают в специальные держатели, шарнирно закрепленные на поворотном
контейнере. На позиции легирования пластины занимают положение перпеи-
190
к
ю
ib
Дополнительные характеристики Легирование ионами массой 1— | 120 а. е. м. Поочередная работа источников бора и фосфора Доза имплантации 1010— 10'6 ион/см2 гряющим по- заземленной Имплантация больших доз Имплантация больших доз, груп- повой режим имплан- трехза- в области при- Имплантация больших доз 1егирования ико- нами массой до Имплантация больших доз
Высокоэнергетическая тация; работа на двух- и рядных ионах
Контейнер под ускс внутри и еры
Послеускорение емной камеры
Возможность / гозарядными ио: 80 а. е. м.
тенциалом приемной ка!
Потреб- ляемая мощность, кВт J2 to 00 ю to 25 45 Ю со О
Занимае- мая пло- щадь, м2 со 24 г- сч 25 СМ to С ю Й to оо
Неоднород- ность легиро- вания, % сч 04 -т СМ см см СО СО см см
Система сепара- ции 1 1 Электро- магнит , | Постоянный магнит То же А Электро- магнит А А А А А А
Сила тока иоиов, мкА 1 (+d) 005 1 (+Я) 07. 1 600 (Р+) 150 (В+) 1000 (Р+) 300 (В+) । 700 (Р+) 300 (В+) З-Ю4 (Р+) (+9) sOI-5 (+d) eOI—01 ь о 300 (Р+) З-Ю4 (Р+) 100 104 (Р+)
Диапазон энергий, кэВ 20—200 | 20—200 20—150 ' 15-100 20—150 10—125 25—600 20-80 20-100 50—80 091—01
Марка «Везувий-1» «Везувий-2» «Везувий-ЗМ» «Везувий-4» «Везувий-5» «Везувий-8М» «Везувий-9» ИЛУ-3 ИЛУ-4 «Иолла-2» «Иолла-3»
191
chipmaker.ru
дикулярно ионному пучку. На контейнер одновременно помещают 18 сменных
кассет с 54 пластинами диаметром 76 мм или же 36 пластин диаметром
100 мм. Система аналого-цифровой связи по оптоэлектронным каналам обес-
печивает автоматическое поддержание задаваемых режимов легирования. Уп-
равление всеми системами установки производится с одного пульта, оснащен-
ного дисплеем и мнемосхемой. Откачку вакуумного тракта ионопровода, ис-
точника и приемной камеры осуществляют тремя диффузионными насосами,
а в ионопроводе дополнительно размещены две ловушки с жидким азотом. От-
качка происходит в автоматическом режиме по специальной программе. Для
биологической защиты персонала используют встроенные экраны-поглотители
рентгеновского излучения из листового свинца и свинцовосодержащей резины.
Еще один класс ускорителей носит общее название «Иолла». У полуав-
томата «Иолла-2» средняя плотность тока ионов бора составляет 2—
3 мкА/мм2, ионов фосфора—10 мкА/мм2 при обрабатываемой площади
2,25 см2. Без разгерметизации шлюзовой системы можно обработать до 20 об-
разцов размером 15x15 мм с автоматической их сменой. Отсчет дозы вводи-
мой примеси осуществляется интегратором. Энергию иоиов можно регулиро-
вать от 10 до 70 кэВ. Выбор типа ионов определяется возможностями систе-
мы сепарации, разрешающая способность которой равна 80 при ширине щели
0,2 мм, а дисперсия равна 1 мм при AA1/Af=l%. Ионный поток отклоняется
в сепараторе на угол 60° при радиусе центральной траектории 100 мм. Мак-
симальная индукция магнитного поля сепаратора 0,55 Тл. Электрометром мож-
но измерять силу тока в пределах 10~5—10-12 А; интегратор регистрирует ми-
нимальную силу тока 10-8 А. Измерение дозы в диапазоне 1—104 мкКл осу-
ществляется интегратором с погрешностью ±5%. Потребляемая всей установ-
кой мощность не более 6 кВт; площадь, необходимая для ее размещения с
учетом проходов, 5 м2.
Основные характеристики некоторых отечественных установок ионного ле-
гирования приведены в табл. 5.5.
Глава 6
ИОННО-ЛУЧЕВЫЕ И ВАКУУМНО-ДУГОВЫЕ МЕТОДЫ
ОСАЖДЕНИЯ ПОКРЫТИИ
Тонкие и толстые пленки и покрытия с воспроизводимыми и за-
ранее заданными свойствами можно получать в условиях высо-
кого вакуума двумя новыми методами — осаждением из сепари-
рованных ионных пучков и из дуги в парах материалов электро-
дов. Эти методы успешно осваиваются в настоящее время
промышленностью.
Осаждение тонких пленок из сепарированных ионных пуч-
ков— самый «чистый» способ, хотя его производительность и
невелика. Для микро- и оптоэлектроники, функциональной
электроники возможность получения строго контролируемых по
составу, практически беспримесных, однородных по структуре
тонких пленок открывает новые перспективы создания устройств
с уникальными эксплуатационными характеристиками.
Дуга в парах материалов электродов позволяет, используя
простые по конструкции ускорители плазмы, с очень высокой
производительностью выращивать самые различные покрытия
больших толщин, как металлические, так и диэлектрические.
192
Интенсивное развитие обоих методов, расширение областей
их применения и значительные технические возможности обус-
ловливают повышенный интерес к ним в последние годы [13,
39, 41, 42].
§ 6.1. ОСАЖДЕНИЕ ПЛЕНОК ИЗ СЕПАРИРОВАННЫХ
ИОННЫХ ПОТОКОВ
Данный метод заключается в создании потока ионов определен-
ного вида и энергии и осаждения их на выбранной подложке.
Осаждение проводится в сверхвысоковакуумной камере, поэто-
му в пленках отсутствуют включения атомов инертных газов,
свойственные плазменным методам. Сепарация ионов по отно-
шениям их массы к заряду исключает из состава ионов пучка
посторонние примеси, в том числе ионы материалов электродов
ионного источника. Если в широко распространенных для нара-
щивания пленок плазменных методах ионы, попадающие на
подложку, имеют распределение по энергиям от нуля до несколь-
ких килоэлектрон-вольт, то в этом методе их энергетический
диапазон очень узок. Чтобы исключить распыление наносимой
пленки и обеспечить оптимальные условия ее роста, необходимо
вести осаждение при относительно малых энергиях ионов. На-
пример, рост пленок хрома осуществляется при энергиях менее
500 эВ. Известно, что межфазные образования и кинетика роста
пленки определяются кинетической энергией ионов, попадаю-
щих на подложку. Поэтому регулируя энергию ионного потока,
можно эффективно управлять процессом роста и качеством
пленки.
При термическом методе вакуумного напыления покрытий
конденсирующиеся атомы имеют энергию, не превышающую
0,3 эВ. Для активации протекающих в ходе конденсации про-
цессов обычно нагревают подложку. Ее температура является
одним из основных параметров, определяющих структуру плен-
ки и адгезию ее к подложке. Для получения высококачественных
пленок абсолютная температура подложки составляет 0,3—0,5
от температуры плавления осаждаемого материала.
В ионном пучке энергия частиц значительно выше, что позво-
ляет получать пленки с хорошей адгезией на неподогреваемых
подложках. Процессы конденсации в сравниваемых методах от-
личаются уже на первых стадиях (образовании зародышей).
Размеры зародышей в случае ионного осаждения меньше, а их
количество на единице поверхности больше. Сплошность пленки
достигается при меньших толщинах.
Однако этому методу присущи и недостатки. Так, продолжи-
тельность осаждения пленок заметно превышает время всех дру-
гих известных процессов нанесения покрытий. Сложность и высо-
кая стоимость оборудования, необходимость в обеспечении сверх-
193
chipmaker.ru
высокого вакуума в рабочей камере — все это ограничивает
применение метода выполнением специальных процессов в мик-
роэлектронике.
На рост гомо- и гетероэпитаксиальных пленок влияют такие
факторы, как энергия ионов, ориентация поверхности подложки,
распределение плотности тока по сечению пучка, состав остаточ-
ных газов и температура поверхности подложки. Исследования
процесса роста пленок методом просвечивающей электронной
микроскопии, а также свойств пленок с помощью масс-спектро-
метра вторичных ионов и электронного оже-спектрометра позво-
лили сделать следующие выводы. Слипание и образование ост-
ровков серебра и цинка как стадии начала роста зависят от плот-
ности дислокаций на подложке. Плотность дислокаций становит-
ся высокой, когда осаждение происходит при относительно
большой энергии ионов или же когда оно проводится на плос-
кость с плотной упаковкой.
Ионы с большой кинетической энергией формируют глубокий
диффузионный слой. Это же явление наблюдается и для плоско-
стей с плотной упаковкой. Образование глубоких диффузионных
переходных слоев можно объяснить переносом осажденного
материала через дислокационные ядра или точечные дефекты
Френкеля. По сравнению с другими методами нанесения пленок
осаждение из сепарированного потока характеризуется малыми
скоростями процесса.
В качестве примеров подобных процессов можно назвать ионно-лучевое
осаждение различных материалов со скоростями порядка единиц и десятков
нанометров в секунду. Так, алмазоподобиые углеродные пленки выращивали
со скоростью 5 нм/с на монокристаллических подложках кремния, а также на
пластинах из нержавеющей стали и стекла.
Из плазмы тетраметилолова осаждали пленки 0-олова со скоростью ро-
ста 10 нм/с.
В процессе осаждения иоиов хрома с энергией 250 эВ за 7 мии получена
хромовая пленка толщиной 78 нм. По расчетам же эта толщина должна бы-
ла равняться 329 им, поэтому сделан вывод, что коэффициент конденсации
хрома в данном режиме не превышает 24%.
Пленки пермаллоя толщиной 25 нм выращиваются в течение 2 ч при от-
носительно малых плотностях ионного тока.
Для микроэлектронных устройств осваиваются процессы эпитаксиального
ионио-лучевого выращивания пленок кремния и арсенида галлия.
Весьма перспективно использование в качестве исходных материалов раз-
личных металлоорганических соединений, например тетраэтоксисилана
(C2H5O)4Si, тетрабутоксититана (С4Н9О)4Т1 и триизопропоксиалюминия
(С3Н7О)зА1.
§ 6.2. ОБОРУДОВАНИЕ ИОННО-ЛУЧЕВОГО ОСАЖДЕНИЯ
ПЛЕНОК
Основные узлы типовой установки ионно-лучевого осаждения
пленок представлены на рис. 6.1. Установка включает ионный
источник, систему вытягивания, ускорения и формирования ион-
194
ного пучка, масс-сепаратор в виде секторного магнита или
фильтра Вина, систему замедляющих линз, рабочую камеру и
вакуумную систему.
Источником ионов является тлеющий разряд с напряжением
около 500 В, зажигаемый между термокатодом и испарителем-
анодом. Предусматривается разогрев испарителя дополнитель-
ной спиралью. Давление паров поддерживается в диапазоне
Ю-1—10~2 Па. Стабильное горение разряда обеспечивается
эмиссией термоэлектронов с катода и наложением внешнего
Рис. 6.1. Схема ионно-лучевой установки для осаждения пленок из сепа-
рированных потоков:
J — ионный источник; 2 — испаритель; 3 — катод; 4 — катушка электромагнита; 5 —
анод; 6 — вытягивающий электрод; 7 — диафрагма для осуществления дифференци-
альной откачки; 8 — одиночная электростатическая линза; 9 — ионный поток; Ю —
секторный постоянный магнит; 11— выходная щель; 12 — замедляющая лннза; 13 —
цилиндр Фарадея нли подложка; 14 — камера подложек; 15 — подложка; 16—патру-
бок вакуумной системы
магнитного поля с индукцией В — 0,014-0,1 Тл на зону разряда.
Магнитное поле увеличивает протяженность траекторий электро-
нов и повышает эффективность ионизации атомов рабочего ве-
щества. Для извлечения ионов из плазмы тлеющего разряда в
аноде имеется отверстие, в которое «провисают» линии электри-
ческого поля. Это поле создается вытягивающим электродом-
экстрактором, находящимся под напряжением в несколько кило-
вольт относительно разрядной камеры. Источник такого типа
обеспечивает значительную силу ионного тока и характеризуется
небольшим разбросом ионов по энергиям. Ионы следуют по сило-
вым линиям электрического поля в зазоре анод — экстрактор и
формируются в высоком вакууме (10 4—10 5 Па) в цилиндриче-
ский поток.
По мере движения потока происходит его расширение. Для
фокусировки пучка используется одиночная электрическая лин-
за. При диаметре потока 10 мм и фокусном расстоянии линзы
15 мм сферическая аберрация не превышает 2,7 мм.
195
При вхождении пучка в область однородного магнитного по-
ля, создаваемого секторным магнитом, начинается его разделе-
ние по отношениям масс ионов к их зарядам. Это позволяет вы-
делить ионы только необходимого для выращивания пленки
вещества. Радиус траекторий различных типов однозарядных
ионов определяется по формуле
143,95- КН
В
где Mt — масса иона, а. е. м; В — магнитная индукция, Тл;
Пвыт — вытягивающее напряжение, В.
Радиус траекторий ионов в таких установках обычно г=»1,5-?-
2 м, а секторный угол магнита составляет 3—5°.
Выделенный ионный поток через выходную щель шириной
5—6 мм попадает в систему замедления. Это наиболее сложная
система установки. Она должна обеспечить снижение энергии ио-
нов до единиц электрон-вольт без значительного расширения по-
перечного сечения пучка. Система замедления представляет со-
бой комбинацию электростатических линз с возрастающим от 7
до 67 мм диаметрами апертурных отверстий. Фокусное расстоя-
ние линз должно быть малым. В частности, в установках исполь-
зуют линзы с фокусным расстоянием 50 мм ,и небольшой сфери-
ческой аберрацией (примерно 1,4-10~2 мм). Регулируя потенциа-
лы на электродах линзы и подложке, можно уменьшить
кинетическую энергию ионов до значений ниже 30 эВ. Напряже-
ния на электроды системы замедления подаются через делитель,
являющийся нагрузкой высоковольтного источника.
При ускоряющем напряжении 15 кВ и силе ионного тока
100 мкА угловое расхождение ионного пучка не превышает
0,1 рад. Пролетная длина для ионов равняется примерно 2 м.
Замедленный до 30 эВ пучок имеет диаметр пятна 7 мм и плот-
ность тока для ионов серебра и цинка порядка 10~3—
10~2 мкА/мм2.
К установкам осаждения пленок из сепарированных ионных
потоков предъявляются жесткие требования по обеспечению
высокого вакуума, особенно в камере с подложками. Достаточ-
но сложной высоковакуумной системой оборудуется, например,
установка, использующая для сепарации ионов фильтр Вина.
В ней рабочая камера откачивается турбомолекулярным и тита-
новым испарительным насосами. Общая быстрота откачки каме-
ры превышает 1000 л/с. Состав остаточных газов контролируется
квадрупольным масс-спектрометром. Ионный пучок попадает в
рабочую камеру через прямоугольную щель в диафрагме с раз-
мерами 4X40 мм. Ее газовая проводимость не более 0,15 л-Па/с.
Ионный источник откачивается отдельно диффузионным насо-
сом с ловушкой, охлаждаемой жидким азотом. Быстрота откачки
камеры ионного источника— 100 л/с, при этом непосредственно
196
источник после предварительной откачки откачивается через от-
верстие в аноде. Если рабочее давление в источнике составляет
10-1Па, то в камере ионной пушки оно поддерживается на уровне
10~5 Па, в камере подложек — около 10-6 Па при работающем
испарительном насосе. Эффективная быстрота откачки этой ка-
меры в процессе осаждения пленок составляет 500 л/с. Так как
между камерой ионной пушки и рабочей камерой в установке
предусмотрен затвор, то все работы по смене деталей источника
или подложек в рабочей камере можно выполнять без напуска
атмосферного воздуха в остальные части установки.
После запуска ионного источника и его обезгаживания пре-
дельный вакуум, достигаемый в камере ионной пушки, составля-
ет 10~® Па. Такая степень вакуума достигается без прогрева этой
камеры. В зависимости от рода рабочего газа и ионизируемого
материала в процессе работы источника устанавливается давле-
ние в диапазоне от 10-5 до 10~® Па.
Выбор в качестве средства откачки турбомолекулярного насо-
са обусловлен требованием наличия чистой остаточной газовой
среды. Одиако такой насос плохо откачивает легкие газы. Так
как водород является основным компонентом остаточной среды
после прогрева узлов установки до 200°С, то между турбомоле-
кулярным и форвакуумным насосами устанавливается дополни-
тельный диффузионный. Этот насос включается только после за-
пуска турбомолекулярного, что предотвращает проникновение
паров масел в камеру с подложками. Комбинация турбомолеку-
лярного насоса с диффузионным снижает парциальное давление
водорода в камере в 2 раза. Дальнейшее снижение давления
обеспечивалось сорбцией водорода пленкой титанового распыли-
тельного насоса.
Совместная работа всех насосов позволяет поддерживать ва-
куум на уровне 10~6—10-7 Па. Поданным масс-спектрометричес-
кого анализа в составе остаточных газов присутствует водород с
парциальным давлением 1,5-10-7 Па и пары воды с давлением
10~8 Па (другие компоненты не регистрируются выбранным ти-
пом масс-спектрометра).
Особенностью рассматриваемой установки является фильтр
скоростей (сепаратор Вина) и упрощенная система торможения
(рис. 6.2). В ионном источнике поддерживается низковольтный
дуговой разряд, что обеспечивает извлечение ионного пучка боль-
шой силы тока с малым разбросом по энергиям (примерно
24-10 эВ). Фильтр Вина позволяет выделять из пучка ионы с
массовыми числами от 2 до 200 а. е. м. Энергия ионов—до 5 кэВ,
а сила тока в пучках — до 100 мкА.
С целью увеличения ресурса ионного источника при исполь-
зовании для напыления исходных твердых материалов в нем ис-
пользуется печь с омическим нагревом. При этом предусмотрена
загрузка материала без разгерметизации всей системы. Это поз-
воляет легко регулировать скорость испарения материала и ста-
197
билизировать форму разряда в течение длительного периода
работы.
В таком источнике получены потоки ионов чистых металлов,
при этом для создания ионных потоков магния и свинца не тре-
буется напуска специальных рабочих газов. Однократная загруз-
ка навески свинца в печь обеспечивает непрерывную работу ис-
точника ионов в течение свыше 100 ч.
Ионный поток вытягивается путем подачи (при заземленном
вытягивающем электроде) потенциала до 4 кВ на камеру дуго-
вого разряда.
Рис. 6.2. Схема ион ио-лучевой установки с сепарацией иоиов в филь-
тре Вина:
1 — корпус ионного источника; 2 - изолятор; 3 — термоотводящий фланец;
4 — трубопровод иапуска газа; 5 — печь с испаряемым веществом; 6 — камера
дугового разряда; 1 — электростатическая линза; 8 — диафрагма; 9 — патрубок
высоковакуумиой системы откачки; 10— вертикальные отклоняющие пласти-
ны; // — фильтр скоростей (фильтр Вина); 12 — вакуумный затвор; 13—
входная щель (шириной 4 мм); 14 — патрубок системы откачки камеры под-
ложек; 15 — подложка; 16 — держатель подложки; 17 — устройство для опре-
деления формы сечения ионного пучка; 18— камера подложек; 19—изолятор;
20 — змиттер электронов; 21 — отверстие (диаметром 4 мм) в электроде, за-
держивающем нейтральные частицы и тормозящем поток ионов; 22 — откло-
няющая система
После фокусировки и корректировки направления в фильтре
скоростей пучок разделяется по массам ионов, а также происхо-
дит формирование его поперечного сечения. Постоянное напря-
жение, подаваемое на два электрода фильтра, регулируют таким
образом, чтобы с учетом развертки магнитным полем можно бы-
ло разделять ионы по массам в диапазоне 1—450 а. е. м. Этот
диапазон достаточен для нанесения пленок самых различных ма-
териалов. Для осаждения пленок на большие площади подложек
удобно использовать свойство фильтра Вина фокусировать поток
исходного круглого сечения в линию.
На входе в камеру подложек установлена диафрагма, через
круглое отверстие которой проходят только ионы, отклоненные
электростатической системой. Нейтральные частицы оседают на
198
диафрагме, находящейся ближе к фильтру скоростей. Отверстие
в диафрагме благодаря его малым размерам позволяет также
осуществлять дифференциальную откачку камеры. Ось отверстия
смещена относительно оси фильтра скоростей на 5 мм. При об-
щей длине дрейфового пространства 180 мм разрешение по мас-
сам Л4/ДЛ4 = 10.
Торможение ионного потока происходит в пространстве перед
тормозящей пластиной и подложкой, на которые подается напря-
жение, немного меньше, чем напряжение на разрядной камере.
В таких условиях энергия ионов перед осаждением на подложку
определяется их зарядом и этой разностью напряжений. При
весьма низких энергиях ионов (ниже 20 эВ) поперечная состав-
ляющая скорости вызывает расширение ионного потока, вслед-
ствие чего теряется значительная часть (более 30%) .ионов.
Пройдя через отверстие в задерживающей диафрагме, пучок
движется в тормозящем электрическом поле между этим электро-
дом и подложкой. Сначала он сильно фокусируется линзой, кото-
рой является отверстие в задерживающей пластине, а затем рас-
ширяется под действием собственного объемного заряда. При
энергиях ионов 100—300 эВ фокусное расстояние такой линзы
составляет 5—15 мм, поэтому расстояние между тормозящей
пластиной и подложкой обычно не превышает 10 мм.
С целью нейтрализации поверхностного заряда на диэлектри-
ческих подложках, а также и самого ионного потока перед дер-
жателем подложек установлен термоэмиттер электронов.
На основе измерений количества вещества, осевшего на тор-
мозящей пластине и подложке, при работе с ионами Mg+ и РЬ+
было сделано заключение, что оптимальная энергия для получе-
ния тонких пленок магния и свинца на угольных подложках со-
ставляет 70—75 эВ.
В отечественной промышленности имеются установки для контролируе-
мого выращивания тонкопленочных структур на основе масс-сепарированных
пучков, в частности нонов кремния. Ее ионный источник обеспечивает макси-
мальную силу тока 10 мА при наибольшем ускоряющем напряжении до 35 кВ.
Разброс ионов по энергиям не превышает 100 эВ.
Для сепарации по массам применен статический способ с неоднородным
магнитным полем. Угол поворота ионов в поле составляет 110° при радиусе
поворота 300 мм. Достигаемое разрешение Л1/ДЛ1~50. Для торможения ионов
перед подложкой используется иммерсионная линза, снижающая энергию ио-
нов до 100 эВ. Плотность тока на подложке — до 1 мА/см2.
В камере помещается одна подложка с площадью для наращивания плен-
ки 1 см2. Подложку можно вращать вокруг оси системы на углы до 320°.
При необходимости ее можно нагревать до 800°С с погрешностью поддержа-
ния температуры ±ГС.
Установка позволяет работать также и с молекулярными пучками, гене-
рируемыми тремя источниками. Температура в этих источниках регулируется
от 300 до 1300°С с погрешностью ±1°С. Давление в приемной камере поддер-
живается на уровне 10~7 Па при упругости паров рабочего вещества в источ-
нике «1 Па. Для контроля структуры выращиваемой пленки на установке
смонтирован дифрактометр быстрых электронов с энергией до 200 кэВ. Диа-
метр электронного пучка — не более 200 мкм. Общие габариты установки
5800X3500X2200 мм, потребляемая мощность — до 25 кВт.
199
chipmaker.ru
На установках ионно-лучевого осаждения пленок можно выполнять раз-
личные процессы выращивания сверхчистых бездефектных покрытий, часто с
уникальными характеристиками. Такие покрытия обладают повышенной изно-
состойкостью, коррозионной стойкостью, высокими усталостными характери-
стиками. Наиболее перспективно их применение в микроэлектронике (пленоч-
ные конденсаторы, активные слоистые структуры, резисторы), при изготовле-
нии твердотельных лазеров и т. д.
§ 6.3. ВАКУУМНО-ДУГОВОЙ МЕТОД ОСАЖДЕНИЯ ПОКРЫТИЙ
ИЗ ПЛАЗМЫ МАТЕРИАЛОВ ЭЛЕКТРОДОВ
В различных отраслях промышленности успешно используются
технологические процессы с применением низкотемпературной
плазмы, получаемой в плазматронах, работающих при атмосфер-
ном давлении. С помощью плазменной технологии осуществляют
сварку, резку, наплавление, нанесение покрытий, переплав ме-
таллов и т. д. Однако известные методы имеют ряд принципиаль-
ных ограничений. В плазматронах обычно получают низкотемпе-
ратурные потоки плазмы газов с энергией частиц до 10 эВ. Такая
плазма используется в основном для термических операций с
попутной транспортировкой частиц различных веществ. Так, при
наплавлении покрытий плазменный поток расплавляет наноси-
мый материал и в виде мелких капель переносит их на обраба-
тываемую поверхность. Покрытие, сформированное из макрочас-
тиц, оказывается пористым и недостаточно прочно сцепленным
с подложкой.
В электронной же технике широко применяется метод нане-
сения покрытий термическим испарением напыляемого материа-
ла в вакууме с его последующей конденсацией на поверхность.
Энергия конденсирующихся частиц в этом случае не превышает
0,1—0,3 эВ. Хотя здесь покрытие формируется уже из отдельных
атомов, их малая энергия не позволяет получать хорошего сцеп-
ления пленок с поверхностью. Нейтральные атомарные потоки не
поддаются фокусировке, частицы движутся во всех направлениях
от испарителя, что приводит к значительным потерям материала.
Испарение тугоплавких металлов можно производить только на
специальных электронно-лучевых установках, стоимость которых
достаточно высока.
Недостатков рассмотренных методов лишены устройства
плазменной технологии, работающие на принципах плазменных
ускорителей (ПУ). В них используется вакуумная дуга — сильно-
точный низковольтный разряд, реализуемый в глубоком вакууме
и развивающийся в парах материала эродирующего электрода
[13, 41, 42, 43].
В плазменных ускорителях генерируются потоки частиц с
большими скоростями (до 105 м/с) и энергиями (до 10—100 кэВ)
с возможностью 'регулирования указанных величин в широких
пределах. Коэффициент использования материала может быть
близок к 100%. Доля ионов в общем потоке, характеризуемая
степенью ионизации а потока, также высока (а = 604-95%).
200
Ионы различных веществ могут вступать в интенсивные химиче-
ские взаимодействия с рабочими газами, что позволяет формиро-
вать покрытие из оксидов, нитридов, карбидов и других соедине-
ний. Так как процесс осуществляется в высоком вакууме, то
можно наносить чистые покрытия из всех токопроводящих ве-
ществ, включая углерод. Вакуум является активной защитной
средой, не только предотвращающей окисление металлов и спла-
вов, но и снижающей количество вредных примесей в покрытиях
за счет удаления летучих примесей, термического разложения и
дегазации.
Подавая ускоряющий ионы потенциал на держатель покры-
ваемой подложки, можно регулировать энергию осаждающихся
частиц. При достаточно большой энергии они могут проникать в
приповерхностные слои материала и обеспечивать высокие адге-
зионные свойства покрытия. Очистка поверхности перед началом
выращивания пленки также достаточно просто реализуется в
этих устройствах.
В ПУ стабильное горение дугового разряда поддерживается
испарением материала электродов, в частности катода. Послед-
ний может быть либо холодным (охлаждаемым), либо горячим.
В первом случае дуга горит в виде отдельных катодных пятен,
перемещающихся по поверхности катода со скоростью 102 м/с.
Диаметры пятен не превышают обычно нескольких микрометров,
а плотность тока в них составляет I06—107 А/см2. Во втором слу-
чае дуга горит на всей поверхности катода, а его температура
может приближаться к температуре плавления материала.
Ионы металла генерируются в виде высокоскоростных катод-
ных струй с торцевой поверхности в результате эрозии металла.
Компоненты плазменных струй распространяются изотропно в
полусфере над поверхностью катода. Каждое катодное пятно
включает в себя эмигрирующий электроны и атомы участок, об-
ласть катодного падения потенциала, в которой сосредоточен
положительный пространственный заряд, и наиболее ярко светя-
щуюся часть — область ионизации. Продукты эрозии катода
содержат микрокапельную (с размерами до нескольких микро-
метров), паровую и ионизованную фазы. Каждая из фаз харак-
теризуется различными скоростями разлета. Обычно доля ми-
крокапельной фазы не превышает 1%, однако ее наличие может
ухудшить качество тонких пленок.
Если центральный электрод торцевого ускорителя включить
анодом и пропускать через дугу импульсный ток силой до не-
скольких сотен ампер и длительностью импульсов 10~4— I0-3 с,
то можно осуществить анодную форму дуги. Импульсный разряд
тогда стабилизируется собственным азимутальным магнитным
полем на торцевой поверхности центрального анода в основном
в продуктах его испарения. При достижении удельных мощностей
разряда 106—5-10® Вт/см2 появляется возможность перехода к
квазистационарному процессу эрозии анода. При этом роль теп-
201
chipmaker.ru
лопроводности материала электрода становится несущественной
и вся энергия, выделяемая на аноде, затрачивается на испаре-
ние. Скорость испарения достигает значения 5-102—
2-103 г/(см2-с). Процесс по своим параметрам становится иден-
тичным процессу, протекающему при воздействии сфокусирован-
ного излучения мощного лазера.
Пятно на аноде относительно малоподвижно, удается осуще-
ствить равномерный подвод энергии с высокой плотностью, от-
сутствует охлаждающий эффект вследствие эмиссии электронов,
а эрозия катода оказывается в этих условиях незначительной.
Время установления стационарного режима испарения по по-
рядку величины должно совпадать с временем образования про-
гретого слоя толщиной b=qa/vc, где qa— плотность мощности
на аноде, a vc — равновесная скорость фронта тепловой волны
на фазовой границе.
Для зажигания в вакууме сильноточного низковольтного раз-
ряда в парах материала электрода необходимо инициировать ду-
гу. Для этого в промежутке катод—анод при включенном на
нем напряжении следует на короткое время создать проводящую
среду. Исследования процессов возникновения дуги показали, что
единственным существенным фактором, создающим ситуацию
вакуумного пробоя, является автоэлектронная эмиссия электро-
нов с катода. Условия для такой эмиссии могут возникнуть при
наличии у поверхности катода плазменного облака — плазма
обеспечивает создание в прикатодной области такой локальной
напряженности электрического поля, при которой возникает ав-
тоэлектронная эмиссия.
Плазменное облако можно получить различными способами.
Часто в устройствах механически создают контакт двух электро-
дов, например катода и электрода вспомогательного разряда.
В точке контакта проходит ток большой силы, при этом происхо-
дят быстрый разогрев зоны контакта, плавление и испарение ме-
талла. Выделяющейся теплоты достаточно для термической
ионизации паров. При разрыве контактов, длящемся около
0,01 с, возникает плазменное облако, ионы которого инициируют
выход электронов из катода. Последние ускоряются к аноду и
инициируют зажигание основной дуги в промежутке катод —
анод.
Другой способ зажигания дуги — пропускание тока между
электродами по поверхности изолятора, на которую заранее
нанесена тонкая проводящая пленка. Эта пленка испаряется и
ионизируется в зоне пробоя. Аналогично зажигается дуга при
взрыве .тонкого проводника, перемыкающего электродный про-
межуток.
Если в узле поджига дуги использовать гидрид титана, вы-
деляющий при нагреве водород, то для зажигания дуги доста-
точно кратковременного импульсного разогрева детали из гид-
рида титана. Выделившееся малое количество водорода в меж-
202
электродном пространстве достаточно для возникновения
разряда и перехода его в дугу. Водород затем легко поглощает-
ся титановым геттером и вакуум полностью восстанавливается
после зажигания дуги.
Известны также методы поджига дуги сфокусированным на
поверхность катода лучом лазера .или подачей специальной
плазменной струи в зону с повышенной напряженностью элек-
трического поля.
После поджига дуга горит, образуя на электродах хаоти-
чески перемещающиеся микропятна. С целью стабилизации го-
рения дуги на торцевой поверхности катода и предотвращения
ее ухода на боковую поверхность в технологических генерато-
рах плазмы используют цилиндрические экраны. Они обычно
изготовляются из материала с высокой магнитной проницаемо-
стью и устанавливаются с зазором в 1—2 мм от катода на уров-
не его торца. Пятна в такой конструкции существуют только
на торце катода.
Катодные пятна можно стабилизировать и с помощью внеш-
него магнитного поля. В однородном магнитном поле ток, про-
текающий через пятна, взаимодействует с компонентами маг-
нитного поля, одна из которых направлена под острым углом к
поверхности катода. В результате взаимодействия наблюдается
перемещение катодного пятна в направлении острого угла, об-
разованного силовыми линиями магнитного поля с поверхностью.
Внешнее магнитное поле воздействует и на весь объем плазмен-
ных струй, выходящих из генератора плазмы в виде факела. По-
ле вызывает вращение плазмы, фокусировку факела по оси
ускорителя, позволяет изменять направление факела и доуско-
рять плазму за счет взаимодействия азимутального холловского
тока в ней с радикальной компонентой магнитного поля.
§ 6.4. ВАКУУМНО-ДУГОВОЕ ОБОРУДОВАНИЕ
Типовая схема технологической вакуумно-дуговой установки при-
ведена на рис. 6.3.
Установки отличаются друг от друга методами электромаг-
нитной стабилизации катодных пятен; они могут иметь совме-
щенные и раздельные системы генерации и ускорения плазмы
(одно- и двухступенчатые ускорители).
Рассмотрим схему и принцип действия одноступенчатого
торцевого плазменного ускорителя (рис. 6.4), устанавливаемого
внутри вакуумной камеры с давлением р^ 10~3 Па. Он пред-
ставляет собой коаксиальную систему электродов с охлаждае-
мыми катодом и анодом. Ускорение плазмы происходит во внеш-
нем аксиально расходящемся магнитном поле. Ускорение может
осуществляться и в собственном азимутальном магнитном поле
при силах тока разряда более 103 А. Магнитное поле располо-
203
chipmaker.ru
Рис. 6.3. Схема вакуумной дуговой
установки:
1 — электроисточник питания дуги; 2 —
блок генерации рабочего вещества;
3 — узел поджига дуги; 4 — плазмат-
рон; 5 — ускоритель иоиов плазмы; 6 —
пространство транспортировки и управ-
ления потоком плазмы; 7 — обрабаты-
ваемый материал; 8 — устройство пере-
мещения обрабатываемого материала;
9 — вакуумная камера; 10 — источник
питания для подачи напряжения на
держатель обрабатываемого материала;
11 — контрольное устройство; 12 —- ваку-
умная система
женного снаружи анода электромагнита способствует стабилиза-
ции катодных пятен на торце катода (преимущественно в цент-
ральной зоне). При длительной работе катода его торцевая по-
верхность принимает форму, нормальную в каждой точке к
направлению магнитных силовых линий. Под действием магнит-
ного поля происходит и фокусировка плазменной струи в зоне
ускорения, а с ростом индукции — увеличение напряжения на
ускорителе, сопровождающееся возрастанием вольт-эквивалента
энергии, сообщаемой плазме. Для технологических ускорителей
эффективная фокусировка
вода
Рис. 6.4. Схема одноступенчатого тор-
цевого плазменного ускорителя:
1 — сменная эродирующая часть торцевого
катода; 2 — водоохлаждаемое основание
катода; 3 — цилиндрический экран; 4 — во-
доохлаждаемый анод; 5 — катушка электро-
магнита; 6— линии магнитного поля; 7 —
область ускорения иоиов плазмы; 8—под-
ложка; 9 — источник напряжения смеще-
ния подложки; 10 — электромагнит элек-
трода, поджигающего дугу; 11 — поджи-
гающий электрод; 12 —- источник питания
дуги
плазмы наблюдается уже
при магнитной индукции
(44-5) • 10 3 Тл. Процессы ге-
нерации плазмы в области
катодных пятен практически
не зависят от изменения ин-
дукции магнитного поля и
определяются только видом
материала катода. В зоне
ускорения аксиально рас-
ходящееся магнитное поле
имеет радиальную Вг и осе-
вую Bz составляющие, а кон-
центрация заряженных ча-
стиц здесь составляет поряд-
ка 1012 см~3 при температу-
ре электронов Те =14-10 эВ.
Параметр Холла, равный
произведению циклотронной
частоты электронов ые на
время Те между их столкно-
вениями, значительно превы-
шает единицу. Например при
магнитной индукции В=3-10*3 Тл параметр Холла «еТе=504-
150. Воздействие скрещенных радиального электрического и ак-
сиального магнитного полей при (оеТе2§>1 вызывает азимутальный
дрейф электронов и появление азимутального холловского тока
/<г Сила этого тока в ыете раз больше силы радиального тока
204
проводимости jr. Время жизни электронов и их ионизирующая
способность в этих условиях резко возрастают. В результате по-
вышается степень ионизации плазмы вследствие ионизации паро-
вой компоненты. Результатом взаимодействия холловского тока
Л с компонентой Вг магнитной индукции является сжатие плаз-
менного потока по направлению к оси z ускорителя под действи-
ем силы /7r=/<pBz. Это способствует более полному использова-
нию плазмы при коденсации ее ионов на подложке. Взаимодей-
ствие холловского тока с радиальной компонентой магнитной
индукции Вг вызывает эффект доускорения плазмы под дейст-
вием силы Fz—j^Br. Измерения подтверждают, что при В=(3-т-
-4-4)-10-3 Тл средняя энергия ионов увеличивается до 100—
150 эВ. Режим ускорения может регулироваться изменением
внешнего магнитного поля.
Кроме рассмотренных эффектов магнитное поле способствует
автосепарации капельной фазы. Вращение плазмы в магнитном
поле и возможная зарядка микрокапель до высокого отрицатель-
ного потенциала вызывают перемещение их на периферию плаз-
менного потока. Используя для осуществления технологического
процесса только центральную его часть, можно получить одно-
родные покрытия без дефектов.
Равномерность покрытия по толщине на значительной площа-
ди может быть обеспечена сканированием плазменного потока.
Это сканирование достигается, например, механическим покачи-
ванием соленоида электромагнита относительно оси торцевого
ускорителя.
Сменный торцевой катод и медный анод охлаждаются водой,
что позволяет эксплуатировать ускоритель длительное время в
непрерывном режиме при рассеиваемых на нем электрических
мощностях от сотен до нескольких тысяч ватт.
Вследствие неустойчивости вакуумной дуги в устройствах с
холодным катодом при малых токах разряда плазменные ускори-
тели в непрерывном режиме обычно эксплуатируются при мощ-
ностях более 1 кВт.
При средних мощностях менее 1 кВт целесообразно использо-
вать импульсные ускорители, в которых мощность в импульсе
можно поддерживать значительно выше уровня, необходимого
для устойчивого горения вакуумной дуги. При этом средний уро-
вень мощности Рэл определяется напряжением разряда Up сред-
ней силой тока в импульсе /Ср длительностью импульсов ти и их
частотой следования v:
^р^ cp^iF"
В импульсном ускорителе инициирование основного разряда
осуществляется с помощью уже описанного способа испарения
проводящей пленки, нанесенной на поверхность изолятора меж-
ду торцевым катодом и коаксиально расположенным анодом.
В процессе горения основного разряда пленка восстанавливается.
205
chipmaker.ru
Этот способ достаточно надежен и требует минимальных затрат
энергии. Оптимальным материалом для изоляторов является вы-
сокоглиноземистая керамика, а металлические электроды выпол-
няют из материала наносимого покрытия. Эрозия анода и изоля-
тора в разряде пренебрежимо мала. Расходуемый катод в про-
цессе работы с помощью пружины плотно прижимается к
внутреннему выступу в изоляторе, что обеспечивает автоматиче-
скую подачу катода по мере его расходования.
Параметры импульсного ускорителя должны выбираться с
учетом требуемого массового расхода катода, обеспечивающего
необходимую производительность выращивания покрытия. Для
инженерных оценок режимов используют соотношение
ASJUк,
где А — параметр эффективности процесса эрозии катода, за-
висящий от теплофизических свойств материала этого электро-
да; 5К—площадь торцевой поверхности катода; С7к = 2004-
500 В — напряжение на конденсаторе в выходной цепи форми-
рования импульса тока. Импульсная работа ускорителя обеспе-
чивается подачей управляющих импульсов требуемой частоты
на тиристор выходного каскада выпрямителя: длительность им-
пульсов ти= 10~24-10~5 с, сила тока в импульсе /ср=1-г-2 кА.
Импульсный режим существенно сокращает долю капельной фа-
зы в генерируемой плазме, что обусловлено термической и
механической инерционностью процесса каплеобразования. Рас-
ход плазмы рабочего материала легко регулируется изменением
частоты следования импульсов.
В конструкциях импульсных ускорителей с внешним магнит-
ным полем в аноде выполняют ряд продольных щелей, которые
способствуют проникновению магнитных силовых линий к катоду
и снижают силу наведенных токов в аноде. Анод для лучшего
инициирования разряда несколько выдвинут по направлению
плазменного потока относительно торца катода.
Следует иметь в виду, что даже при невысоких напряжениях
в цепь питания ускорения необходимо включать ограничиваю-
щее сопротивление, так как импеданс плазмы обычно не превы-
шает 10~2 Ом. Для автоматического регулирования импеданса
разрядной области вместо ограничивающего сопротивления в то-
ковую цепь ускорителя можно последовательно включить соле-
ноид. Осевая и радиальная составляющие индукции создаваемо-
го им магнитного поля обычно не превышает 0,05—0,1 Тл. Такое
включение соленоида приводит к самоограничению тока в им-
пульсе вследствие значительного роста импеданса плазмы. Угло-
вым смещением соленоида можно регулировать направление вы-
хода плазменной струи, отклоняя ее на углы до 30—40°.
Три варианта схемы одноступенчатых торцевых плазменных
ускорителей с анодами в виде конических сопл приведены на рис.
6.5. При работе ускорителей разряд диффузно распределен по
206
Рис. 6.5. Принципиальные схемы
холловского ускорителя непрерыв-
ного действия (а) н ускорителей
импульсного действия с конденса-
торным питанием (б) и с питани-
ем от сети переменного тока (в):
1 — блок питания поджига дуги; 2 —
поджигающий электрод с каналом для
подачи газа; 3— охлаждаемый анод;
4 — соленоид; 5 — баллон с рабочим
газом; 6 — подложка; 7 — коллектор
подачи реактивного рабочего газа; 8 —
выпрямитель для подачи смещения на
подложку; 9 — нагрузочное сопротивле-
ние; 10— экран; 11— источник пита-
ния основного разряда; 12— катод;
13— механизм подачи катода; 14 —
изолятор; 15 — магнитная система для
стабилизации пятна
поверхности анодов, мате-
риал которых практически
не эродирует. Подавая отри-
цательный потенциал на под-
ложку, можно дополнитель-
но ускорять ионную компо-
ненту потока, осуществляя
очистку ею поверхности или
легирование. Адгезия покры-
тия при этом значительно
возрастает.
Если в схеме холловского
ускорителя (рис. 6.5, а) от-
ключить соленоид и пода-
вать отрицательный потенци-
ал на подложку, то функции
генерации плазмы и ускоре-
ния ионов будут разделены.
Это позволит более эффек-
тивно управлять процессом
ускорения ионов, изменяя по-
тенциал поверхности под-
ложки. Такого вида схемы
называются двухступенчаты-
ми (рис. 6.6). Обычно пре-
дионизация вещества проис-
ходит в катодном пятне ва-
куумной дуги (первая сту-
пень), а доионизация и уско-
рение ионов — во второй сту-
пени, где реализуются раз-
ряд в скрещенных электриче-
ском и магнитном полях с
207
замкнутым холловским током. В схеме на рис. 6.6, а между внут-
ренней цилиндрической подложкой, являющейся катодом второй
ускоряющей ступени, и одним из электродов генератора плазмы
зажигается дополнительный высоковольтный разряд при напря-
жениях до нескольких тысяч вольт. Этот разряд существует в
скрещенных радиальном электрическом и аксиальном магнит-
ном полях. Электроды генератора плазмы установлены на од-
ной оси.
Рнс. 6.6. Принципиальные схемы двухступенчатых ускори-
телей с замкнутым дрейфом электронов:
/ — катод первой ступени; 2 — катод второй ступени; 3 — соленоид;
4 — анод первой ступени; 5 — источник питания генератора плазмы;
6 — источник питания ускорителя; 7 — магиитопровод; 8 — катод-
компенсатор; 9 — подложка
В схеме на рис. 6.6, б реализуется цилиндрический поток
плазмы с возможностью нейтрализации ионов, поступающих на
поверхность подложки. Плазма рабочего вещества генерируется
в первой ступени. Катодное пятно стабилизировано на поверхно-
сти кольцевого катода арочным магнитным полем. Дополнитель-
ная ионизация плазмы и независимое ускорение ионов происхо-
дят в кольцевом ускорительном канале, помещенном в попереч-
ное радиальное магнитное поле. Для ускорения ионов от
автономного источника подается регулируемое напряжение на
один из электродов первой ступени и катод второй ступени.
Термокатод-компенсатор находится под тем же ускоряющим
потенциалом. Использование термокатода-компенсатора позво-
ляет нейтрализовать ионный поток и эффективно наносить по-
крытия на диэлектрические поверхности.
Ускорители с двумя ступенями применяются для наращива-
ния покрытий из чистого ионного потока с регулированием энер-
гии ионов до 5-Ю2—103 эВ. При более высоких энергиях сильнее
проявляется эффект легирования приповерхностного слоя под-
ложки, на которую направлен ионный поток.
208
В рассматриваемых схемах двухступенчатых ускорителей
должны выполняться условия реализации эффективного процес-
са ускорения ионов и повышения степени ионизации плазмы:
«»Л»1; «^<1; \>Z, (6.D
где сое и и,- — соответственно циклотронные частоты электронов
'И ионов; те и Ti — время жизни электронов и ионов в разряде;
Ri .и Re — циклотронные радиусы иона и электрона; L — харак-
терный размер системы (расстояние между электродами); Zi—
длина свободного пробега нона.
Условие о)еТе^> 1 указывает на сильную замагниченность элек-
тронов и, следовательно, резкое ограничение их подвижности
вдоль радиуса в направлении электрического поля. В основном
электроны дрейфуют по азимуту, что вызывает появление хол-
ловского тока j<p по силе в и)Рте раз большего, чем сила радиаль-
ного тока проводимости. Именно этот ток вызывает доиониза-
цию плазмы, генерируемой первой ступенью. Ионы в плазме
должны практически не подвергаться воздействию магнитного
поля (ы{Т£<1; Ri>L) и без дононизацни (Z,>L) ускоряться
электрическим полем по направлению к поверхности мишени.
Энергию ионов можно регулировать, изменяя дополнительную
разность потенциалов между первой и второй ступенями, меж-
ду ускорителем и поверхностью мишени.
Дополнительная разность потенциалов оказывается сосредо-
точенной в пределах слоя дрейфующих электронов. Поперечный
размер слоя дрейфующих электронов равен по порядку цикло-
тронному радиусу электронов Re. Слой устойчив при изменении
в достаточно широких пределах и дополнительной разности
потенциалов, и режимов генерации плазмы в первой ступени.
Сила тока ускоренных ионов /2 в цепи поверхности конден-
сации хорошо соответствует скорости расхода рабочего вещест-
ва dm/dt при полной ионизации его атомов. С учетом кратности
0 их ионизации
/2=^
та та dt
где /1 — разрядный ток в первой ступени; тч — масса атома;
р= 10-44-4-10-5 г/Кл—коэффициент пропорциональности, оп-
ределяемый из соотношения dm/d/=p/|. Как следует из приве-
денного выражения, общую силу тока /2 и его плотность можно
регулировать, изменяя силу разрядного тока в первой ступени.
Энергию же ионов легко регулировать, ускоряя их дополнитель-
ной разностью потенциалов во второй ступени.
Условия (6.1) обычно выполняются при концентрации заря-
женных частиц в плазме катодного пятна 1011—1012 см-3; энер-
гия электронов в плазме 10—100 эВ и индукции магнитного по-
ля 0,01—0,1 Тл. •
Для эффективного разделения потоков заряженных и нейт-
209
Р.ис. 6.7. Схема обращенного плаз-
менного ускорителя с замкнутым
дрейфом электронов:
1 — катод; 2 — источник питания ваку-
умной дуги; 3 — соленоид испарителя;
4 — подложки; 5 — керамический изоля-
тор; 6 — соленоиды рабочей камеры;
7 — патрубок вакуумной системы; 8 —
экран; 9 — источник напряжения сме-
щения держателя подложек
ральных частиц с целью нанесения пленочных покрытий, а также
для исключения попадания капельной фазы на подложки разра-
ботаны обращенные плазменные ускорители с замкнутым дрей-
фом электронов. На рис. 6.7 приведена принципиальная схема
такого ускорителя. Дуговой разряд зажигается в вакууме между
торцевым сменным катодом и стенкой рабочей камеры, выполня-
ющей роль анода. Разряд диф-
фузно распределен по поверх-
ности камеры. Катодное пятно
удерживается на торцевой по-
верхности катода магнитным
полем соленоида испарителя.
Энергия электронов в плазме
дугового разряда составляет
несколько электрон-вольт. Да-
же в небольших магнитных по-
лях с индукцией В»10“3 Тл
ларморовский радиус электро-
нов существенно меньше разме-
ров камеры. При .наложении
магнитного поля поперечная
проводимость плазмы в цепи
катод — стенка камеры резко
уменьшается. Электрическое
поле проникает в плазму малой
плотности с относительно хо-
лодными электронами. Это по-
зволяет с его помощью управ-
лять траекторией и энергией ионов, извлекаемых из плазмы. В
первом приближении движение ионов определяется распределе-
нием напряженности электрического поля в системе. Располагая
подложки на изолированной от камеры крышке в плоскости ка-
тода и подавая на крышку отрицательный потенциал в несколь-
ко десятков вольт, можно осуществить эффективное осаждение
покрытия из ионов плазмы. В скрещенных электрическом и маг-
нитном полях сила тока ионов составляет 7—10% от силы тока
дуги. При нанесении пленок титана удается осадить на подлож-
ки до 35—40% испаренного материала при отсутствии в покры-
тиях микрочастиц.
Для питания плазменных ускорителей, имеющих в качестве
генератора рабочего вещества дуговой разряд, требуются источ-
ники питания дуги с относительно большими силами тока (80—
500 А). При этом они должны удовлетворять следующим основ-
ным требованиям: 1) статическая характеристика дуги должна
пересекаться с внешней характеристикой источника, т. е. дол-
жно выполняться условие С7ист = {/Дуги; 2) источник питания
должен быстро реагировать на изменение тока и напряжения
на дуге, т. е. время восстановления напряжения от нулевого зна-
210
чения в момент короткого замыкания до напряжения повторно-
го зажигания дуги, равного 25 В, не должно превышать 0,05 с.
Динамические свойства источника питания в основном опреде-
ляются взаимной индуктивностью обмоток возбуждения, каче-
ством сердечника и обмоток трансформатора.
Для работы дуговых установок можно использовать сварочные трансфор-
маторы, выпрямители илн преобразователи, серийно выпускаемые промыш-
ленностью, например трансформаторы СТЭ-24у, СТЭ-34у, СТН-350, ТС-300,
ТД-500, ТСК-300; выпрямители ВД-301, ВКЗ-500, ТСК-300, преобразователи
ПСО-500 и др. Для получения падающей характеристики источника и регули-
ровки тока дуги применяют балластные реостаты типа РБ (РБ-201, РБ-301,
РБ-501).
Устамовки с плазменными ускорителями, предназначенные для нанесения
покрытия на изделия машиностроения, разработаны в МВТУ им. Н. Э. Баумана
(«Пуск-ЭМ», «Комби-Пуск», «Би-Пуск»), в Харьковском физико-техническом
институте («Булат») н др.
Широкое применение вакуумно-дугового метода нанесения
покрытий обусловлено его значительными преимуществами пе-
ред многими известными способами осаждения пленок. Так, этот
метод универсален, т. е. с его помощью можно наносить пленки
из любых проводящих материалов, а используя составные като-
ды,— получать соединения с требуемым содержанием компонен-
тов. Кроме того, можно использовать ускорители с несколькими
катодами из различных материалов, в частности тугоплавких, с
целью нанесения пленок сложного состава. Ведение процесса в
высоком вакууме позволяет получать пленки высокой чистоты,
содержание примесей в которых определяется лишь технически
достижимой глубиной вакуума и чистотой исходного материала
катода. Распыляя геттер на поворотную заслонку или стенку ка-
меры перед началом основного технологического процесса, мож-
но с помощью ПУ улучшить вакуум, повысив тем самым чистоту
наносимых пленок. Плазменный ускоритель с титановым като-
дом можно использовать и как высокоэффективный вакуумный
насос с регулируемой скоростью откачки, обеспечив в установке
предварительное разрежение 10-1 Па.
Так как количество извлекаемого из катода материала про-
порционально заряду, переносимому дугой, то можно точно ре-
гулировать скорость нанесения покрытия изменением силы тока
дуги.
Дополнительная магнитная система из одного или нескольких
соленоидов, располагаемых снаружи вакуумной камеры, позво-
ляет управлять плазменным потоком, направляя его на любые
выбранные участки подложки и обеспечивая равномерность тол-
щины слоя.
Регулируемая до высоких значений энергия ионов из плаз-
менного потока позволяет получать покрытия с большой адгези-
ей к подложкам. В некоторых случаях существенной становится
безынерционность процесса. Она обеспечивается практически
мгновенным (10~7 с) включением и выключением потока плазмы.
211
chipmaker.ru
Если осуществлять непрерывную подачу катода в торцевом
ускорителе по мере его расходования, то этим можно значитель-
но повысить рабочий ресурс системы и, следовательно, использо-
вать ПУ в автоматических линиях.
В изделиях микроэлектроники важна сплошность пленок при
малых их толщинах. Получению таких бездефектных пленок
способствует высокая степень ионизации плазменного потока,
когда агломерация зародышей и образование сплошного покры-
тия протекают на первых стадиях формирования пленок.
Т аблица 6.1
Металл I А пор» dm — , г/Кл di?
Алюминий 60 1,25-10—»
Медь 90 1,165-10-»
Никель 98 1,0-1 о-4
Титан 130 0,5-10-4
Вольфрам 350 0,6-io—»
Регулируя парциальное давление реактивных газов (кислоро-
да, азота, углеродосодержащих газов) внутри вакуумного кол-
пака установки в диапазоне давлений 1—104 Па, выращивают
оксидные, нитридные и карбидные покрытия с требуемой сте-
хиометрией, Это позволяет в одном процессе наносить как
проводящие, так и изолирующие слои. Осаждение защитных по-
крытий и изменение свойств поверхностных слоев материалов
позволяют получать значительный экономический эффект благо-
даря тому, что расход рабочего газа при этом ничтожно мал.
Расход должен быть такой, чтобы только обеспечить непрерыв-
ное поддержание парциального давления внутри вакуумного
колпака установки. Для осаждения металлических покрытий ра-
бочего газа не требуется.
Система в целом экономична. Применение в ПУ низковольт-
ной (60—100 В) системы питания, простота конструкции рабоче-
го узла, быстрота и простота смены катода и операция включе-
ния — выключения обеспечивают возможность обслуживания
установки оператором низкой квалификации. Технологичность
процесса осаждения с помощью ПУ позволяет использовать для
его управления ЭВМ.
Технологические режимы нанесения покрытий зависят от при-
роды наносимого материала. Каждый материал имеет свои поро-
говые силы тока, при значении меньше которых дуговой разряд
переходит в диффузный. При превышении силой тока порогово-
го значения возрастает количество микрокапель в продуктах эро-
зии материала катода, что может быть причиной дефектов, осо-
бенно в тонких пленках. Поэтому важной задачей является уста-
212
новление этого порогового значения. Для большинства металлов
силу порогового тока можно удовлетворительно определить по
выражению
/1ЮР=О,52.1О-37КУТ;
где Тк — температура кипения, °C; Z— теплопроводность,
Вт/(м-К).
В табл. 6.1 приведены пороговые силы тока для наиболее ши-
роко применяемых металлов, а также соответствующие им отно-
шения массового расхода к заряду.
Для примера приведем типовые технологические режимы
двух установок. Торцевой холловский ускоритель плазмы с эро-
зией катода работает при потребляемой мощности 1—10 кВт,
напряжении на дуге 20—50 В, силе тока дуги 50—600 А, индук-
ции магнитного поля в области катода 10-2 Тл, плотности ионно-
го тока в струе плазмы 10-2—10-’ А/см2, энергии ионов 10—
500 эВ, скорости наращивания покрытия (возможность регули-
ровки) 10-2—40_| мкм/с.
Импульсный ПУ характеризуется силой тока в импульсе 1—
2 кА, длительностью импульса (2-4-4) • 10~5 с, ускорение плазмы
происходит в собственном магнитном поле, при этом мгновенная
скорость конденсации составляет 10-1—10 мкм/с, а средняя ско-
рость конденсации — 5-10~2 мкм/с.
Регулирование энергии ионов и самой плазменной струи в ПУ
позволяет активно управлять морфологией и структурой покры-
тий, получать пленки с требуемыми электрическими, механиче-
скими и химическими свойствами.
Глава 7
ИОННАЯ ЛИТОГРАФИЯ
CMpmaker.ru
Развитие микроэлектроники требует разработки методов форми-
рования элементов интегральных схем с размерами меньше од-
ного микрометра. Такие методы являются основой нового на-
правления «субмикронной технологии», т. е. технологии созда-
ния устройств с высокой плотностью элементов, имеющих
размеры до 0,1 мкм. Как видно из материала гл. 2, электронная
литография практически не может удовлетворять этим требова-
ниям из-за сильного отражения электронов от границы резист —
подложка, приводящего к размытию экспонируемой линии, а так-
же из-за низкой чувствительности и плохого контраста элек-
тронных резистов, что связано с увеличением времени экспози-
ции.
Указанные недостатки могут быть устранены при использова-
нии для экспонирования ионных пучков. Процесс формирования
213
r.ru
рисунка в слое резиста с помощью ионных пучков получил назва-
ние— ионная литография [5, 15, 16, 21, 22].
Как известно, благодаря большой массе быстрые ионы при
движении в пленке резиста рассеиваются на значительно мень-
ший угол, чем электроны. Если длину пробега ионов выбрать при-
мерно равной толщине пленки резиста, рассеяние ионов грани-
цей между резистом и подложкой будет пренебрежимо мало и
откроются возможности получения экспонированных объектов с
субмикронными размерами.
Передача энергии при столкновениях ионов с молекулами ре-
зиста более эффективна, поэтому контрастно-чувствительные ха-
рактеристики одних и тех же резистов при ионной бомбарди-
ровке будут выше, чем при электронной. Следовательно, можно
повысить производительность процесса ионной литографии по
сравнению с электронной.
На пути же практической реализации принципов ионной ли-
тографии встречаются серьезные трудности, связанные с созда-
нием источников тяжелых ионов с высокой яркостью, а также
быстродействующей системы управления и формирования ионно-
го пучка.
§ 7.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ИОННОЙ ЛИТОГРАФИИ
При изучении ионной литографии основное внимание необходимо
уделить процессу экспонирования ионорезиста остросфокусиро-
ванным ионным пучком. Это объясняется тем, что именно про-
цесс экспонирования является основным, определяющим необ-
ходимое разрешение и производительность. Задачи же, связан-
ные с последующей обработкой экспонированных резистов, уве-
личением рабочего поля экспонируемого участка, травлением
микроструктур, аналогичны тем, что встречаются в любом дру-
гом виде микролитографии.
При формировании на поверхности резиста необходимого ри-
сунка с размерами от 0,1 до 1 мкм требуется остросфокусирован-
ный ионный луч, минимальный диаметр которого был бы мень-
ше 0,1 мкм. Для определения минимального диаметра сфокуси-
рованного ионного пучка можно воспользоваться известным со-
отношением (2.3):
, /16 2/, , „дз/в
где р — яркость ионного источника, А/(м2-ср); 10 — сила тока
луча, А; с — коэффициент сферической аберрации фокусирую-
щей системы.
Яркость ионного источника В определяется плотностью тока
эмиссии ионов, их энергией Ео и разбросом ионов по энергиям ДЕ
(немоноэнергетичностью). В основном величина ДЕ определяет
среднюю поперечную скорость ионов, которая и препятствует
214
увеличению плотности ионного тока пучка, заключенного в дан-
ном телесном угле.
В существующих источниках протонов Н+ и ионов гелия Не+
яркость невысока [р~ 10®4-2-106 А/(м2-ср)], что обусловлено
высокой подвижностью частиц при рабочей температуре источ-
ника. При требуемой силе тока ионного луча (Л>~ 10“9-е-10_10 А)
минимальный диаметр 3-£-5 мкм. Ясно, что такие источни-
ки непригодны для субмикронной литографии.
Значительно лучшие результаты получены для «жид-
костных» источников тяжелых ионов Sn+ и Ga+, у которых
В^Ю10 А/(м2-ср). С помощью таких источников удается сфор-
мировать ионный луч, у которого */<0,1 мкм.
Экспонирование резиста основано на физико-химических про-
цессах деструкции или полимеризации материала резиста под
воздействием столкновений ионов с молекулярными цепочками.
Рассмотрим механизм передачи энергии от ионов атомам поли-
мерных цепей.
Для легких ионов Н+ и Не+ приходится учитывать оба ме-
ханизма торможения — ядерное и электронное, хотя наиболь-
ший вклад в передачу энергии будет вносить механизм электрон-
ного торможения. Для более тяжелых ионов Ga+ (Zi = 31, Mi =
= 70 а. е. м) и Sn+ (Zi=50, Mi = 119 а. е. м) в основном работает
механизм ядерного торможения.
Для доказательства этого воспользуемся описанной ранее
теорией пробега тяжелых быстрых ионов. Будем считать, что
для ионорезиста в среднем Z2=4 и М2=10 а.е.м. При энергии,
например иона олова, Ео= 100 кэВ безразмерная величина
аЛМлед
ZiZ2e2 (Л1! + М2)
£0=0,3-ь-0,35,
или Уе«0,55. При этом величина Sn(e) =0,4. Электронная тор-
мозная способность выражается как Se(e)= k | е. Для данного
случая &~0,2 и Se(e)=0,ll. Таким образом, доля электронного
торможения в общей энергопередаче составляет 30%. При Ео=
= 30 кэВ этот вклад еще меньше и составляет 12%. Поэтому с
целью упрощения дальнейшего анализа будем пренебрегать ме-
ханизмом электронного торможения. Определим энергию ионов
Ео и ширину экспонированной линии 7? на ионорезисте. Резист
будет полностью экспонирован по толщине t пленки резиста, ес-
ли будут выполнены условия: Q(0) = Qo и Q(0=Qnop, где Qo и
<2пор — максимальное и пороговое значения объемной плотно-
сти энергии, выделенной в материале резиста ионами, определя-
емые по гель-характеристике резиста. Так как
(7.1)
dx е
где /, — плотность ионного пучка; е — заряд иона; х— время экс-
понирования, то значение Q в любой точке резиста зависит от
215
chipmaker.ru
значений удельных энергетических потерь иона d£/dx и плотно-
сти тока в данной точке.
На рис. 7.1 показана зависимость de/dp приведенных энерге-
Рис. 7.1. Определение оптимального значе-
ния энергии ионов
тических потерь от
приведенного (безраз-
мерного) проецирован-
ного пробега иона р в
материале резиста для
двух значений началь-
ной энергии иона е0.
Здесь же показано из-
менение значения J е
по глубине материала
резиста. Для значений
е~0,4, что соответ-
ствует энергиям ионов
олова и галлия £q~
х 100ч-120 кэВ, энер-
гетические потери и
энергия ионов монотон-
но уменьшаются по глу-
бине, достигая нуля на
глубине, равной рт.
Следовательно, для того чтобы обеспечить условие Q(t) =
= Qnop, необходимо выбирать энергию ионов так, чтобы рт>/.
Это означает, что на определенную глубину в подложку будут
имплантированы ионы пуч-
ка и появится область ради-
ационных дефектов в припо-
верхностном слое подложки.
Кроме того, на границе раз-
дела подложка — резист мо-
гут появиться обратнорас-
сеянные ноны и вторичные
частицы, двигающиеся в ма-
териале пленки резиста. Чис-
ло их должно быть мини-
мально, а их энергия долж-
на быть меньше энергии свя-
зи молекул резиста.
Поэтому в ионной лито-
графии для чувствительного
резиста желательно выби-
рать такую энергию ионов
Ео, чтобы толщина пленки
Ионно - оптическая
Рис. 7.2. Расширение экспонируемой
линии при экспонировании ионным
пучком
резиста была близка к проецированному пробегу ионов в мате-
риале резиста (что, кстати, невозможно в субмикронной элек-
тронной литографии).
216
Как и в электронной литографии, ширина экспонируемой об-
ласти в резисте будет больше диаметра dmin ионного пучка. На
рис. 7.2 показана минимальная ширина экспонируемой линии Д
(разрешение ионной литографии), которую можно представить
в виде R = dmin+2Ay, где Ау — значение уширения экспонируе-
мой линии.
Выделим основные причины уширения экспонируемой линии.
Во-первых, происходит боковое рассеяние ионов R±_ при тормо-
жении в материале резиста. Во-вторых, при движении ионы пуч-
ка выбивают атомы материала резиста, которые, обладая зна-
чительной энергией, сталкиваются с молекулами резиста. Этот
эффект эквивалентен зарождению кластера радиационных де-
фектов при движении быстрого иона. Третья причина—это воз-
действие на резист вторичных частиц, электронов и рентгенов-
ских квантов, возникающих при торможении ионов в материа-
ле резиста. Более подробный анализ показывает, что при усло-
вии t^Rp будут преобладать две первичные причины уширения
линии.
Из рис. 7.2 видно, что поперечное отклонение ионов At/i на
границе подложка — резист равно Ey\ = Rj_ t/Rp.
Для тяжелых ионов в приближении Sn0=const получено соот-
ношение RJRpz^ В этом случае поперечное откло-
нение ионов на границе подложка — резист зависит только от
толщины пленки резиста:
Ду1 = /’|/2И1/(32И1).
Уширение линии при учете только одного механизма — кас-
када вторичных соударений — обозначим через Аг/К. Тогда ре-
зультирующее уширение экспонируемой линии будет равно
ДУ2=ДУ1 + ДУ*.
Величину At/K можно приближенно оценить, исходя из мо-
дели радиационных дефектов. Будем считать, что At/K — макси-
мальное расстояние от границы невозмущенного ионного пучка,
на котором происходит каскад столкновений выбитых атомов ре-
зиста с молекулами резиста.
Тогда выражение для At/« будет иметь вид
Г—— •
Ео йх 2 \ Z2) 1+ М2/Л11
Из этого соотношения следует, что при заданной энергии ионов
Ео и t~Rr, уширение линии также пропорционально толщине
пленки резиста. Следовательно, и полное уширение экспониру-
емой линии также пропорционально толщине пленки резиста.
Если положить плотность тока ионного пучка на поверхности
пленки резиста равной /0, то плотность тока jt на глубине t, т. е.
на границе резист — подложка, будет равна
217
chipmaker.ru
У;=/0(1+2ду/4/т,п)-2, (7.2)
где &y=kt', коэффициент пропорциональности k приблизитель-
но равен
Г / Z2/3 кл
k
\ ZJ Mt
V //И2 V/2
Получим теперь уравнение, связывающее энергию ионов Ео,
требуемое разрешение R и толщину пленки резиста t. Для это-
го найдем отношение Q(t)/Q(O) =Qno?/Qo в зависимости от от-
ношения тормозных способностей ионов на поверхности резиста
(х=0) и на границе резист — подложка (x=t). Используя со-
отношение (7.1), получим
snt = Спор Л /4^2/3^,) у 7 3
S„Q Qo \ -г R/t-Уш21(ЗМх) / *
Используем аналитическую аппроксимацию приведенных
энергетических потерь при ядерном торможении (5.12); в этом
случае выражение (7.3) примет вид
у- 0,3 +ер = Спор /J /441^(3^!) \2 7 4
v 1 0,3 К«о Qo \ ' R[t — /4M2/(3A11V ‘ '
Здесь Et и е0 — приведенные энергии иона соответственно на по-
верхностях подложки и резиста. Чтобы это уравнение было раз-
решимо, необходимо наложить условие на значение ел Как уже
указывалось выше, это легко сделать, если ввести глубину им-
плантации ионов в подложку Хз или безразмерную величину
ра=ХзЛ^з/И34ла?/И1/(Л/1 4- /И3)2. (7.5)
Тогда энергия ионов е/, соответствующая проецированному про-
бегу иона в материале подложки, будет равна
е/=
4лдг^3М2/Л11
73 3,06(1 +М3/Мг) ’
(7.6)
где а3 — параметр экранирования для ионов в материале под-
ложки с концентрацией атомов Ns.
При заданных значениях е/ и R для резиста с контрастной ха-
рактеристикой y=Qnop/Qo существует однозначная связь между
энергией иона Ео и толщиной пленки резиста t.
Из соотношения (7.4) следует, что существует некоторая кри-
тическая толщина пленки резиста /кр=/^/У47И2/(37И1), выше
которой принципиально нельзя достичь заданного разрешения R.
При (=(Кр энергия ионов для получения требуемого разрешения
должна быть бесконечно велика: это связано с тем, что для со-
хранения заданной ширины линии R необходимо уменьшать диа-
метр луча dmin~ (Л>/£о)3/8- Если учесть, что Мг/М^О,!, то дол-
218
жно быть K3R. Так, если требуемая ширина линии Р = 0,2 мкм,
то пленка резиста должна иметь толщину /<0,6 мкм.
Уравнение (7.4) имеет простое решение. Обозначив его пра-
вую часть через С, получим
]/Т ± 1 / °'152672— 0,3 . (7.7)
Уч г ч
Минимальная толщина пленки в этом случае определится из
условия 0,15C = ]/0,3ez. Приведенная энергия иона в этом
случае равна ео = О,3, что для ионов олова соответствует энергии
Ло~9О кэВ. Для резиста ПММА минимальная толщина пленки
резиста составляет (min~0,3/?.
Таким образом, для тяжелых ионов, например олова или гал-
лия, экспонирующих резист типа ПММА, толщина пленки резис-
та должна находиться в интервале 0,3/?</<3/?. При R=0,2 мкм
и tz&R начальная энергия ионов олова £о~ЮО кэВ.
По известным величинам t, Ео и при заданном разрешении R
можно определить силу тока луча:
/ _ л4в (р / 1 f 4Л12 У73
У°~48С2'Ч У 3AlJ ’
где яркость В определяется для данного источника при заданном
значении Ео. Значения силы тока /0 лежат в интервале 10~8—
IO 9 Д
§ 7.2. ПАРАМЕТРЫ ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ РЕЖИМОВ
ИОННОЙ ЛИТОГРАФИИ
Сканирование ионного луча. При отклонении ионного луча на
угол 0 от нормали к поверхности резиста происходит изменение
размеров пятна от сечения луча (рис. 7.3). Если фокусное рас-
стояние f меняется при изменении 0 и минимальный диаметр лу-
ча всегда совпадает с поверхностью резиста, то максимальный
размер пятна на поверхности резиста будет de—df/cos 0, в про-
тивном случае
db = d/cos 6 -|-2а2/2 (1 — cos 6)2/(rfz cos3 6),
где а — угол сходимости луча (см. рис. 7.2).
Рассмотрим вариант экспонирования пленки резиста наклон-
ным ионным лучом, показанный на рис. 7.3. При наклонном
падении луча на поверхность резиста ширина экспонированной
линии будет равна
Rb = df/cos Jг^yl. = df/cos 0-|-Ду/cos 66,
219
chipmaker.ru
Ионно-оптическая
система
Рис. 7.3. Изменение геометри-
ческих параметров ионного лу-
ча при его отклонении
где Ду — уширение линии при нор-
мальном падении луча.
Эти рассуждения предполагают,
что на поверхности подложки вы-
полняется условие Q/^Qnop. Опре-
делим теперь максимальный угол
отклонения 0тах, исходя из двух ус-
ловий: 1) допустимое увеличение
ширины линии равно /?е = А?(1 + 6);
2) пороговая энергия гель-дозы на
поверхности подложки Q<e = Qnop (в
этом случае при нормальном паде-
нии луча на поверхности подложки
выделенная объемная энергия Q/>
34- Qnop).
Первое условие позволяет опре-
делить угол отклонения
— Ду//.
Для вычисления максимального угла отклонения 0тах2 соглас-
но второму условию используем соотношение (7.9), заменив в
нем величину t на //соэбтахг! величину /? — на /?(1+б), а Хо-
на Хо cos 0шах 2 (1—6). В результате получим
®тах2
R/t - V4Л42/(ЗМ1)
3/4Af2/(3Af!)
При задании относительной погрешности 6 = 0,1 следует, чте
Отах 1 = 0,24-0,3, а 0тах2=О,074-0,08. Это означает, что опреде-
ляющим является условие Qt = Qnop-
Ширина области сканирования 2/0Ткл (рис. 7.3) равна 2/Откл =
= 2/0. При /=54-6 мм получаем: 2/Откл~0,7 мм = 700 мкм.
Время экспозиции резиста. Если для заданного значения
энергии ионов известны дозы облучения /СПОр и Ко, то интервал
времени экспозиции области диаметром dj будет определяться
следующим образом:
Т'тах =^-оА/о> ^mln — ^-порА/о
где /o=4/o/(ndy2), а /’< = /о/(л/?2). Оптимальным условием экспо-
нирования резиста будет равенство Tmax=Tmin, что позволяет оп-
ределить оптимальное значение контраста резиста:
. ^пор _____/ df \2__/ t Г 4Af2 V
Топт— Ко ~ -RV ЗЛ/i / '
В этом случае время экспозиции будем определять следующим
образом:
К nop/OpY опт)-
220
Для резиста с ЛПОр~ 10~7 Кл/см2 и у=0,2 время экспозиции точ-
ки составляет т« 10~9 с.
С учетом изложенного максимальная скорость перемещения
луча по поверхности резиста равна v = djlx. Время прохождения
пути, равного ширине области отклонения 2/0ТКл, будет равно
^=2/откл/-и=2/отл/тсГ/~ Ю-7 с.
Сравним полученное время экспонирования линии длиной 2/Откл
с временем пролета ионов внутри ионно-оптической системы до
поверхности резиста:
Т ' fnoc _________/иос____
г,Р°л— v. — /2£0/(Н/Р-2)
При энергии иона £0~ Ю5 эВ и массе Mi ~ 100 а.е.м., а также
при f=5 -10-3 м время пролета тПрол~ Ю~8 с.
Для тяжелых ионов время пролета может превышать время
экспозиции точки при заданной высокой чувствительности ре-
зиста.
Реальное время экспозиции точки резиста должно быть на
один или два порядка больше времени пролета (то=1О“6-?-
10~7 с). Это приводит при заданной плотности тока (постоянство
df) к увеличению Кпор-
„ __ 4I0f-10-1
,,ор лЛ2 /2£О/(НЛ11)
Таким образом, при формировании элементов с предельно ма-
лыми размерами (0,1—0,2 мкм) нет необходимости использовать
резисты с высокой чувствительностью.
Полное время обработки поверхности с размерами 0,5Х
Х0,5 мм при разрешении 0,1 мкм составляет 5-10~2 с.
Особенности процесса.
1. При формировании элементов с предельно малыми (субми-
кронными) размерами существует однозначная связь между па-
раметрами ионного луча, пленки резиста и подложки.
2. Расширение экспонированной линии связано как с рассе-
янием первичных ионов, так и с каскадом атомных смещений в
объеме резиста.
3. Наблюдается резкая зависимость необходимой энергии
ионов от толщины пленки резиста. Толщина пленки резиста
должна быть меньше требуемого разрешения.
4. Максимальный угол отклонения ионного луча определяет-
ся энергетическими соотношениями на границе с подложкой.
Представляется маловероятным увеличение угла отклонения до
значений 0>О,1 рад.
5. В ионной субмикронной литографии нет необходимости ис-
пользовать высокочувствительные резисты, но требуются резисты
с достаточно высоким контрастом (ух0,4).
6. Быстродействие системы сканирования ограничивается вре-
менем пролета ионов от ИОС до поверхности резиста.
221
chipmaker.ru
§ 7.3. ОБОРУДОВАНИЕ ИОННОЙ ЛИТОГРАФИИ
Промышленные установки для ионной литографии пока еше ма-
лочисленны. Среди них можно выделить три типа: ионно-лучевые
зондовые, проекционные и проекционные с модульным перено-
сом изображения (15, 16].
В ионно-лучевых зондовых установках поток ионов должен
быть сфокусирован в пятно субмикронного размера, например
Рис. 7.4. Схема таллиевого сканирую-
щего зонда с жидкопленочным источ-
диаметром 30 нм, с малыми
аберрациями. Электростати-
ческое сканирование по по-
верхности мишени и перио-
дическое запирание пучка
позволяют обрабатывать ре-
зист, формируя требуемое
изображение элементов. Ли-
тографический рисунок мож-
но получать с шириной ли-
нии 40—70 нм. Размеры по-
ля сканирования не превы-
шают 1 мм2, так как при боль-
ших углах отклонения зна-
чительно изменяются разме-
ры сечения пучка. Для луч-
шей фокусировки поток
обычно диафрагмируют, в
результате чего сила тока
пучка снижается в 106 раз,
поэтому основной проблемой
ионно-лучевой литографии
являются высокояркостные
ником ионов:
/ — объект обработки; 2 — ионный зонд;
3 — система электростатического сканиро-
вания; 4 — ускоряющая лииза; 5 — выре-
зывающая диафрагма; 6—экран; 7—вы-
тягивающий электрод; 8 — нагреватель; 9 —
резервуар с расплавом галлия; 10 — воль-
фрамовая $(гла
источники. Высокоэффек-
тивный ионный источник
дуоплазматронного типа
имеет яркость не выше
200 А/(см2-ср), тогда как у
электронных пушек она до-
стигает 106 А/(см2-ср).
В последние годы успешно испытаны новые высокояркостные
ионные источники. Один из них основан на эмиссии ионов ме-
талла с острия иглы, покрытой жидким расплавом этого метал-
ла, в сильном электрическом поле, другой — на ионизации мо-
лекул газа в сильном электрическом поле вблизи острия.
На рис. 7.4. схематически изображено устройство, снабженное
источником ионов с жидкой металлической пленкой и зондовой
системой. Для создания ионного пучка могут применяться рас-
плавы различных металлов (Ga, In, Au, Al, Cs, Bi, Si, Ge, Hg)
или их сплавов, например сплав из Ge (12%) и Au (88%), име-
222
ющий рабочую температуру 356°С. По поверхности разогретой
до рабочей температуры иглы, материал которой химически не
взаимодействует с расплавом, последний поступает на эмиссион-
ное острие. Игла выполняется с радиусом закругления 5—10 мкм.
Между иглой и экстрактором (молибденовой диафрагмой с от-
верстием диаметром 1,5—2 мкм) прикладывается высокий по-
тенциал (УВыт = 5^7 кВ. Сила электрического поля превосходит
силу поверхностного натяжения расплава, в результате чего на
конце иглы формируется все время возобновляемый конус. Угол
при вершине конуса составляет 0,2 рад, а радиус закругления
уменьшается до 10—30 нм. Напряженность поля на острие кону-
са достигает 108—109 В/см. Поле такой напряженности способ-
ствует испарению атомов, которые ионизируются в зоне, примы-
кающей к острию конуса.
При использовании расплава галлия разброс ионов по энер-
гиям составляет 4,5—14 эВ. Такой разброс ограничивает мини-
мально достижимые размеры сфокусированного пучка несколь-
кими десятками нанометров, а сила тока в пучке диаметром
0,25 мкм составляет около 10-9 А. Сила тока эмиссии источника
может достигать 1—10 мкА. При вытягивающем напряжении
5,5 кВ достигаемая яркость В=3,3-106 А/(см2-ср) сравнима с
яркостью электронных пушек с катодом из гексаборида лантана.
Для экспонирования резистов ионами требуется доза 2,5-1084-
6-10~7 Кл/см2, поэтому ионно-лучевые установки зондового ти-
па с такими источниками ионов достаточно производительны.
Как и в электронно-лучевой литографии, проблема совмеще-
ния границ рисунка здесь решается использованием меток. Эмит-
тируемые из них вторичные электроны улавливаются детекто-
рами.
Обработку всей площади пластины проводят, периодически
перемещая стол с закрепленным на нем объектом. Положение
прецизионного стола в повторно-шаговом режиме фиксируется
с помощью лазерного интерферометра.
Для экспонирования позитивных и негативных резистов на
всю их толщину ионам необходимо сообщать энергию в установ-
ке более 100 кэВ.
Второй тип высокояркостного источника (рис. 7.5) использу-
ется в полевых ионных микроскопах. Рабочий газ, например Н2,
напускается в источник и адсорбируется на охлажденной игле
эмиттера. С помощью жидкого азота температура эмиттера под-
держивается на уровне 77 К. Молекулы газа на поверхности
иглы удерживаются в основном поляризационными силами. Если
между острием иглы и экстрактором, имеющим диафрагму с от-
верстием диаметром 0,5—4 мкм, приложить разность потенциа-
лов порядка 10 кВ, то на острие напряженность поля вследствие
его малого радиуса может превысить 108 В/см. Туннелирование
электронов из атомов газа, отрывающихся от поверхности, в зо-
ну проводимости металла сопровождается образованием поло-
223
Рис. 7.5. Полевой ион-
ный источник с ад-
сорбцией рабочего га-
за на эмиттере:
1 — патрубок напуска
рабочего газа; 2 — ох-
лаждаемый держатель
нглы; 3 — высоковольт-
ный изолятор (сосуд
Дьюара); 4 — жидкий
азот; 5 — игла эмиттера;
6 — экстрактор
chipmaker.ru
жительных ионов. Высокая напряженность поля источника раз-
гоняет эти ионы до больших скоростей. При этом снижается эф-
фект пространственного заряда, яркость источника возрастает
при одновременном снижении расходимости эмиттируемого пото-
ка. Холодноэмиссионный источник обеспечивает малый разброс
ионов по скоростям, поэтому можно по-
лучить зонд диаметром до 10 нм с силой
тока 10 -п А. Максимально достигаемая
сила тока с такого типа катодов не пре-
вышает обычно 10~8 А. В области иглы
поддерживается парциальное давление
рабочего газа 10-1—10-2 Па, тогда как за
диафрагмой экстрактора поддерживается
вакуум не хуже Ю4 Па.
Известны конструкции с иглой из мо-
нокристаллического иридия, кристалло-
графическое направление <110> которого
ориентировано по геометрической оси иг-
лы. Радиус ее закругления порядка 10 нм
получают динамическим электрохимиче-
ским травлением с регулируемой скоро-
стью вытягивания из электролита.
Повышение силы тока пучка в зондо-
вых устройствах сопровождается возра-
станием влияния эффекта расталкивания
зарядов. Поэтому при создании устано-
вок с высоким разрешением надо решать
задачи компенсации зарядов пучков, их
эффективной транспортировки и фокуси-
ровки. Серьезным ограничением произво-
дительности может быть инерционность электростатической от-
клоняющей системы. Во вновь разрабатываемых установках ион-
но-лучевой литографии планируется получать изображения на
кремниевых подложках с размерами до 0,01—0,02 мкм.
В проекционных ионно-литографических установках приме-
няют потоки ионов с площадью поперечного сечения около 1 см2,
для генерации которых не требуются точечные источники. Плаз-
менный источник — дуоплазматрон с двойным контрагированием
плазмы — обеспечивает требуемую силу тока и необходимую яр-
кость. Так как в качестве рабочих газов обычно используют ге-
лий, водород, неон или аргон, то целесообразно применять дуо-
плазматрон с накаливаемым катодом. Извлекаемый из него ион-
ный пучок проходит конденсорную электростатическую линзу, а
затем — коллимирующую линзу и попадает на маску-шаблон.
Прошедшие через шаблон ионы формируют его изображение на
обрабатываемой мишени. При этом между шаблоном и мишенью
или оставляют минимальный (порядка нескольких микромет-
ров) зазор, или устанавливают линзы ускоряющей системы. С
224
ее помощью изображение шаблона можно уменьшить в
10 раз.
В проекционных установках используют шаблоны трех ти-
пов: 1) трафареты со сквозными отверстиями, 2) маски из пог-
лощающих ионы материалов на аморфной поддерживающей
мембране и 3) пленочные маски на тонкой монокристаллической
основе.
Трафареты изготовляют в фольговом материале без поддер-
живающей основы, поэтому рисунки в виде замкнутых контуров
в них получать не удается (например, типа буквы О). Проходя
через сквозные прорези в трафарете, пучок ионов в этих участ-
ках не рассеивается, не ослабляется и его энергия не уменьша-
ется. Трафареты можно выполнять методами фотолитографии,
чтобы потом размеры элементов уменьшить с помощью проек-
ционной линзовой системы. Такая схема использована, например,
в устройствах ионной литографии IPS-100, IPS-200 и IPS-ЗОО ав-
стрийской фирмы STV.
Энергию ионов после прохождения отверстий трафарета мож-
но изменять в диапазоне 30—100 кэВ. Топологический рисунок
формируется последовательно по модулям при максимальной
площади одного модуля 5X5 мм. Во время перемещения стола с
мишенью пучок перекрывается заслонкой. Установка очередного
участка под экспонирование контролируется лазерным интер-
ферометром с погрешностью 0,1—0,2 мкм. Если в шаблоне эле-
мент имеет размеры порядка 3 мкм, то после редуцирования с
масштабом 10: 1 даже с учетом аберрационного размытия уда-
ется сформировать структуру с размерами 0,3—0,4 мкм. При
плотности тока на мишени в диапазоне 0,5—3 мА/см2 обычные
резисты позволяют работать с экспозицией 1 мс.
Для шаблонов второго типа применяют поддерживающую
тонкую аморфную мембрану, закрепленную по контуру на от-
носительно толстом держателе, в частности на кольце. Локально
на мембрану (обычно методом электронолитографии) наносят
рисунок — участки из поглощающего пленочного материала, ча-
ще всего из золота, толщиной 0,5—1 мкм. Ионный поток общей
площадью сечения порядка 1 см2 проходит только через окна в
золотой маске, при этом ионы тормозятся и частично рассеива-
ются, но все же значительная их часть (для протонов с силой
тока пучка 1 мкА) достигает поверхности мишени. Они форми-
руют или в резисте, или в самом материале мишени планарное
изображение маски.
Для снижения потерь ионов и уменьшения их рассеяния не-
обходимы сверхтонкие мембраны. Такие мембраны выполняют,
в частности, из оксида алюминия травлением алюминия после
анодирования. Полученная пленка оксида имеет толщину 70—
200 нм. Естественно, что работать с пленками столь малых тол-
щин приходится с большой осторожностью. Получаемое разре-
шение установки составляет 0,3—0,6 мкм.
225
chipmaker.ru
Шаблоны третьего типа формируют в виде рисунка из погло-
щающей (золотой) пленки, наносимой на монокристаллическую
кремниевую пластину толщиной 1 мкм. В пластине вытравли-
вают окна, используя более толстые участки кремния как держа-
тели. Важно, чтобы пластины были так ориентированы по от-
ношению к траектории ионов, чтобы проявлялся эффект кана-
ливания (см. гл. 5). Так, для кремния кристаллографическое
направление <Н0>
Рис. 7.6. Схема установки ион-
ной литографии с модульным
проецированием и уменьшени-
ем изображения шаблона:
1 — ионный источник; 2 — шаблон;
3 — фокусирующая система; 4 — об-
рабатываемый объект (подложка
БИС со слоем иоиорезиста); 5 —
диафрагма
должно совпадать с наименьшим разме-
ром. Однако в установках с исполь-
зованием этого типа шаблонов тре-
буется специальное гониометриче-
ское устройство для ориентации пла-
стины с целью достижения макси-
мальной интенсивности пучка ионов
j на резисте. Допустимая разориенти-
ровка не превышает 1—2°.
На экспериментальной установке
с энергией протонов 175 кэВ полу-
чен четкий топологический рисунок с
4 вертикальными краями в резисте
ПММА. Ширина линий составля-
ла 0,15 мкм.
К проекционным установкам мо-
дульного переноса изображения от-
носятся устройства с формировани-
ем уменьшенного изображения пер-
форированного шаблона с помощью
системы магнитных (одиночных ч
иммерсионных) линз (рис. 7.6). В
этих устройствах ионный пучок от
источника с яркостью 102А/(см2-ср) через конденсорную элек-
тростатическую линзу попадает на маску. Стремятся обеспечить
такой режим, чтобы площадь высвечивания области маски была
по возможности большей. За маской по ходу движения пучка
устанавливается диафрагма, ограничивающая поток, входящий в
проекционную линзу. С ее помощью формируется изображение
прозрачных участков маски на резисте подложки. При отображе-
нии больших участков маски приходится считаться главным об-
разом с астигматизмом третьего порядка и с дисторсией. Влия-
ние астигматизма вынуждает ограничивать радиус диафрагмы с
целью реализации нужного разрешения. Дисторсия проявляется,
если размер изображения маски больше чем 1X 1 мм.
Использование одиночных электростатических линз позволя-
ет получить разрешение порядка 1 мкм, если увеличение проек-
ционной линзы равно 0,1—0,05. В такой проекционной установке
можно обработать площадь диаметром 0,6 мм в течение 10 с с
разрешением 1,5 мкм дозой 10~2 Кл/см2. При этом на маску пло-
щадью 1 см2 падает ток силой 100 мкА. Через апертурную диа-
226
фрагму диаметром 0,42 мм проходит ток силой 4-Ю-7 А. Если
бы использовать тот же ионный источник и ту же проекционную
линзу в режиме зондового прибора, то сила тока зонда сечением
в 4 мкм будет равна 10-10 А. Это потребовало бы для обработки
площадки резиста диаметром 0,6 мм в 4000 раз больше времени,
чем в проекционной установке. Следует, однако, иметь в виду,
что одиночные линзы эффективно фокусируют потоки ионов, ус-
коренных лишь до энергии 50—60 кэВ.
В случае использования иммерсионных линз маску использу-
ют в качестве анода, подавая на нее высокое напряжение. Систе-
ма формирует изображение маски. Здесь уже пучок ионов может
быть ускорен до энергии нескольких сотен килоэлектрон-вольт;
достигаемое разрешение 0,5 мкм на площади 3X3 мм при умень-
шении 0,05.
Кроме рассмотренных установок в ионной литографии могут найти при-
менение устройства уменьшения изображения с использованием двух подсис-
тем разверток луча. В них напряжение разверток пилообразной формы обес-
печивают заданные размеры изображения элемента трафарета (маски) с- по-
грешностью, сравнимой с минимальными размерами пучка в сфокусированном
ионном зонде. Шаг сканирования выбирается от 0,5 до 0,2 диаметра луча.
Изменяя соотношение напряжений разверток двух подсистем, можно не толь-
ко уменьшать изображение масок, но и увеличивать его, плавно регулируя
коэффициент увеличения.
Chlpmaker.ru
Глава 8
МОЛЕКУЛЯРНО-ЛУЧЕВАЯ ЭПИТАКСИЯ
Около 25 лет назад было начато производство твердотельных
микроэлектронных устройств на пленках толщиной порядка
1 мкм. При выращивании пленок использовались такие процес-
сы, как термическое вакуумное напыление, катодное распыление,
жидкостная или газовая эпитаксия. Спустя некоторое время воз-
никла потребность в еще более тонких пленках (толщиной в не-
сколько нанометров), содержащих минимальное количество де-
фектов. Для их получения перечисленные выше методы оказались
непригодными. Например, для создания приборов на основе со-
единений типа Аш—Bv потребовались структуры с периодиче-
ским потенциалом. Толщина слоя в ней меньше, чем средняя
длина пробега электрона. Таких сверхтонких слоев толщиной от
единиц до десятков нанометров с периодически изменяющимся
химическим составом в одном электронном устройстве может
быть значительное количество. Между слоями требуется создать
четкую границу с резким изменением свойств от слоя к слою.
Столь сложные пленочные структуры, называемые сверх-
структурами, получают методом молекулярно-лучевой эпитак-
сии: (МЛЭ). Молекулярно-лучевая эпитаксия — это технологиче-
227
chipmaker.ru
ский процесс формирования пленок требуемого состава и струк-
туры на кристаллической подложке из направленного потока
молекул (или атомов) в условиях сверхвысокого вакуума. При
конденсации молекул происходит слоевой рост пленки с после-
довательной застройкой каждого монослоя. В результате мож-
но получить монокристаллическую пленку с атомно гладкой по-
верхностью, имеющую ориентацию подложки. Температура под-
ложки должна поддерживаться оптимальной для миграции ато-
мов по поверхности, но в методе МЛЭ эта температура на не-
сколько сот градусов ниже, чем в процессах газовой эпитаксии.
§ 8.1. ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПЛЕНОК
ИЗ МОЛЕКУЛЯРНЫХ ПУЧКОВ
Формирование пленок методом эпитаксии — сложный многоста-
дийный процесс [4, 17]. Различают несколько форм эпитаксии в
зависимости от физико-химического механизма образования и
роста пленок.
1. Автоэпитаксия — ориентированный рост кристаллического
вещества, отличающегося от подложки только составом приме-
сей. При этом кристаллическая структура изменяется незначи-
тельно, но можно достичь существенного отличия электрофизиче-
ских свойств пленки. Например, при эпитаксиальном наращива-
нии кремния из газообразной фазы на кремниевую подложку
процесс идет по схеме пар—► жидкость-* эпитаксиальный слой.
После образования тонкого сплошного слоя жидкой фазы авто-
эпитаксиально за счет выделения кремния из пересыщенного
раствора в соответствии с диаграммой фазового состояния атомы
кремния продолжают застройку подложки, включая в структуру
атомы примеси.
2. Гетероэпитаксия — ориентированное образование на крис-
таллической подложке инородного кристаллического вещества,
как нерастворимого, так и растворимого в жидкой и твердой фа-
зах в подложке. При этом не протекают химические реакции.
3. Хемоэпитаксия — ориентированный рост пленки при хими-
ческом взаимодействии подложки с материалом пленки. Приме-
ром может быть окисление некоторых металлов, когда скорость
диффузии катионов через пленку оксида выше скорости диффу-
зии анионов. Вероятность образования бездефектного эпитак-
сиального слоя вследствие различия химических свойств по крис-
таллографическим направлениям в этой форме эпитаксии сни-
жается.
Для высокого совершенства структуры эпитаксиального слоя необходима
взаимная растворимость .материалов подложки и пленки, а также определен-
ная температура процесса, которая устанавливается по диаграмме состояния
веществ. Взаимодействие попадающих на поверхность атомов с атомами под-
ложки приводит к возникновению переходного эпитаксиального слоя. В этом
слое наблюдается когерентный переход одной кристаллической решетки в дру-
228
гую. Качество эпитаксиальной пленки зависит от условий, возникающих на
всех стадиях ее формирования.
На начальной стадии атомы из молекулярного потока адсорбируются на
поверхности подложки. Адсорбция характеризуется понижением свободной
энергии AG поверхности и убылью энтропии AS вследствие потери некоторых
степеней свободы адсорбированными атомами. Из уравнения AG—AH—TAS
следует, что и энтальпия АН должна быть отрицательной, т. е. адсорбция —
процесс экзотермический, всегда сопровождающийся выделением энергии.
Если вся поверхность покрывается атомами из пучка в один сплошной
слой, то возникает мономолекуляриая адсорбция. Но при адсорбции возмож-
но возникновение и полимолеку-
лярных покрытий.
На следующей стадии проис-
ходит проникновение атомов на-
растающей фазы в объем мате-
риала подложки за счет их диффу-
зии, растворения, движения по
стенкам капилляров и границам зе-
рен. Этот процесс называется а б-
сорбцией. Для его активиро-
вания требуется затратить энер-
гию — абсорбция процесс эндотер-
мический.
Рис. 8.1. Зависимости потенциальной
энергии при адсорбции частиц от их
расстояния до поверхности:
а — в зависимости от рода действующих
сил; б — в зависимости от вида взаимодейст-
вия — физического 4 и химического 5
Неактивированную и полно-
стью обратимую адсорбцию назы-
вают физической. Адсорбирующие-
ся атомы иа поверхности подлож-
ки могут образовывать и химиче-
ские связи с ее атомами, при этом
выделяется значительное количе-
ство теплоты — от 80 до 100
кДж/моль. Такой вид взаимодействия называется химической адсорбцией или
хемосорбцией. При некоторой температуре она может быть необратимой, а при
другой, более высокой,— обратимой и деактивированной. Хемосорбция приво-
дит к более значительному понижению поверхностной энергии (.поверхностно-
го натяжения), чем физическая адсорбция.
При приближении атома пучка к поверхности вначале на не-
го влияют относительно малые дальнодействующие силы при-
тяжения. На поверхности подложки проявляются короткодейст-
вующие силы отталкивания. Дальнодействующие силы включа-
ют: 1) электростатические силы взаимодействия для полярных
молекул; 2) индуцированные силы, возникающие при воздействии
полярной молекулы на неполярную; 3) дисперсионные, проявля-
ющиеся при сближении двух неполярных нейтральных молекул
или атомов и являющиеся результатом индуцированного диполь-
дипольного кратковременного взаимодействия; 4) резонансные
силы, действующие между одинаковыми молекулами и проявля-
ющиеся в результате обмена молекул фотонами.
В процессе молекулярно-лучевой эпитаксии на нейтральных
подложках осаждаются обычно неполярные атомы, поэтому из
дальнодействующих сил наиболее существенны дисперсионные.
Когда атом приближается к поверхности на малое расстоя-
ние и его волновая функция заметно перекрывается с функцией
атомов подложки, существенными становятся короткодействую-
229
r.ru
щие силы. Они имеют обменную природу и называются еще ва-
лентными или химическими.
На рис. 8.1 представлены зависимости потенциальной энергии
при адсорбции частиц. В зависимости от электронного состоя-
ния системы энергия взаимодействия будет описываться зависи-
мостями, описываемыми кривыми / и 2 (рис. 8.1, а) короткодей-
ствующих сил. При этом кривая 1 соответствует «антисвязыва-
ющим» состояниям, а кривая 2—«связывающим». На больших
расстояниях проявляются дальнодействующие силы притяжения
Ван-дер-Ваальса — энергия взаимодействия изменяется согласно
кривой 3.
Если учесть одновременное наличие коротко- и дальнодейст-
вующих сил, то путем сложения кривых 1 и 3 получим кривую
4 (рис. 8.1, б), описывающую Ван-дер-Ваальсову физическую ад-
сорбцию. Глубина 1Г| потенциальной ямы в этом случае неболь-
шая. В результате сложения кривых 2 и 3 получим кривую 5 с
большой по величине потенциальной ямой Эта кривая опи-
сывает химическую адсорбцию. В результате хемосорбции возни-
кает любая из трех основных химических связей: ионная, кова-
лентная или координационная.
Система может находиться или в «связывающем», или «анти-
связывающем» электронном состоянии, и не может быть фи-
зической и химической адсорбции одновременно.
Столкновение атома из молекулярного пучка с поверхностью
подложки не всегда приводит к его адсорбции, атом может не
задержаться долго на поверхности и десорбироваться. Для де-
сорбции атома необходимо подвести энергию извне, поэтому де-
сорбция — процесс активированный. Вероятность адсорбции на
поверхностном центре характеризуется коэффициентом прили-
пания а.
Скорость хемосорбции определяется этим коэффициентом, а
также числом столкновений атомов с поверхностью, энергией ак-
тивации Е процесса сорбции и степенью заполнения 0 поверхно-
сти ранее сорбированными атомами. Степень заполнения — это
отношение числа занятых адсорбционных центров к общему их
числу на поверхности. Скорость хемосорбции для однородной
поверхности оценивается по выражению
и=Т®Г/(е)ехр<-^п
где р — давление; М — атомная масса сорбируемой частицы; Т —
температура поверхности; k — постоянная Больцмана. Количест-
во адсорбционых центров оценивается числом 1015 см-2. При
комнатной температуре хемосорбция одиночных атомов, напри-
мер атомов паров металлов, у которых отсутствуют вращатель-
ные и колебательные движения, характеризуется коэффициентом
а» КН.
230
Если подробнее рассмотреть начальные стадии формирования пленок с
помощью молекулярных потоков, то следует отметить существование крити-
ческой температуры, при превышении которой молекулы потока практически
целиком отражаются от подложки. Оиа тем выше, чем интенсивнее поток мо-
лекул на подложку. При этом отражение от подложки происходит с задерж-
кой на определенный промежуток времени т, после чего молекулы покидают
подложку. Средняя продолжительность жизни молекулы или атома на поверх-
ности равна
т = тоехр (ECB/(kT)),
где То—период тепловых колебаний атомов подложки, Т — ее температура;
Есв — теплота десорбции, т. е. энергия связи атома с подложкой.
Если в течение времени т на поверхности столкнутся два атома, то может
образоваться их связаииая пара. Для испарения образовавшейся пары потре-
буется существенно большая энергия, чем для одиночного атома. Поэтому чем
более интенсивен поток падающих на поверхность атомов, тем больше вероят-
ность образования атомного слоя за счет столкновений атомов, как мигрирую-
щих по поверхности, так и попадающих на ранее сорбированные атомы.
Согласно теории Френкеля, поверхность можно представлять в виде по-
тенциального рельефа с чередующимися буграми и впадинами. В условиях
динамического равновесия часть атомов десорбируется с поверхности, тогда
как оставшиеся на ней могут мигрировать по впадинам. Они сталкиваются
между собой, образуя комплексы из двух, трех атомов и более. Образование
подобных комплексов сопровождается выделением энергии (увеличением глу-
бины потенциальной впадины), поэтому последующее испарение и разъедине-
ние их затруднено. Следовательно, происходит процесс образования зароды-
шей кристаллизации.
С учетом образования зародышей можно составить уравнение баланса для
плотности расположения адсорбированных атомов, считая, что вероятность
испарения одиночных атомов больше, чем связанных в комплексы. В резуль-
тате решения этого уравнения можно определить, при каких условиях наруша-
ется стационарность существования адсорбированной пленки. Оказывается, что
если интенсивность поступления атомов иа поверхность превысит некоторую
критическую величину, то стационарное состояние адсорбированного слоя на-
рушается, плотность его непрерывно возрастает, т. е. происходит непрерывное
образование пленки.
Критическая интенсивность подачи атомов на подложку зависит от тем-
пературы Т ее поверхности:
1
КР - , ехр
4оото
/До + Д£Л
\ ^кр /
(8.1)
где Оо — эффективная площадь, занятая изолированным адсорбированным
атомом; Ео— энергия десорбции атома; A£i — энергия связи атома с сосед-
ним, также адсорбированным, атомом..
Основные выводы теории Френкеля, учитывающей образование сдвоенных
атомных комплексов, следующие: 1) атомы или молекулы из пучка адсорби-
руются на поверхности и мигрируют по ней в течение некоторого (среднего)
времени т; 2) мигрируя, атомы сталкиваются между собой и образуют дву-
мерный пар, состоящий из одиночных атомов и комплексов из двух частиц;
3) время жизни адсорбированного атома экспоненциально зависит от темпе-
ратуры подложки; 4) существует критическая интенсивность поступления ато-
мов на поверхность, выше которой наблюдается рост пленки. Такой механизм
конденсации был назван «пар — кристалл» (ПК).
Другая теория была предложена Н. Н. Семеновым, который мигрирующие
по поверхности атомы рассматривал как двумерный газ, переходящий при на-
сыщении в двумерную жидкость. Жидкость затем кристаллизуется. По мере
ее кристаллизации происходит наращивание моноатомных слоев. Такой ме-
ханизм получил название «пар — жидкость» (ПЖ). Двумерный газ здесь ха-
рактеризуется критическим давлением, ниже которого на поверхности должен
231
быть разреженный газ, а выше — двумерная моноатомная пленка жидкости.
Критическое давление конденсации выражается следующей зависимостью:
/ Е' + До \
/»к = £>ехр I — ——------), (8.2)
\ Л/ кр /
где Е' — теплота десорбции; Ар— теплота испарения двумерной жидкости;
1 кр — критическая температура подложки; D — коэффициент, зависящий от
физических свойств конденсируемого вещества.
Как следует из формул (8.1) и (8.2), обе теории предсказывают экспо-
ненциальную температурную зависимость критического давления.
Экспериментально подтверждена справедливость выводов обеих теорий
Электронно-микроскопические исследования позволили установить, что кон-
Рис. 8.2. Фазовая диаг-
рамма равновесных сос-
тояний висмута
денсация происходит или из жидкости, или из па-
ра. При определенной для выбранного вещества
критической температуре один механизм конден-
сации сменяется другим. На экспериментальных
диаграммах областей реализации ПК и ПЖ меха-
низмов, построенных в координатах 1g р и Т, где
р — давление пара в молекулярном пучке, имеется
тройная точка Л, которая ограничивает область
жидкости снизу (рис. 8.2). Механизм ПЖ реали-
зуется при давлениях пара выше тройной точки.
Как следует из диаграммы, критическая темпера-
тура, при которой для висмута механизм ПК пе-
реходит в ПЖ, равна 93°С.
Отмечается, что на монокристаллических под-
ложках сильнее проявляется ПК-механизм роста.
Оба механизма существенны иа начальной стадии
образования пленок, на следующих этапах роста
капли жидкая фаза неустойчива и кристаллизует-
ся (переход ЖК). Но в конденсате остаются различные дефекты кристалличе-
ской структуры.
Согласно термодинамической теории зародышеобразования, система, в
которой возникли критические зародыши со скоростью роста большей, чем
скорость их распада, должна обладать минимальной свободной энергией. Кри-
тический зародыш связан с подложкой сильнее, чем зародыш другой конфи-
гурации. Термодинамический подход справедлив для зародышей с большим
(50—100) числом частиц, когда устанавливается равновесие между крити-
ческими зародышами, адсорбированными атомами и паровой средой. Атомы
при осаждении на поверхность могут десорбироваться, образовывать при миг-
рации зародыши или присоединяться к уже существующим зародышам, обес-
печивая их рост. Если время т жизни атомов на поверхности значительно или
поток их к поверхности интенсивен, то равновесие «сорбция—десорбция»
атомов нарушается, их концентрация растет непрерывно. Для начала образо-
вания пленки необходимо фазовое превращение. Новая фаза образуется лишь
в системах с некоторым пересыщением. Относительное пересыщение характе-
ризуется отношениями pjp2 или величиной In (pdpt), где Ap=pi—рг— абсо-
лютное пересыщение, равное разности давлений паров при температурах Т1 и
Т2. Разность этих температур характеризует переохлаждение системы, необ-
ходимое для начала кристаллизации.
Изменение химических потенциалов Ар. двух фаз в таком случае можно
выразить через коэффициент пересыщения как
Др = kT ln(Pi/p2).
Для установления связи между радиусом сферического зародыша н давлени-
ем пара используют соотношение Гиббса — Томсона:
RT In — = ^^-, (8.3)
гкр
232
где pr — давление пара над зародышем в виде сферы с радиусом г; р«, — рав-
новесное давление пара над плоской поверхностью жидкости; Vm— молярный
объем; гКр — радиус критического зародыша; о—удельная поверхностная
энергия. Как следует из анализа этого соотношения, для достижения малых
значений гкр следует использовать большие пересыщения. Оценки по формуле
(8.3) дают значения гКР« 1-5-10 нм.
Скорость зарождения резко возрастает со степенью пересыщения. В об-
щем случае интенсивность образования зародышей можно рассчитать по фор-
муле
/зар = 2ZrKp«/o«o exp [(£' — £m — 2GKp)/Ar],
где Z«0,01— коэффициент, учитывающий уменьшение концентрации крити-
ческих скоплений вследствие отрыва от них атомов; а — размер атома; /о —
интенсивность молекулярного потока; па — число центров адсорбции иа еди-
ничной площадке; Е' — теплота десорбции; Ет—энергия атомов связи в за-
родыше; GKp= 16ла3/(ЗО3„)—изменение свободной энергии при образовании
критического зародыша; Gr — энергия, затрачиваемая системой иа изотерми-
ческое сжатие пара.
Если рассматривать возможные атомные модели зародышеобразования,
то следует отметить, что при низких температурах подложек критический за-
родыш может рассматриваться как одиночный атом, но маловероятно, чтобы
рост пленки в таких условиях был ориентированным. Ориентированное на-
растание возможно, когда стабильными становятся двойные связи между
атомами на поверхности подложки, в частности для комбинации из трех ато-
мов. Температура эпитаксиального перехода от двумерных зародышей с оди-
нарной связью к зародышам с двойной связью тогда выражается в следую-
щем виде
у. _ ____ ^з/2 + Е'
1-3 ~ k In [Z0/(vn0)] ’
где Е3 — энергия диссоциации трехатомиого зародыша; Е'—теплота • десорб-
ции одного атома; v — частота колебаний адсорбированных атомов.
Для возникновения и протекания процесса эпитаксии необ-
ходимо, чтобы были соблюдены правила структурно-геометри-
ческого соответствия: 1) сетка атомных плоскостей осажденного
вещества должна быть идентичной по форме и почти одинаковой
по размерам кристаллической решетке поверхности подложки;
2) предельное отклонение периодов решеток не должно превы-
шать 15%, иначе невозможно ориентированное наращивание;
3) ионы осаждаемого на ионный кристалл вещества занимают
места соответственно своей полярности.
Однако в ряде случаев наблюдается отклонение от первого и
второго правил. В процессе нарастания слоев изменение перио-
дов образующейся фазы может достигать десятков процентов.
В плоскости же сращивания это значение периодов наращиваю-
щейся решетки в результате ее упругой деформации может быть
равным периодам подложки («поверхностный псевдоморфизм»).
Однако слой с аномальной решеткой не должен иметь значитель-
ной толщины. По-видимому, обе решетки сопрягающихся крис-
таллов упруго деформируются. При значительном несоответст-
вии их периодов геометрическое различие ликвидируется частич-
но, а в зоне сращивания появляются дислокации несоЬтветствия,
разделенные областями полного соответствия кристаллических
233
решеток (рис. 8.3). В зависимости от числа направлений, в кото-
рых наблюдается соответствие в ориентировках, регулярное со-
пряжение может быть одно-, дву- и трехмерным.
Итак, для проведения процесса эпитаксии необходимо физи-
ко-химическое взаимодействие поступающих на поверхность ато-
мов с подложкой. В результате этого взаимодействия образуется
переходный кристаллический слой, обеспечивающий постепен-
ный переход одной решетки в дру-
гую. Для получения высокого совер-
шества структуры необходимы вза-
имная растворимость веществ моле-
кулярного потока и подложки и
строго поддерживаемая в определен-
ном интервале температура процес-
са. Этот интервал определяют по
диаграмме состояний взаимодейст-
вующих веществ.
Структура эпитаксиального слоя
будет определяться: 1) природой ис-
паряемого вещества; 2) степенью
Рис. 8.3. Линейная модель дис-
локаций несоответствия на гра- чистоты подложки и ее микрорелье-
коисталлоДвеЛасА межатомными Фом; 3> температурой подложки;
расстояниями d и с 4) соответствием структур пленки и
подложки; 5) интенсивностью моле-
кулярного потока; 6) составом и давлением остаточной газовой
среды в рабочей камере; 7) углом падения молекулярного пото-
ка иа поверхность; 8) толщиной эпитаксиальной пленки.
§ 8.2. ОБОРУДОВАНИЕ И ТЕХНОЛОГИЯ МОЛЕКУЛЯРНО-ЛУЧЕВОЙ
ЭПИТАКСИИ
Значительное количество факторов, влияющих на свойства эпи-
таксиальных пленок, требуют непрерывного контроля их свойств
в процессе наращивания, оптимизации параметров и поддержа-
ния их значений в определенных пределах.
Требования, которые необходимо выполнить для воспроизво-
димого получения совершенных по структуре пленок с заданны-
ми электрофизическими параметрами методом молекулярно-пуч-
ковой эпитаксии, во многом определяют конструктивные особен-
ности установок. К этим требованиям относятся: а) тщательная
очистка рабочей поверхности подложки от загрязнений непо-
средственно в вакуумной рабочей камере; б) устранение воз-
можности загрязнения молекулярных пучков примесями мате-
риалов тиглей, нагревателей, экранов; в) обеспечение в рабочей
камере сверхвысокого вакуума с давлением остаточных газов,
не содержащих углеводородных компонентов, ниже 10-8 Па (это
требование объясняется тем, что растущая пленка выполняет
роль геттерного насоса, активно сорбирующего остаточные га-
234
зы); г) проведение качественного и количественного контроля
состава молекулярных потоков и остаточной газовой среды;
д) обеспечение точного позиционирования и перемещения подло-
жек под заданным углом к молекулярному потоку и осям ана-
литических приборов; е) возможность быстрого перекрывания
пучков; ж) поддержание и прецизионный контроль температуры
ячеек Кнудсена и подложки; з) точный химический анализ со-
става пленки, ее сте-
хиометрии, кристалли-
ческой структуры, кон-
центрационных профи-
лей примесных атомов
непосредственно внут-
ри вакуумной рабочей
камеры.
Для реализации
всех этих требований в
установках молекуляр-
но-лучевой эпитаксии
используются целый
комплекс измеритель-
ных приборов, совре-
менные высоковакуум-
ные средства откачки,
сложные механические
системы перемещения
подложек в высоком
вакууме, ионно-лучевые
источники для очистки
подложек. На рис. 8.4
представлена схема од-
ной из установок МЛЭ.
Внутри вакуумной ка-
меры установлен мани-
Рис. 8.4. Схема установки МЛЭ:
1 — подложка; 2 — окно для эллипсометрических
измерений; 3 — высоковакуумная рабочая камера;
4 — флуоресцентный экран для измерений мето-
дом дифракции быстрых электронов; 5 — мани-
пулятор, 6 — привод заслонки; 7 — экран; 8 —
ячейки Кнудсена; 9 — сменный блок источников
молекулярных пучков; 10 — безмасляиый высоко-
вакуумный иасос; // — азотная ловушка, 12 —
электронная пушка; 13 — ионная пушка; 14 — оже-
спектрометр; 15 — масс-спектрометр
пулятор, при движении которого подложка устанавливается на
различные позиции, в том числе иа позицию эпитаксии. Из одной
или нескольких ячеек Кнудсена молекулярные пучки направля-
ются на поверхность подложки под одинаковыми углами к ией.
Охлаждаемый жидким азотом экран коллимирует пучок, конден-
сируя атомы на периферии пучка, а заслонка дает возможность
перекрыть пучки. Вакуум в рабочей камере повышается благо-
даря применению азотной ловушки (криопанели). Сверхвысокий
вакуум достигается непрерывной откачкой камеры насосами
быстрой откачки 400—1500 л/с.
На корпусе камеры имеются съемные и заменяемые устройст-
ва: электронная пушка для дифракционных измерений с регист-
рацией дифракционной картины на флуоресцирующем экране,
оже-спектрометр, ионная пушка, квадрупольный масс-спектро-
235
chipmaker.ru
метр, а также окно для выполнения эллипсометрических изме-
рений.
Откачку рабочего объема осуществляют с помощью комби-
нации сорбционных цеолитовых, ионных и сублимационных ти-
тановых насосов с криопанелями, охлаждаемыми жидким азо-
том.
Перед началом процесса эпитаксии химически очищенную
подложку дополнительно очищают бомбардировкой ионным пуч-
ком диаметром 2—2,5 мм, сканируя им по поверхности. Ионную
очистку чередуют с термическим обезгаживанием. Площадь очи-
щаемой поверхности составляет 5—100 мм2. Контроль степени
очистки проводят при помощи электронного оже-спектрометра.
Регулируя температуру каждого из тиглей (ячеек) Кнудсена в
диапазоне 300—1300°С, обеспечивают требуемую интенсивность
молекулярного потока, которую затем поддерживают с погреш-
ностью ±2%, стабилизируя рабочую температуру ячейки.
Поворотные заслонки позволяют перекрывать молекулярный
поток в течение 0,1 с, что позволяет получать слои с резкими гра-
ницами.
Для наблюдения за ходом технологического процесса и уп-
равления им используют несколько видов анализа. Структуру
подложки пленки контролируют обычно с помощью двух диф-
рактометров: на быстрых и медленных электронах. При этом, ес-
ли в ходе процесса эпитаксии будет выявлен рост нежелатель-
ных структур или нарушение кристаллической решетки, можно
остановить процесс или внести коррективы в режим нанесения
пленки. При работе дифрактометра медленных электронов во
время контроля требуется перекрывать пучок, так как метод чув-
ствителен к самому верхнему слою адсорбированных атомов.
Химический состав поверхностного слоя толщиной 1—3 нм
определяется на электронном оже-спектрометре с чувствитель-
ностью порядка 10-3 монослоя. Водород и гелий не идентифици-
руются этим методом. Для проведения послойного оже-анализа
используется ионная пушка, ускоренный поток ионов из которой
фрезерует участок выращенной пленки перед оже-анализом.
Эта же ионная пушка применяется и для исследования состава
подложки, растущей пленки и снятия концентрационных профи-
лей залегания примесей по глубине методом вторичной ионной
масс-спектрометрии (ВИМС). Квадрупольный масс-спектрометр
используется для контроля состава молекулярных пучков, оста-
точной газовой среды и анализа вторичных пучков.
Измерение скорости роста пленки можно производить с ис-
пользованием лазерного эллипсометра.
Сложная комбинация неразрушающих и разрушающих ме-
тодов контроля нужна для оперативного управления процессами
молекулярно-лучевой эпитаксии с использованием ЭВМ.
Процесс обеспечивает легирование пленки до высоких кон-
центраций (1018—1019 см-3), малую взаимную диффузию элемен-
236
тов из соседних слоев и возможность выращивания многослой-
ных монокристаллических пленок. Например, на поверхности
пластины из арсенида галлия можно вырастить слои с частич-
ным замещением атомов Ga на А1, т. е. получить пленку с соста-
вом ALGai-xAs, где 0,01 <х< 0,2. Легируя другие слои оловом,
германием или магнием, можно изменять тип проводимости рас-
тущей пленки.
Промышленные установки.
Отечественная промышлен-
ность и зарубежные фирмы вы-
пускают несколько типов уста-
новок молекулярно-лучевой
эпитаксии.
Рассмотрим особенности не-
которых конструкций и техни-
ческие характеристики устано-
вок зарубежных фирм. Так,
французская фирма «Рибер»
выпускает установки МВЕ-500
и МВЕ-1000 (сокращение ан-
глийских слов (Molecular Beam
Epitaxy).
Установка МВЕ-500 (рис.
8.5) имеет пять испарительных
ячеек с электропневматически-
ми заслонками, приводимыми
в действие автоматически или
оператором вручную. Плот-
ность тока ионов аргона из ион-
ной пушки типа С-40 для очи-
стки подложки можно изме-
нять от 0 до 200 мкА/см2, а их
энергию — от 30 эВ до 3 кэВ.
В процессе очистки ионный пу-
чок диаметром 2,5 мм сканирует по площади до 100 мм2.
С помощью манипулятора подложка перемещается внутри ка-
меры поступательно по трем направлениям и вращается вокруг
двух осей, что позволяет не только выставлять ее под молекуляр-
ные пучки, но и последовательно устанавливать на позиции кон-
троля. Для повышения производительности процесса можно ис-
пользовать карусель с четырьмя подложками. Возможен нагрев
подложек до 800°С.
При дифракционных измерениях с помощью быстрых элек-
тронов (энергия 30 кэВ, диаметр пучка менее 30 мкм) угол па-
дения электроного пучка равен 1°, а дифрактограмму наблюдает
оператор на экране диаметром 100 мм. Оператор может опре-
делить степень кристаллизации, отсутствие ее, а также пара-
метры элементарной ячейки решетки. Оже-анализ поверхности
Рис. 8.5. Схема взаимного расположе-
ния узлов и элементов в установке
МВЕ-500:
1 — съемный фланец с пятью ячейками
Кнудсена; 2 — ячейка Кнудсена; 3 — за-
слонка; 4 — криопаиель; 5 — вакуумная
камера; 6 — манипулятор; 7 — пушка быст-
рых электронов; 8 — дифрактометр медлен-
ных электронов; 9 — подвижная цилиндри-
ческая заслонка; 10 — квадрупольный масс-
спектрометр; 1! — ионная пушка; 12 — оже-
спектрометр со встроенной электронной
пушкой; 13 — карусельный держатель; 14 —
смотровое окно; 15 — экран дифрактометра
быстрых электронов
237
chipmaker.ru
выполняется с помощью отдельной электронной пушки, смонти-
рованной внутри цилиндрического энергоанализатора с разреше-
нием порядка 0,4%. Оже-спектрометр может быть использован
не только для обнаружения следов примесей на поверхности, но
и для определения концентрационного профиля любого элемента.
Для этого перед анализом применяют ионное фрезерование учас-
тка пленки, удаляя уже исследованные слои.
Дифракция медленных электронов дает информацию о крис-
таллографической структуре самых верхних слоев, которую не-
возможно получить методами, имеющими дело с частицами бо-
лее высоких энергий. В частности, по дифракционной картине
оператор может определить элементарную ячейку поверхностно-
го слоя пленки. Однако этот метод невозможно использовать в
процессе выращивания пленки, т. е. необходимо на время изме-
рений перекрыть молекулярный поток. Дифрактометр электро-
нов с низкой энергией состоит из электронной пушки (энергия
10—1500 эВ), четырехсеточной оптической системы и флуорес-
центного экрана.
Масс-спектральный анализ вторичных ионов с поверхности,
состав остаточной среды в камере, а также молекулярных по-
токов выполняются квадрупольным масс-спектрометром типа
Q=156. Перед квадруполем устанавливается дополнительный
энергоанализатор отсеивающий нейтральные частицы и пропу-
скающий ионы с определенной энергией. Вторично-электронный
умножитель на выходе масс-спектрометра установлен несоосно
с квадрупольной секцией, благодаря чему увеличивается отно-
шение сигнал — шум. Масс-спектрометр может работать в ре-
жиме регистрации как положительных, так и отрицательных вто-
ричных ионов, что особенно ценно для анализа состава как под-
ложки, так и растущей пленки.
Установка МВЕ-500 оснащена системой ввода образцов, поз-
воляющей предварительно обрабатывать подложки вне рабочей
камеры и быстро проводить их замену без значительного ухуд-
шения вакуума. Система ввода образцов значительно повышает
производительность установки.
Легирующие материалы помещаются в пяти тиглях, каждый
из которых монтируется внутри съемной ячейки и имеет свои
блоки питания, контроля температуры и управления. Любую
ячейку можно демонтировать, так как она закрепляется на от-
дельном фланце. Тигель помещен внутри электронагревателя и
танталового экрана. Емкость тигля 1,6 см3. Он выполняется из
графита или нитрида бора. Одной загрузки тигля мышьяком
обычно достаточно для 350, а галлием — до 3500 ч работы.
Над источниками молекулярных потоков — ячейками Кнуд-
сена— устанавливается вымораживающая система (криопа-
нель). Ее задача — снизить поток загрязнений из вакуумной ка-
меры и поддерживать сверхвысокий вакуум вследствие конден-
сации газообразных веществ, остаточной среды и рассеиваемой
238
части потоков. Система охлаждения состоит из двух самостоя-
тельных элементов. Один из них охлаждается проточной водой и
расположен вблизи от ячеек. Второй элемент охлаждается жид-
ким азотом.
Карусельный держатель позволяет точно и быстро переме-
щать подложки из положения, в котором наращивается пленка,
на позицию контроля. На карусели также смонтирован цилиндр
Фарадея для измерения сил ионного и электронных токов ана-
литических приборов.
Рис. 8.6. Схема расположения элементов установки МВЕ-1000:
1 — съемный фланец; 2 — выводы питания и контроля молекулярных источников;
3— патрубки подачн жидкого азота; 4 — источник молекулярного пучка;
5— основная криопанель; 6— подложка на рабочей позиции; 7— рабочая камера;
8 — квадрупольный масс-спектрометр для контроля состава молекулярных пото-
ков; 9 — смотровое окно н экран для днфрактограмм быстрых электронов; 10 —
разрядно-геттерный насос для откачки камеры загрузки; И—устройство ввода
подложек; 12 — промежуточная камера загрузки подложек; 13 — ионная пушка
для очистки подложек; 14 — насос дифференциальной откачки нониой пушки
(для очистки и ВИМС); 15 — манипулятор; 16 — аналитическая камера; /7 — иои-
иая пушка для распыления с целью оже-анализов; 18— квадрупольный масс-
спектрометр ВИМС; 19 — устройство для линейных перемещений и поворота об-
разцов при анализах; 20 — сканирующий оже-спектрометр; 21 — позиции контроля
образцов; 22 — ионный насос; 23 — сублимационный насос; 24 — манипулятор для
перемещений подложки; 25—электронно-лучевая пушка испарителя; 26 — крио-
насос; 27 — титановый сублимационный насос со встроенной крнопанелью; 28 —
вводы питания сублимационного насоса; 29 — криопанель; 30 — ионный насос;
31 — крнопанель, экранирующая молекулярные источники
Блоки управления установки МВЕ-500 изготовлены в модуль-
ном исполнении и включают в себя контрольные и регистрирую-
щие приборы, осциллографы и самописцы, блоки питания и про-
грамматоры, размещаемые в четырех стойках.
Установка молекулярно-лучевой эпитаксии МВЕ-1000 выпол-
нена в трехкамерном варианте (рис. 8.6). Между рабочей и ана-
литической камерами расположена камера загрузки и выгрузки
подложек. Она откачивается распылительным геттерным насо-
сом с быстротой откачки 1000 л/с. Через шлюз подложка вво-
дится в камеру для анализов, где ее поверхность очищают ион-
239
chipmaker.ru
ной бомбардировкой. Степень очистки контролируется оже-
спектрометром и масс-спектрометром. Затем с помощью магнит-
ного устройства подложка перемещается в рабочую камеру и
устанавливается в держателе манипулятора для проведения про-
цесса эпитаксии. Возможна одновременная работа нескольких из
восьми источников. В отличие от установки МВЕ-500, в рассмат-
риваемой конструкции все источники установлены на съемном
вертикальном фланце. Молекулярные потоки сходятся по гори-
зонтали на поверхность подложки. Состав потоков и остаточных
газов можно контролировать квадрупольным масс-спектромет-
ром. С помощью систем криопанелей, титанового сублимацион-
ного и ионного насосов в рабочей камере, так же как и в анали-
тической, поддерживается вакуум не хуже 10~8—10-6 Па. В со-
ставе остаточных газов преобладает водород, а общая скорость
натекания газов не превышает 10~8 Па-л/с.
Подложки с максимальным диаметром 36 мм на позиции эпи-
таксии можно нагревать до температуры 700°С с погрешностью
±0,2°С. Естественно, держатель изготовлен из сплавов, не со-
держащих легкоиспаряющихся компонентов.
Все восемь молекулярных источников, подвижные заслонки и
криопанели смонтированы на съемном фланце диаметром 450 мм.
Это позволяет легко и быстро с помощью специальной тележки
демонтировать весь узел источников и проводить чистку отдель-
ных его элементов. Влияние молекулярных источников друг йа
друга сведено к минимальному благодаря экранам и специаль-
ной конструкции подвижных заслонок. Контроль температуры
каждого источника до 1250°С выполняется с допуском ±0,5°С.
В установке предусмотрена возможность замены веществ в каж-
дом источнике без демонтажа общего фланца.
На корпусе рабочей камеры смонтирован дифрактометр быст-
рых электронов, позволяющий контролировать кристаллографию
растущей пленки в процессе эпитаксии. Аналитическая камера
может эксплуатироваться и самостоятельно для анализов раз-
личных объектов — в этом преимущество трехкамерной установ-
ки. На аналитической камере установлены оже-спектрометр и
квадрупольный масс-спектрометр с дифференциально откачивае-
мой сканирующей ионной пушкой. Диапазон регистрируемых мас-
совых чисел 1 —1000 а.е.м. Подложка с выращенной пленкой мо-
жет быть перемещена из рабочей в аналитическую камеру без
разгерметизации с помощью манипулятора. Здесь на выбранном
участке пленки можно проконтролировать состав поверхности,
а также выполнить послойный анализ распределения элементов
по глубине пленки с разрешением 3—5 нм.
Отечественные установки для молекулярно-лучевой эпитак-
сии сложных тонкопленочных структур также выполняются в од-
но- и трехкамерном вариантах, имеют по восемь молекулярных
сменных источников. Пределы регулирования температуры ис-
точников 300—1300°С с допуском поддержания температуры
240
±1°С. Манипуляторы подложек имеют по четыре степени по-
движности, с поворотом вокруг оси на 330°. Погрешность вос-
произведения положения подложки при перемещении вдоль од-
ной из координатных осей менее 0,1 мм. Электронная пушка ди-
фрактометра быстрых электронов с энергией до 20 кэВ форми-
рует пучок диаметром менее 200 мкм. Две ионные пушки с
энергиями иоиов 0,5—5 кэВ и диаметром пучков 2—5 мм поз-
воляют проводить очистку подложек и их послойное травле-
ние. Оже-спектрометр со встроенной электронной пушкой, фор-
мирующей пучок электронов диаметром не более 10 мкм, имеет
энергетическое разрешение 1%. В нем применен энергоанализа-
тор типа цилиндрического зеркала. Два квадрупольиых масс-
спектрометра используются для анализа составов молекуляр-
ных пучков, остаточных газов, а также материала подложек и
пленок. Они имеют разрешение порядка 200 и диапазон анали-
зируемых масс до 200 а.е.м. В установках имеется дифрактометр
медленных электронов с энергоанализатором тормозящего ти-
па и регулируемой энергией электронов от 10 до 1000 эВ.
В трехкамерной установке манипулятор позволяет линейно
перемещать подложку на длину не менее 1500 мм с погреш-
ностью фиксации ±1 мм. В каждой из трех камер помещают по
одной подложке. В рабочей технологической камере максималь-
ная температура нагрева подложки 800°С с допуском поддержа-
ния выбранной величины ±1°С.
Представляет интерес подробнее рассмотреть конструктивные
особенности и эксплуатационные характеристики источников мо-
лекулярных потоков.
Источник молекулярного потока представляет собой эффузи-
онную ячейку (источник Кнудсена) диаметром обычно 20 мм и
длиной 60—80 мм с помещенным внутрь легирующим материа-
лом в твердой или жидкой фазе. В процессе работы вещество
расходуется, что вызывает необходимость непрерывной коррек-
тировки теплового режима ячейки. Каждая ячейка — это разбор-
ный контейнер с выходным каналом определенного геометриче-
ского сечения. Атомы покидают внутренний объем ячейки с теп-
ловыми скоростями, проходя через отверстия в контейнере и эк-
ранах. Так как от источников зависит в значительной степени
состав потока атомов и его стабильность, то совершенствованию
их конструкции уделяют значительное внимание.
На рис. 8.7 изображены два однотипных источника молеку-
лярных потоков. В первом из них (рис. 8.7, а) тигель из нитрида
бора разогревается электрическим током, проходящим по тан-
таловой проволоке, продетой в сапфировые капиллярные трубки.
Многослойные экраны из мятой танталовой фольги толщиной
12,5 мкм экранируют тигель так, что для поддержания темпера-
туры 1210°С требуется мощность всего 26 Вт. При диаметре
выходного отверстия 3 мм и расстоянии от него до подложки
70 мм скорость роста алюминиевой пленки составляла 1 мкм/ч.
241
chipmaker.ru
Для сохранения такой же скорости осаждения золота требуется
повысить температуру до 1500°С. Высокие температуры обуслов-
ливают протекание химических реакций между материалами де-
талей, в частности между танталовым нагревателем и изолиру-
ющими сапфировыми трубками. Масс-спектральный анализ мо-
лекулярного пучка подтверждает наличие значительного коли-
чества примесей Al, Ah, А12О и AuAl (при нанесении золотой
пленки). Сигнал от соединения А12О имел интенсивность, пре-
Рис. 8.7. Источники молекулярных потоков: а — с тантало-
выми нагревателями и сапфировой изоляцией; б — с молиб-
деновым нагревателем и изоляцией из нитрида бора:
1 — танталовые экраны; 2 — нагреватель; 3 — платина-платинородне-
вая термопара; 4 — тигель; 5 — рабочее вещество; 6 — изоляционный
цилиндр из нитрида бора; 7 — платиновый внутренний экран
вышающую интенсивность сигнала от золота. Продолжитель-
ный (в течение нескольких часов) отжиг ячейки в вакууме замет-
но снижает интенсивность сигналов от примесей, однако они
превышают величины, соответствующие простому термическому
разложению сапфира. По-видимому, оксид алюминия А120з ин-
тенсивно восстанавливается танталом; продукты этой реакции
испаряются и после многократных соударений с экранами и стен-
ками ячейки попадают в поток и даже в тигель. Эффективное
парциальное давление А12О на выходе ячейки с температурой
1210°С равнялось 0,13 Па. Такой уровень загрязнения потока
алюминием и кислородом (>0,1%) недопустим при выращива-
нии, например, эпитаксиальных структур арсенида галлия.
В источнике на рис. 8.7,6 спираль нагревателя изготовле-
на из молибдена и уложена в пазы изолятора из пиролитическо-
го нитрида бора, из которого сделан и тигель. Внутренний теп-
242
ловой экран — платиновый, а наружный десятислойный экран —
из тантала.
Выбор молибденового нагревателя был сделан на основе рас-
чета теплоты образования нитридных соединений. Восстановле-
ние нитрида бора здесь минимально. При температуре 1350°С
диссоциация нитрида бора BN3 создает давление паров бора и
азота соответственно 8-10—4 и 2-10-2 Па. Особенности кинетики
диссоциации пиролитического нитрида бора не позволили масс-
спектрометрически зарегистриро-
вать содержание бора в молеку-
лярном потоке. На этом типе ис-
точника благодаря высокой чисто-
те пучка можно осуществлять вос-
производимое выращивание эпи-
таксиальных пленок. Важной
проблемой для эффективной рабо-
ты источника является обеспече-
ние изотермичности эффузионной
ячейки Кнудсена. Так как пло-
щадь испарения внутри ячейки
значительно больше эффузионно-
го отверстия, то внутри ее уста-
навливается равновесное давле-
ние. Диаметр отверстия не дол-
жен превышать величины 0,1 от
средней длины свободного про-
бега молекул газа при этом дав-
лении. Кроме того, толщина стен-
ки, в которой выполнено выход-
ное отверстие, должна быть как
можно меньше, чтобы молекулы
не адсорбировались на ней и не
Рис. 8.8. Источник молекулярного
пучка с тепловыми трубками:
1 — держатель; 2 — наружные плоские
экраны; 3 — нагреватель; 4 — тепловые
экраны; 5 — верхняя тепловая трубка;
6 — нижияя тепловая трубка; 7 — ти-
гель; 8 — отверстие в верхней тепловой
трубке; 9 — эффузионное отверстие в
тигле; 10 — рабочее вещество
рассеивались ею.
В усовершенствованном источнике (рис. 8.8) предусмотрено
выполнение следующих требований: 1) повторное испарение све-
дено к минимуму; 2) предельно снижены температурные гра-
диенты вдоль каждой ячейки и между ячейками; 3) уменьшена
инерционность.
В основу конструкции положен принцип теплопередающих
трубок, в которых для передачи теплоты используется испари-
тельно-конденсационный цикл. Тепловые трубки — это замкну-
тые сосуды с испаряемой жидкостью. В трубке имеются зона
испарения, получающая энергию извне, и зона конденсации, от-
куда жидкость возвращается в испарительную зону по стенкам
капиллярного тела. Технические ограничения применения тепло-
вой трубки при высоких температурах заключаются в основном
в механических характеристиках ее корпуса и стойкости по от-
ношению к теплоносителю. В качестве теплоносителя в источни-
243
chipmaker.ru
ке используют жидкий натрий. Теплопередача осуществляется
потоком пара с максимальной плотностью, соответствующей
температуре насыщеного пара, при этом теплопередача на не-
сколько порядков больше, чем в обычных теплопроводящих уст-
ройствах. Другое преимущество тепловых трубок — практически
равные температуры зон испарения и конденсации, т. е. систе-
му можно считать квазиизотермической. При соответствующей
конструкции температурные градиенты не превышают долей
градуса. Верхняя тепловая трубка размещена таким образом,
что температура эффузионного отверстия на несколько градусов
выше температуры корпуса. В рассматриваемой конструкции (с
нижним расположением спирали) между двумя тепловыми труб-
ками будет разность температур. Для снижения этой разности
между дном ячеек и их диафрагмами используются верхние и
нижние экраны.
Поток паров, выходящих через эффузионные отверстия диа-
метром 0,2—10 мм, движется в высоковакуумной камере как мо-
лекулярный. Обычно интенсивность такого потока составляет
10й—1015 см-2-с-1. В нем присутствуют и атомы, имеющие зна-
чительные поперечные составляющие скорости. Для их удале-
ния из пучка по его ходу непосредственно за источниками уста-
навливаются охлаждаемые жидким азотом экраны. Ударяясь о
поверхность экранов, атомы адсорбируются на ней, не загряз-
няя среду камеры. Основная же часть пучка достигает подлож-
ки, которая устанавливается обычно под углом около 25° к на-
правлению потока.
§ 8.3. ОСОБЕННОСТИ ТЕХНОЛОГИИ МОЛЕКУЛЯРНО-ЛУЧЕВОЙ
ЭПИТАКСИИ
С появлением в практике установок молекулярно-лучевой эпи-
таксии реализовались возможности для отработки многих тех-
нологических процессов выращивания сверхтонких структур.
Рассмотрим особенности эпитаксиального выращивания ле-
гированных слоев на подложке из арсенида галлия. Типовой ре-
жим процесса наращивания пленок арсенида галлия методом
МЛЭ следующий: температура подложки 600°С, соотношение
интенсивностей потоков (атомов) 7? = /As//Ga= Ю-=-100, темпера-
тура эффузионных ячеек для галлия 1000°С; мышьяка 300°С,
скорость роста 1 мкм/ч. Медленный рост пленок облегчает точ-
ный контроль структуры и состава. Процесс взаимодействия мо-
лекулярных потоков галлия и мышьяка с подложкой из арсе-
нида галлия не является термодинамически равновесным. Рост
слоя определяется поверхностной кинетикой и временем жизни
атомов на поверхности в процессе адсорбции и миграции. Ха-
рактерное время т миграции частиц зависит от химической при-
роды адсорбируемых частиц, энергии их адсорбции, температу-
ры подложки. Например, в случае конденсации получаемых из
244
двух источников атомов Ga и As на поверхности арсенида гал-
лия среднее время (с) миграции галлия на плоскости (111) оце-
нивается соотношением
*Оа=2,5-10“14 ехр [5/(ЛТ)],
где S = 2,6±0,2 эВ — энергия связи. В соответствии с этой фор-
мулой при температуре подложки 610°С тоа= 10 с.
С целью снижения температурного градиента подложки за-
крепляют на держателе манипулятора с помощью расплава ин-
дия, который удерживает подложку за счет сил поверхностного
сцепления.
В рабочем режиме галлий в ячейке находится в жидком со-
стоянии, мышьяк — в твердом.
В некоторых случаях эпитаксиальный рост пленок сложного
состава происходит только при одновременной адсорбции двух
или более компонент. Так, экспериментально установлено, что
при подаче на подложку только атомов As они полностью де-
сорбируются с поверхности подложки при температурах более
230°С, т. е. мышьяк не осаждается из пучка. Если же одновре-
менно включены оба потока (Ga и As), а мышьяк подается в
избытке, то происходит конденсация и пленка растет. Вероят-
ность адсорбции атома поверхностью и способность его встраи-
ваться в подложку в определенных условиях можно характери-
зовать коэффициентом захвата. Коэффициент захвата таких
элементов, как Si, Ge, Мп, Те, на полупроводниковых подлож-
ках близок к единице, тогда как для элементов С, Zn, Mg он
значительно меньше.
С целью изменения электрических свойств растущей пленки
в дополнительные ячейки Кнудсена загружают легирующие эле-
менты. Интенсивность их пучков обычно ниже, чем основных
потоков. Постепенно или резко изменяющиеся концентрацион-
ные профили примесей получают либо регулированием темпе-
ратур эффузионных ячеек с легирующими примесями, либо ис-
пользованием затворов, быстро перекрывающих пучки.
Важное значение для результатов эпитаксии имеет чистота
поверхности подложки. Например, монослой углерода может пол-
ностью нарушить процесс, поэтому стараются свести содержание
углерода до 0,05 монослоя. Очистку начинают с химического
травления в смеси серной кислоты, перекиси водорода и воды с
массовым отношением 15:1:1. Затем подложки промывают в
деионизованной воде и проводят термообработку в сверхвысо-
ком вакууме. Термообработку чередуют с ионой бомбардиров-
кой поверхности. Контроль чистоты осуществляют перед включе-
нием молекулярных источников с помощью оже-спектрометра и
анализатора вторичных ионов. Контроль структуры поверхност-
ного слоя выполняют на дифрактометре медленных электронов.
Постоянство толщины слоя по поверхности подложки зависит
от распределения плотности потока по сечению пучка, поэтому
245
chipmaker.ru
систему эпитаксии следует отрегулировать по подложке задан-
ных размеров.
Особенностью молекулярно-лучевой эпитаксии является по-
лучение более гладкой, чем у исходной подложки, поверхности
пленки. Это объясняется последовательным присоединением кон-
денсирующихся атомов к ступенькам роста. Однако при этом ва-
жен правильный выбор угла падения пучков на подложку и ее
температура. Температура подложки определяет и скорость рос-
та слоя. Обычно она составляет 350—750°С, что значительно
ниже, чем при эпитаксии из расплавов.
Помимо регулируемого изменения концентрации примесных
элементов по толщине пленки, метод МЛЭ позволяет получать
планарное распределение электрических свойств, используя
осаждение через масочные слои. Для этого на поверхности под-
ложки заранее формируют маску, например из диоксида крем-
ния, в которой методами фото- или электронолитографии вскры-
вают окна. Нормальный эпитаксиальный рост пленки из пото-
ков галлия, мышьяка и легирующей примеси происходит только
в окнах. На остальной поверхности молекулы GaAs конденси-
руются в виде плотной поликристаллической и полуизолирую-
щей фазы. Такую структуру с включенными в полуизолирующий
слой активными элементами можно уже использовать для син-
теза приборов.
Для создания различных твердотельных устройств на основе
арсенида галлия, например инжекционных лазеров, полевых
транзисторов и т. д., важно, чтобы произошло замещение опре-
деленного количества атомов Ga, или даже их всех примесными
атомами, например алюминия. Такое замещение не нарушает
заметно исходную кристаллическую решетку, так как галлий
и алюминий имеют похожие химические свойства и близкие зна-
чения атомных радиусов, поэтому можно синтезировать слои
различного состава: от чистого GaAs до чистого AlAs. Можно
также, перекрывая в нужный момент молекулярные потоки, вы-
ращивать многослойные структуры из чередующихся слоев
Ga^xAsAL или слоев AlAs на подложке GaAs. В таких струк-
турах каждый слой GaAs можно рассматривать как квантовую
потенциальную яму, строго ограничивающую энергетические
уровни электронов и дырок, определяющих электрические свой-
ства кристалла. Если промежуточные слои Ga]_xAsAlx между
слоями GaAs достаточно толсты (порядка 0,02 мкм), то каждую
потенциальную яму можно считать изолированной. При опреде-
ленных условиях электроны и дырки могут взаимодействовать
между собой через барьеры, образованные слоями Gai-xAsAlx.
Это можно использовать для создания электронных приборов
с сотнями чередующихся слоев при толщине каждого в единицы
и десятки нанометров.
На подложках GaAs из молекулярных пучков получены вы-
сококачественные пленки InAs. Соединения InAs и GaAs име-
246
ют близкие значения постоянных решеток (0,606 и 0,564 нм).
При изменении температуры подложки в интервалах 300—360 и
860—980°С и постоянстве соотношения интенсивностей потоков
атомов As и In (/?=/а8/Лп= 104-12) скорость роста пленки изме-
нялась от 0,028 до 0,22 нм/с. Оптически ровную зеркальную по-
верхность пленки имели при оптимальной температуре подлож-
ки 480°С. Снижение температуры до 350°С вызывало появле-
ние переходной (от монокристаллической к поликристалличе-
ской) структуры, а превышение температуры свыше 980°С со-
провождалось появлением волнистой поверхности.
Изменение соотношения интенсивностей потоков атомов As и
In при температуре 480°С позволило установить, что при Rom—
= 154-18 поверхность пленки содержит наименьшее количество
дефектов. При R<ZRom на поверхности возникают террасопо-
добные образования, при 7?>»25 растут бугорки.
Установлено, что появление выступов на поверхности эпитак-
сиальных пленок можно исключить, если вести осаждение не
прямо на подложку из арсенида галлия, а на буферный слой
InGaAs. Так, слои арсенида индия с толщиной 0,1—0,5 мкм и
ровной поверхностью удавалось вырастить при температурах под-
ложки 350—400°С только на буферном слое. В противном слу-
чае поверхностные выступы не исчезали даже при значительном
увеличении толщины эпитаксиальной пленки.
Метод МЛЭ позволяет резко снизить плотность дефектов в
активном слое полупроводниковых структур, что важно, напри-
мер, для полевых транзисторов с глубиной активной зоны ме-
нее 0,2 мкм. Этому способствует выращивание буферного вы-
сокоомного слоя между подложкой и активной зоной.
При синтезе сложных структур, например типа Ini-xGa^Sbi-y
Asj/, контроль хода процесса эпитаксии следует выполнять с по-
мощью ЭВМ. Исследование искажений решетки и неправильной
ориентации слоев JnxGai-xAs, выращенных на подложке из фос-
фида индия, проводилось дополнительно к дифракции быстрых
электронов на двойном рентгеновском монохроматоре. Установ-
лено, что в слоях с составом Ino.53Gao.47As искажения отсутству-
ют, а решетка совпадает по параметрам с решеткой 1пР. Если
параметры решеток не совпадают, то слои деформируются в тет-
рагональную структуру и имеют искаженную ориентацию по от-
ношению к подложке.
При контроле растущей структуры с помощью дифрактомет-
ра медленных электронов следует учитывать, что глубина про-
никновения медленных электронов составляет около 1 нм, поэто-
му методом ДМЭ исследуют поверхностную область толщиной
в 1—5 атомных слоев и только при временно отключенных моле-
кулярных потоках конденсируемых атомов.
Дифрактометр быстрых (с энергией 10—30 кэВ) электронов
позволяет непрерывно контролировать поверхностный слой тол-
щиной около 10 нм. Как падение первичного электронного луча
247
chipmaker.ru
с расходимостью 10-4 рад, так и наблюдение дифракционной
картины происходит под малыми углами к поверхности. Дифрак-
ционная картина на люминесцентном экране яркая и четкая, на
нее слабо влияют внешние магнитные поля. Этим методом иссле-
дуют не только поверхностную, но и объемную структуру. Гео-
метрические измерения можно выполнить точнее, чем в мето-
де ДМЭ, а также изучить аморфные и кристаллические образо-
вания, если подложка перемещается в пространстве камеры с по-
мощью манипулятора.
Метод МЛЭ позволяет наращивать монокристаллические ме-
таллические и диэлектрические пленки на полупроводниковые
пленки непосредственно после их получения в этой же установ-
ке. Так, изготовлены контакты с барьером Шотки на эпитак-
сиальных слоях GaAs с регулируемой высотой барьера и почти
идеальной поверхностью раздела металл — полупроводник. На
такой же подложке получены высококачественные полуизолиру-
ющие слои Al0,5Ga0,5As, легированные кислородом; слои обладают
значительной интенсивностью фотолюминесценции. С помощью
такого процесса, возможно, удастся создать полностью инте-
гральные оптические системы с очень малыми по размерам эле-
ментами. Так, уже были сформированы полосы шириной 10 мкм
с изменением состава в продольном направлении.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Рассмотренные в учебном пособии примеры процессов относятся
в основном к электронному приборостроении и не охватывают
всего многообразия направлений электронно-ионной технологии^
Эти процессы теперь эффективно осваивают в самых различных
областях народного хозяйства — химии, металлургии, машино-
строении, медицине, сельском хозяйстве и т. д. Они с успехом за-
меняют в ряде случаев традиционные методы обработки. Вслед-
ствие широкого диапазона выделяемых на объекте обработки
удельных мощностей можно получать результаты, не достигае-
мые ранее известными способами.
Методам электронно-ионной технологии присущи высокая точ-
ность и воспроизводимость результатов, возможность сочетания в
одной установке производственной операции с непрерывным кон-
тролем. Малая инерционность управления потоками заряжен-
ных частиц позволяет эффективно использовать ЭВМ, резко сни-
зив при этом затраты ручного труда на производстве.
Отсутствие механического контакта с объектом и жидкими
реактивами гарантирует чистоту обрабатываемых материалов.
Такие «сухие» процессы, в основном проводимые в вакууме,
удобно реализовать в модулях гибких автоматизированных про-
изводств (ГАП). Переход к полностью автоматизированному про-
изводству с управлением всеми процессами ЭВМ значительно об-
легчается тем, что в устройствах электрон но-ионной технологии
применяются прецизионные контрольные приборы.
Разработка научных основ процессов, исследования поведения
различных материалов в результате воздействия на них энерге-
тических потоков, а также создание автоматизированного обо-
рудования с приборами непрерывного контроля — основные на-
правления развития современной электронно-ионной технологии.
chipmaker.ru
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
Основная
1. Аброян И. А., Андронов А. И., Титов А. И. Физические основы элек-
тронной и ионной технологии. М., 1984
2. Вендик О. Г., Горин Ю. И., Попов В. Ф. Корпускулярио-фотонная тех-
нология. М., 1984.
3. Фридрихов С. А., Мовнин С. М. Физические основы электронной тех-
ники. М., 1982.
4. Чистяков Ю. Д., Райнова Д. П. физико-химические основы технологии
микроэлектроники. М., 1979.
5. Валиев К. А., Раков А. В. Физические основы субмикронной литографии
в микроэлектронике. М., 1984.
6. Николаев И. М. Оборудование и технология производства полупровод-
никовых приборов. М., 1977.
7. Быстров Ю. А., Иванов С. А. Ускорительная техника и рентгеновские
приборы. М., 1983.
8. Ивановский Г. Ф., Петров В. И. Ионно-плазменная обработка материа-
лов. М., 1986.
9. Зорин Е. И., Павлов П. В., Тетельбаум Д. И. Ионное легирование по-
лупроводников. М., 1975.
10. Попов В. Ф. Ионио-лучевые установки. Л., 1981.
И. Попов В. Ф. Физические основы ионного анализа материалов. Л., 1983,
12. Грищенко А. Ф. Ионное легирование в микроэлектронике. М., 1985.
13. Попов В. Ф. Установки для ионной обработки и анализа материалов.
Л., 1984.
14. Попов В. Ф. Технология электровакуумных приборов. Л., 1979.
15. Назаров Г. В., Сатаров Г. X. Оборудование для электронио-иониой и
рентгеновской литографии. М., 1984.
16. Попов В. К.. Ячменев С. Н. Расчет и проектирование устройств элек-
тронной и ионной литографии М., 1985.
17. Кирсанова Т. С. Формирование тонких пленок. Л., 1983.
Дополнительная
18. Рыкалин Н. Н„ Зуев И. В., Углов А. А. Основы электронио-лучевой
обработки материалов. М., 1978.
19. Башенко В. В. Электронно-лучевые установки. Л., 1972.
20. Шиллер 3., Гайзиг У., Панцер 3. Электронно-лучевая технология/Пер,
с нем. М., 1980.
21. Электронно-лучевая технология в изготовлении микроэлектронных
приборов/Дж. Р. Брюзр, Д. С. Гринич, Д. Р. Херриот и др./Пор ред.
Дж. Р. Брюэра: Пер. с англ. М., 1984.
22. Броудай И., Мерей Дж. Физические основы микротехнологии/Под ред.
А. В. Шальиова: Пер. с аигл. М., 1985.
23. Бронштейн И. М., Фрайман Б. С. Вторичная электронная эмиссия. М.,
1969.
24. Козлов И. Г. Современные проблемы электронной спектроскопии. М.,
1978.
250
25. Афанасьев В. П., Явор С. Я- Электростатические энергоанализаторы
для пучков заряженных частиц. М., 1978.
26. А. Г. Денисов, Ю. П. Машинский, Б. А. Полонский, О. Д. Протопопов.
Растровый оже-спектрометр//Электронная промышленность. 1978. Вып. II—12.
С. 107—115.
27. Попов В. К., Ячменев С. И. Электронная литография//Обзоры по элек-
тронной технике. Сер. 7. Технология, организация производства, оборудование/
ЦНИИ Электроника. М., 1985. Вып. 19.
28. Плешивцев Н. В. Катодное распыление. М., 1968.
29. Плазменная металлизация в вакууме/А П. Достанко, С. В. Грушец-
кий, Л. И. Киселевский и др. Минск, 1983.
30. Данилин Б. С., Сырчин В. К- Магнетронные распылительные системы.
М„ 1982.
31. Киреев В. Ю., Данилин Б. С., Кузнецов В. И. Плазмохимическое и иои-
но-химическое травление микроструктур. М., 1983.
32. Пранявичус Л., Дудонис Ю. Модификация свойств твердых тел ионны-
ми пучками. Вильнюс. 1980.
33. Технология ионного легирования/Под ред. С. Намбы: Пер. с япон./
Под ред. П. В. Павлова. М., 1974.
34. Онегин Е. Е. Точное машиностроение для микроэлектроники. М., 1986.
35. Черепин В. Т. Ионный зонд. Киев, 1981.
36. Векслер В. И. Вторичная ионная эмиссия металлов. М., 1978.
37. Петров Н. Н„ Аброян И. А. Диагностика поверхности с помощью ион-
ных пучков. Л., 1977.
38. Методы анализа поверхностей/Под ред. А. Зандерны: Пер. с англ./
Под ред. В. В. Кораблева и Н. Н. Петрова. М., 1979.
39. Дородное А. М. Технологические плазменные ускорители//ЖТФ. Т. 48.
Вып. 9. С. 1858—1870.
40. Черепин В. Т., Васильев М. А. Методы и приборы для анализа поверх-
ности материалов. Киев, 1982.
41. Вендик О. Г., Попов В. Ф., Зеленская Н. В Технология вакуумио-ду-
гового осаждения тонких пленок. Л., 1982.
42. Гришин С. Д., Лесков Л. В., Козлов Н. П. Плазменные ускорители.
М„ 1983.
43. Установка для нанесения покрытий осаждением ионов, извлекаемых из
плазмы вакуумной дуги/В. А. Осипов, В. Г. Падалка, Л. П. Саблев, Р. И. Сту-
лак//ПТЭ. 1978. Вып. 6. С. 173—175.
chipmaker.ru
ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ
Аберрация сферическая 59, 76, 181
— хроматическая 59, 76, 143, 181
Абсорбция 229
Автоэпитаксия 228
Адсорбция 229
— физическая 229
— химическая (хемосорбция) 229
Адгезия 193
Астигматизм 182
Вакуумная система 26, 34
Вакуумный переплав 17
— шлюз 26, 34, 40
Виддингтоиа — Томсоиа формула 9
Вина фильтр 184, 185
Вторичная иоииая эмиссия 144
-------- коэффициент 143
Вторичио-ионная масс-спектрометрия
133, 236
Гель 50
Гель-точка 50
Гетероэпитаксия 228
Десорбция 230
Деструкция полимеров 50
Дисторсия 182
Доза облучения 50, 51, 163, 166
Дуоплазматрон 29
Дэшмаиа формула 22
Золь 50
Зоид 59, 78, 87, 139
Зоииый переплав 17, 36
Имплантация 39
— ионная 151.
Ионный источник 173
Ионы вторичные 133
— отраженные 133
— первичные 133
Каналирование ионов 161
Катод гексаборидлантаиовый 38
— кольцевой 36, 43
— плазменный 38
Квантовое число главное 99
--- внутреннее 99
--- магнитное 99
--- орбитальное 99
Кинжальное проплавление 15, 19
Кластер 164, 169, 217
Кнудсена (эффузионная) ячейка ти-
гель) 235, 236
Кома 182
Кроссовер 31, 59, 76, 139
Ленгмюра формула 24
Линза электростатическая 179
— иммерсионная 179, 180
— одиночная 180
• — квадрупольиая 183
Литография иоииая 2'14
— электронная 51, 52
---разрешающая способность 52, 56
Масс-спектрометр 140
— квадрупольный 147
—• статический 148
Масс-сепаратор 183
— магнитный 185
Микрозонд ионный 139
Микроскоп ионио-эмнссиониый 139
— ионный масс-спектральиый 143
— электронный растровый 68, 74
------зеркальный 82
—- --просвечивающий 79
-------- эмиссионный 74
Мозли закон 100
Объектив иммерсионный 143
Объектив эмиссионный 144
Оже-электроиы 67, 85
Оже-спектрометр растровый 87
Оже-спектроскопия 85
Первеанс 31
Плазменный реактор плоский 131
---цилиндрический 130
Плотность мощности 13, 16, 43
--- объемная 13
Поверхностный псевдоморфизм 233
Пробег иоиа проецированный 156, 160,
216
--- траекторный 156
— электрона проективный 9
252
---траекторный 9
Пропускание 90
Пространство изображений 179
— объектов 179
Радиационно-химический выход 49
Разрешение 89, 91, 218
Распыление геттерное 117
—_ ионное 117, 166
----магиетронные установки 120,
124
— катодное 106
---- теория 107
Распыления коэффициент 108, 166
Рассеяние диффузное 8
— упругое 7
— — дифференциальное сечение 7, 8
Рассеяния угол 7
Рентгеновское излучение тормозное 47
---характеристическое 47, 64, 97,
101
Реитгеноспектральный микроанализ
97
Ричардсона — Дэшмана формула 28
Роуланда круг 104
Светимость 90
Светосила 89
Столкновения иеупругие 8
— упругие 7
Субмикроииая технология 213
Сцинтиллятор 79
Термокатод 27
Технологическая (рабочая) камера 26,
32, 45
Торможение электронное 155, 215
— ядерное 152, 215
Тормозная способность ядериая 152,
154
---- электронная 152
Травление сухое 129
Умножитель электронный каиаловый
78:
— фотоэлектронный 78, 142
Ускоряющее напряжение 18, 21
Ускоритель плазменный 200
Фазовое пространство 183
Фарадея цилиндр 145, 187
Фокусное расстояние 57
Фокусои 114, 115
Фотокатод 64
Функция экранирования 153
Хемоэпитаксия 228
Холла параметр 204
Электрона глубина проннкиовения 9
Электронная пушка 26, 27, 75
-------- аксиальная 37, 43
------ плосколучевая 43
— технология 7
Электронио-зоидовый анализ 67
Электроиио-лучевая обработка 18
— размерная обработка 21
— сварка 39
Электроино-лучевое испарение 23
— нанесение пленок 24
Электронно-оптическая система 57, 62
Электронный луч сфокусированный 18
— микроскоп сканирующий 46
Электронорезист 51
— контрастность 51
— чувствительность 51
Электроны вторичные 46, 62, 67, 68,
79, 143
— первичные 67, 68
----неупругоотраженные 68, 81
----упругоотражеиные 68, 73, 81
— — упругорассеяиные 79, 81, 84
Эмиссия автоэлектронная 202
Эмиттанс 183
Эмиттер электронов 27
— — плазменный 28, 31
Энергетические потери электрона
удельные 8
Эиергоанализатор 81, 88
— бездисперсионный 91
— дисперсионный 91
— разрешающая способность 81, 88
Эпитаксия молекулярно-лучевая 227
Яркость источника 139, 140, 214
chipmaker.ru
Chipmaker.ru
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие.......................................................... 3
Введение ............................................................ 5
Глава 1. Термические процессы электронной технологии................ 7
§ 1.1. Физические основы взаимодействия ускоренных электро-
нов с веществами............................................ 7
§ 1.2. Тепловые эффекты при электронно-лучевом нагреве . . 12
§ 1.3. Технологические процессы с электронным нагревом мате-
риала ...................................................... 16
§ 1.4. Установки для термических процессов электронной тех-
нологии ................................................... 25
§ 1.5. Технологические особенности и оборудование различных
видов термической обработки................................ 35
Глава 2. Технология и оборудование нетермической электронно-луче-
вой обработки...................................................... 46
§ 2.1. Физические превращения в веществах при облучении их
электронами................................................ 47
§ 2.2. Электроино-лучевая литография....................... 52
§ 2.3. Оборудование для электронной литографии............. 58
Глава 3. Электронно-зондовые методы анализа веществ................. 67
§ 3.1. Основные физические принципы растровой электронной
микроскопии........................................... 68
§ 3.2. Электронные растровые микроскопы.................... 74
§ 3.3. Электронная оже-спектроскопия....................... 85
§ 3.4. Растровые оже-спектрометры.......................... 87
§ 3.5. Реитгеиоспектральиый микроанализ.................... 97
§ 3.6. Оборудование РСМД.................................. 102
Глава 4. Ионное распыление материалов.............................. 106
§ 4.1. Физические основы ионного (катодного) распыления . . 106
§ 4.2. Технология иоииого распыления для напыления пленок 116
§ 4.3. Оборудование ионного распыления.................... 118
§ 4.4. Травление микроструктур............................ 129
§ 4.5. Оборудование ионио-плазмеииого травления........... 130
§ 4.6. Вторичная ионная масс-спектрометрия................ 133
§ 4.7. Оборудование ВИМС.................................. 138
Глава 5. Ионное легирование материалов .... ............ 151
§ 5.1. Физические основы иоииого легирования.............. 151
§ 5.2. Особенности технологии ионного легирования........ 163
§ 5.3. Оборудование для иоииого легирования............... 170
Глава 6. Ионио-лучевые и вакуумно-дуговые методы осаждения по-
крытий ............................................................ 192
254
§ 6.1. Осаждение пленок из сепарированных ионных потоков 193
§ 6.2. Оборудование ионно-лучевого осаждения пленок . . . 194
§ 6.3. Вакуумио-дуговой метод осаждения покрытий из плаз-
мы материалов электродов................................. 200
§ 6.4. Вакуумно-дуговое оборудование...................... 203
Глава 7. Ионная литография........................................ 213
§ 7.1. Физические основы ионной литографии................ 214
§ 7.2. Параметры технологических режимов ионной литогра-
фии ...................................................... 219
§ 7.3. Оборудование ионной литографии..................... 222
Глава 8. Молекулярно-лучевая эпитаксия............................ 227
§ 8.1. Физические основы формирования пленок из молеку-
лярных пучков............................................. 228
§ 8.2. Оборудование и технология молекулярио-лучевой эпи-
таксии ................................................... 234
§ 8.3. Особенности технологии молекулярно-лучевой эпитаксии 244
Заключение........................................................ 249
Список литературы................................................. 250
Предметный указатель.............................................. 252
chipmaker.ru
Chipmaker.ru
Учебное издание
Попов Владимир Федорович
Горни Юрий Николаевич
ПРОЦЕССЫ И УСТАНОВКИ
ЭЛЕКТРОННО-ИОННОЙ ТЕХНОЛОГИИ
Зав. редакцией В. И. Трефилов. Редактор Л. Г. Шемаиков.
Мл. редактор С. А. Пацева. Худ. редактор Т. М. Скворцова.
Тех. редактор А. К- Нестерова. Корректор В. В. Кожуткииа
ИБ № 6842
Изд. № ЭР-445. Сдано в набор 30.03.88. Подп. в печать 02.08.88. Т—14664.
Формат 60Х88’Аб. Бум. офсетная № 1 Гарнитура литературная. Печать офсетная.
Объем 15.68 уел. печ. л. 15.68 усл. кр.-отт. 16.98 уч.-нзд. л. Тираж 6800 экз.
Зак. № 223. Цена 1 руб.
Издательство «Высшая школа», 101430, Москва, ГСП-4, Неглннная ул. д. 29/14.
Московская типография № 8 Союзполиграфпрома
при Государственном комитете СССР по делам издательств,
полиграфии и книжной торговли,
101898, Москва, Центр, Хохловский пер., 7.