Травлення при високому тиску.. Курсова робота з Інші. Робота № 203020

Травлення при високому тиску.

Інформація про навчальний заклад

ВУЗ:

Національний університет Львівська політехніка

Інститут:

Не вказано

Факультет:

Не вказано

Кафедра:

Не вказано

Інформація про роботу

Рік:

2025

Тип роботи:

Курсова робота

Предмет:

Інші

Завантажити

Частина тексту файла (без зображень, графіків і формул):

Травлення при високому тиску  Принцип одержання плазми Розглянемо газ, що знаходиться між двома близько розташованими електродами, на который діє електричне поле. Будь-яка заряджена частка під дією полючи буде прискорюватися, а електрон унаслідок малої маси (1/1836-я частина маси протона) одержить саму велику швидкість. Частина електронів здобуває енергію, достатню для іонізації молекул газу при ударі, у результаті чого з'являються вторинні електрони, що також прискорюються. При тиску понад 1 Па, точна величина якого залежить від зазору між електродами, цей процес приводить до утворення плазми. У сталому стані швидкість появи нових іонів і електронів відповідає швидкості їхніх утрат унаслідок різних причин. При тиску нижче 103 Па плазма розподілена між електродами у виді порівняно однорідного тліючого розряду, тоді як при більш високому тиску вона прагне до локалізації в меншому просторі. Плазма тліючого розряду складає основу плазменого руйнування (розпилення), плазменого травлення і плазменого осадження - процесів, використовуваних при виготовленні СБІС і розглянутих у дійсній книзі. Унаслідок більш високої швидкості електронів у порівнянні з позитивними іонами електрони швидше рухаються по на-правлінню до електрода і стінок камери, тому плазма тліющого розряду заряджена позитивно стосовно зазначених поверхонь, а виникаюче поле, що сповільнює, зменшує швидкість втрат електронів до рівня швидкості втрат іонів. Периферійна область що сповільнює полючи, відома за назвою темного катодного простору, прискорює позитивні іони, що залишають плазму і приходять до стінок камери з енергією 10—103 еВ (965—96500 кдж/моль). Ця енергія велика в порівнянні з енергією хімічного зв'язку і приблизно на порядок перевищує граничну енергію чи десорбції розкладання адсорбованих речовин. і нейтральних часток. Тліючий розряд характеризується низьким рівнем іонізації; при типовому значенні потужності, що розсіюється на електроді, при тиску 100 Па. Отже, зіткнення електронів з іншими частками відбуваються набагато частіше, ніж один з одним, тобто рух електронів підкоряється законам ідеального газу, а не кулонівскої взаємодії. Це справедливо для умов , коли (7.1) де п — електронна щільність (см-3), kTe — температура. електронів (ев), k = 8,6*10-5 — постійна Больцмана (ев/ДО). Температуру електронів у плазмі звичайно виражають в одиницях енергії kTe, а не в Кельвінах Ті. Для енергетичного розподілу по Максвеллові відповідна середня кінетична енергія дорівнює 3/2^Ті. У дійсності, тому що більшість електронів не. зіштовхуються один з одним, їхній енергетичний розподіл не відповідає максвеллівському, але за температуру електрона як і раніше приблизно приймають середню, чи характеристичну, енергію електрона. Її типове значення складає 2еВ, так що нерівність (7.1) легко виконується. Зіткнення електрона з чи атомом молекулою може бути пружним, при якому змінюється тільки кінетична енергія молекули, чи непружним, при якому змінюється і внутрішня енергія. Для молекули MX (де X означає більш електронегативний атом) непружні зіткнення приведуть до появи різних часток, включаючи вільні радикали (М, Х), збуджені стани (MX*), фотони, електрони, позитивні іони (МХ+ і М+) і негативні іони (Х-). Вільні радикали й у деяких випадках довгоживучі (метастабільні) збуджені частки є важливими хімічними реагентами при плазменому травленні. Фотони створюють світіння розряду, забезпечуючи коштовну аналітичну інформацію. Генерація позитивних іонів збільшує зміст електронів і підтримує плазму. Виникнення негативних іонів приводить до втрати електронів. Реакції приєднання електронів(1.2) (1.3) є дуже важливими. Про негативні іони в плазмі мало відомо, у тому числі про тім, у якому ступені вони впливають на Tе, рекомбінацію з позитивними іонами і дуфузію електронів і позитивних іонів. Швидкість будь-який електрон молекулярної ударної взаємодії теоретично може бути знайдена шляхом обчислення інтеграла (1.4) Для тліючого розряду можна одержати тільки приближенрешение. Тут п (див-3) — щільність електронів. Швидкість удару v практично дорівнює швидкості електрона, тому що електрони рухаються набагато швидше молекул. Для розподілу Максвелла середнє значення швидкості електронів рівно (1.5) =108 см/с при kTе = 2 ев. Тут m = 0,91*10-27 м — маса електрона . У рівнянні (1.4) s (см2) — поперечний переріз зіткнення для розглянутої взаємодії, що залежить від енергії електрона е і позначено як s(e). Для взаємодій, що утворять позитивні іони, багато хто з цих функцій відомі , але для інших невідомі, за виключенням деяких реакцій приєднання електронів. Функція f(е)-розподіл електронів по енергії, що невідома для плазми надзвичайно неоднорідна в межах катодного простору, де відбувається більшість взаємодій в умовах високого тиску. Інтеграл добутку vsf по всім е відомий як константа швидкості реакції ДО , добуток NK дорівнює частоті електронних зіткнень v (з ') для цієї реакції. Стаціонарну концентрацію активних часток у плазмі визначають на підставі рівності швидкостей генерації кожного сорту. Для заряджених часток швидкість так само важко оцінити, як і швидкість генерації, тому значення концентрації електронів і іонів тут не розрахований. Існують деякі досить надійні експериментальні виміри цих величин. Там же приведені деякі останні спроба моделювання кінетики всього процесу плазменного травлення.  Електрони Грубу оцінку температури електронів (середньої енергії) в обсязі плазми можна одержати, зважаючи на те, що енергія електронів зростає під дією електричного полючи до тих пір, поки не почне впливати механізм втрат а саме взаємодія з молекулами. Значна частина таких взаємодій сприяє генерації позитивних іонів для підтримки розряду. Згадані взаємодії мають граничну енергію (потенціал появи) е0, нижче якої s = 0, а вище якої s має максимальне значення яке повільно зменшується при високих енергіях. Наприклад, е0 для іонізації Аг складає 15,8 еВ. Припустимо, що розподіл є максвелівським, тоді частка електронів з енергією, що перевищує е0, може бути обчислена в залежності від kTe. Результати розрахунку в графічній формі показані на мал. 7.6. Як можна помітити, при 2 еВ 0,1%. Мал. 1. Частка f електронів у розподілі Максвелла, енергія яких перевищує енергію іонізації е0, аргону при температурі Ті. Частка електронів, необхідна для підтримки розряду в плазмі Аг, визначається швидкістю втрат Аг+, але kTc не дуже сильно залежить від цієї частки, що у свою чергу слабко залежить від е0. Тому в широкому ряді тисків, складів газу й е0 добуток kTе підтримують на рівні декількох електрон-вольтів для плазми тліючого розряду, хоча в напрямку до області з низьким тиском існує компонент з набагато більше енергетичними електронами, прискорених від електродів у плазмі без зустрічних зіткнень. Електричні виміри за допомогою зонда дають значення енергії виходу в електрон-вольт, її більш точне визначення сполучене з різними труднощами. Вплив реакцій іонізації на максвеліський розподіл електронів по енергії складається в усіканні його вище е0 і переклад електронів в область малих енергій, але для плазми, у якій відбувається травлення, ситуація занадто складна, щоб представити залежність f(e). На відміну від вище розглянутого випадку при пружних зіткненнях електронів з молекулами передається незначна енергія. При масі електрона m, масі молекули M, де m <<M, частка енергії, передана при лобовому зіткненні типу твердих куль, дорівнює (1.6) що складає 5*10-5 для Аг. Між зіткненнями електрон проходить відстань (1.7) вираження для який аналогічно вираженню для молекул, за винятком множника 21/2, тому що vе >>vm. Тут величина s — поперечний переріз зіткнення з обміном імпульсами, причому для Аг при 2 ев типове значення цього перетину дорівнює 3*10 -16див2 . Використовуючи вираження, знаходимо, що L = 0,01 см при 103 Па. Навіть при цьому високому тиску електрон буде випробувати тільки пружні зіткнення, утрачаючи ~ 1 % енергії, з яким він ввійшов у плазму, при перетинанні типового міжелектродного зазору величиною 1 см. От чому визначають kTe, а не механізм іонізаційних утрат, при якому передається набагато велика частина енергії. Пружні зіткнення обмежують рухливість електронів (швидкість у напрямку електричного поля чи одиничної напруженості), а це у свою чергу обмежує електропровідність плазми. Внесок в електропровідність позитивних і негативних іонів набагато менше, тому що через велику масу їхня рухливість набагато нижче. Якщо частота прикладеної напруги значно менше частоти пружних зіткнень v, то при розрахунку електропровідності зміною поля в часі можна зневажити. Думаючи, що s залишається постійним у всьому діапазоні vе, Для vr= 108 см/с, s = =3-10-16 див2 і Р=102 Па маємо v = 7*108 c-1, тому частотний критерій зберігається для травлення при високому тиску й електропровідності, рівної (1.9) де Jе -потік електронів, Е — напруженість електричного поля, q = -1— заряд електрона, Q = 6,24* * 1018 1/Кл. Величина і (см/с) являє собою швидкість електрона в напрямку електричного поля, її не слід плутати з тепловою швидкістю vе, що набагато більше, ніж і в обсязі плазми. Величина b, рівна і/Е, є рухливістю електронів. Тепер варто виразити й в одиницях вимірюваних властивостей. Дотичні зіткнення не змінюють напрямку імпульсу ти, а лобові змінюють його на зворотне, тому в середньому зіткнення змінює напрямок імпульсу приблизно на ти. На підставі такої зміни напрямку імпульсу що тягне (гальмуюча) сила повинна врівноважуватися силою електричного поля, тобто (1.10) Константа У визначена у вираженні (1.5). Поєднуючи вираження (7.18) — (7.20), одержимо (1.11) Нехай п= 1010 см-3, v=108, s = 3*10-16 см2, а N задається вираженням (7.2). Тоді sigma=1/(2,6Р) (де Р виражається в Паскалях), що відповідає опору (на одиницю площі електрода) 260 Ом*см2 при меіжелектродному зазорі 1см і тиску 100 Па. Для порівняння помітимо, що типова прикатодна область із середнім спаданням напруги 200 В и щільністю струму 10-3 А/см2 має опір 2*105 Ом*см2, тому можна вважати, що обсяг плазми в порівнянні з при катодною областю відносно еквіпотенціальний, що буде враховано нижче. Механізм підвищення енергії електронів залежить від того, чи перевищує частота поля, прикладеного між електродами. Деяку граничну частоту, рівну приблизно 3 МГц для плазми С12 при тиску 40 Па. Розглянемо низькочастотний механізм, звернувшись до мал, на якому показаний розподіл потенціалу уздовж плазми при заземленому правому електроді і лівом електроді, до якого прикладене зсув, симетричне щодо землі з напругою розмаху, рівним 2Va , правий електрод — це підложкотримач. Втрата електронів у напрямку до електродів буде підтримувати потенціал обсягу плазми вище потенціалу більш позитивного електрода приблизно на kTе, тому що це величина потенціалу, що сповільнює, що можуть перебороти електрони при зворотній дифузії з плазми. EMBED PBrush Мал 2. Зміна інтенсивності оптичного випромінювання збудженого радикала CCl4 уздовж осі в розряді CCl4 при міжелектродному зазорі y=2,1 см. частоті 50 кгц і питомої потужності 0,7; штрихова лінія знята при 21 Па, суцільна – при 106 Па . Енергія електронів, що не залежить від електродів і обумовлений флуктуаціями електричного поля. Його пояснення полягає в наступному. При відсутності газу електрони будуть рухитись взад - вперед в електричному полі зі зрушенням по фазі Pi/2 і незмінної в часі середньою енергією. Пружні зіткнення з молекулами змінюють фазовий кут, що приведе до збільшення падіння енергії і викличе розширення кривої розподілу електронів по енергії. Електрони продовжують рухатись у плазмі катодного простору, випробуючи пружні зіткнення, що викликає їхній розкид по енергіях. Енергія деяких електронів збільшується і стає достатньої для іонізації і тим самим для підтримки плазми. Інше пояснення полягає в тому, що електрони, відбиті від катодної області, швидко прискорюються, якщо в даний момент Va було негативно. Більше поле на краю катодного простору в порівнянні з обсягом свідчить на користь останнього процесу. У будь-якому випадку важливий для плазменого травлення ефект полягає в тім, що Va зменшується з ростом частоти доти, поки високочастотний механізм підвищення енергії не стане помітни Показаний графік залежності Va від частоти для розряду Cl2 при тиску 40 Па, питомої потужності 0,6 Вт/см3 і міжелектродному зазорі 1 см. Маються також інші відмінності. На високій частоті струм зрушиться майже на Pi/2 по фазі від напруги Va. Мал 3. Залежність максимальної напруги Va від частоти для розряду Cl2 при постійній потужності 0,6 Вт/см3, тиску 40 Па і міжелектродному зазорі 1 см. II частоті знаходяться в одній фазі. При збільшенні потужності на високій частоті Vа росте пропорційно струму, оскільки для створення великого числа іонізуючих електронів необхідна більш висока напруженість електричного поля, хоча на низькій частоті для великого збільшення струму потрібно тільки невелике збільшення Vа внаслідок чутливості коефіцієнта вторинної електронної емісії до Va. Раніше було припущенно, що для типової потужності 1 Вт/см2 на електроді n= I010см-3. Хоча була встановлена деяка залежність п від частоти, тиску, складу газу і геометрії системи, виявилося, що це число можна одержати за допомогою вимірів зондом Ленгмюра в різних умовах. Розрахункова концентрація Cl2 на підставі інтенсивності флюоресцентного випромінювання, стимульованого лазером, складає 1,4- 1010 см-3 для плазми С12 при тиску 40 Па, 13 МГц і щільності потужності 2,5 Вт/см2 . При значно більшій щільності чи потужності при магнітному триманні плазми значення концентрації. Останній метод перешкоджає відходу швидких електронів, що з'являються при тисках нижче 10 Па. Він звичайно застосовується при розпиленні, а недавно був використаний при плазменому травленні методом РИТ. Іони Енергія, передана при пружних зіткненнях іонів з молекулами, унаслідок близькості їхніх мас вище, ніж для електронів. Тому в обсязі плазми температура іонів і молекул однакова і підтримується в діапазоні від кімнатної до декількох сотень градусів за рахунок переносу тепла до стінок камери. При наявності градієнта щільності плазми поблизу її краю позитивні іони прискорюються, тому що набагато більш швидкі електрони викликають їхню дифузію, у результаті чого встановлюється поле, що захоплює іони і сповільнює електрони так, що обидва типи часток дифундують з однією швидкістю, обумовленої коефіцієнтом амбіполярної дифузії Dл; якщо Ті>>Т1 , те маємо співвідношення (1.12) де коефіцієнт дифузії іонів D\ близький по величині до коефіцієнта дифузії молекул і назад пропорційний р. На вході в катодний простір щільність електронів падає до нуля через втрати електронів на стінках, тому іони, що наближаються до катодного простору, внаслідок амбиполярної дифузії прискорюються . Інший спосіб розгляду цього ефекту заснований на тому, що в обсяг простору, зайнятого електронами, може проникати поле, що сповільнює, па краю плазми аж до потенціалу kTe/q, тому іони прискорюються під дією цього потенціалу перш, ніж ввійти в область позитивного просторового заряду, що містить у собі катодний простір. Цей ефект відомий за назвою критерію Бома і більш докладно розглянутий у роботі . Він ілюструється поряд з іншими явищами в катодній області. Потік іонів F1 у катодний простір є добутком швидкості інжекції і щільності. Останнє майже та ж саме, що і щільність електронів, унаслідок вимоги зарядової нейтральності обсягу плазми; таким чином, маємо (1.13) Для Mi (г) З1+ і Tе = 2 еВ швидкість інжекції складе 2,4-105 див/с. При п= 1010 див -3 потік буде дорівнює 2,4-1015 див -2. с -1, чи 4*10 -4 А. Помітимо, що fi не залежить від катодного падіння потенціалу, по обмежений дифузією. Тому що всі іони, інжектовані в катодну область, прискорюються в напрямку електрода і F1 однорідний біля периферії через однорідність щільності плазми, те іонний струм на електрод пропорційні його площі і на менший електрод потече менший струм. На противагу цьому електронний струм буде протікати на електрод будь-якої площі доти, поки потенціал плазми перевищує потенціал електрода приблизно на kTe, і цей струм не залежить від площі електрода для рівних електродних потенціалів. Отже, менший із двох конфронтуючих електродів спочатку буде одержувати струм іонів, менший струму електронів із плазми у ВЧ-поле. Якщо цей електрод має ємнісний зв'язок із джерела Мал 4. Явища в прикатодної області: а — відхід швидкого електрона; б -поранення повільного електрона; у — інжекния іона; м — відображення іона; d— розсіювання на нейтральній частці; в— обмін зарядом іона нейтральною часткою; ж — емісія вторинного електрона; э—іонізація електронним ударом. 1—прикатодний потенціал, nе і n1 — концентрація електронів і іонів відповідно. kTB — температура електронів (еВ). Це «сам зсув» може бути близьким по величині до Va і звичайно використовується при розпиленні для збільшення енергії іонів, що прискорюються в напрямку до мішені. Однак якщо тиск зростає до режиму травлення при високому тиску, те цей ефект зникає завдяки колімації плазми на ділянці більшого електрода, приблизно рівного по площі меншому електроду. Іони, що виникають поблизу меншого електрода, очевидно, ре комбінують, перш ніж досягти більш віддаленої поверхні більшого електрода, унаслідок малої швидкості дифузії при високому тиску. Цей перехід до режиму високого тиску більш різко виражений при високій щільності потужності; він відбувається при ~10 Па для CCl4— З12 і NF3 і при 70 Па для SiCl4—C12 , принаймні в звичайних умовах. Крім дифузії в катодний простір позитивні іони можуть взаємодіяти в обсязі плазми. Хімічна іонізація полягає у взаємодії іонів з нейтральними частками, при якому утворяться інші іони і нейтральні частки. Рекомбінація може відбуватися з негативними іонами (наприклад, Сl++З1--2С1'), а у випадку молекулярних іонів, для яких виділена енергія може поглинатися шляхом розриву зв'язку, — з електронами. У деяких сумішах, для яких енергія метастабільного стану одного газу близька до енергії іонізації іншого газу, іони можуть утворюватися завдяки пеннінговському процесу, наприклад (1.14) Швидкість і відносна важливість цих процесів у плазмі, використовуваної для травлення, загальновідомі, тому продовжимо розгляд поводження іонів у катодній області. Визначимо іонний потік і розподіл енергії в пластини, тому що це має безпосереднє відношення до ефекту іонно-стимулірованного травлення. Якщо іон перетинає катодний простір, коли потенціал електрода мінімальний, і якщо він не випробує зіткнень, він може досягти пластини з максимальною енергією] — qVa. При високій прикладеній частоті попу потрібно багато періодів чергування напруги, щоб перетнути катодний простір, і його максимальна енергія буде мати приблизно усереднене за часом значення при катодного потенціалу, тобто V a/Pi. Значення максимальної енергії | встановлено експериментально за допомогою аналізу енергії іонів, що пройшли через отвір в електроді; було знайдено, що для Кг+ у плазмі Аг гранична частота складає ~4МГц. Значення цієї частоти майже те ж, що і для границі дії механізму підвищення енергії електронів. Обоє цих ефекту можуть бути зв'язані тим, що при занадто високій частоті іони не можуть придбати енергію qVa за час перетинання катодної області, унаслідок чого падає коефіцієнт вторинної електронної емісії з електрода і відносно більш важливим стає механізм прискорення електронів в обсязі плазми. Зменшення I поряд з падінням максимальної енергії іона від qVa до qVa/Pi приводить до зменшення більш ніж на порядок величини максимальної енергії іона в електрода при зміні частоти від 400 кгц до 13 Мгц. Той чи інший частотний режим може бути кращим у залежності від того, яка енергія потрібно іону для активації бажаної реакції травлення і яке при цьому небажаний вплив. Для низькочастотного режиму зниження частоти не збільшує енергію іона в пластини помітним образом, але створює проблеми, зокрема, при цьому відбувається заряд шари. Зв'язок по потужності має ємнісної характер і для рівнобіжних електродів справедливе співвідношення (1.15) де d (см)-ефективний зазор контакту між пластиною й електродом, що може бути прийнятий рівним 2*103, тому С = 4,5*10-11 Ф/см2. За половину періоду, коли Va позитивно на протилежному керуючому електроді, на пластину проходить потік іонів емітуєтся менший потік вторинних електронів, що ми не будемо враховувати) при відсутності потоку електронів, вона буде заряджатися до потенціалу, рівного (1.16) Розрядка відбувається під час наступного півперіода внаслідок дифузії електронів. Для приведеного тут значення С, j=10-3 А/см2 і j=105 Гц знаходимо, що V досягає ! 12 Б між зворотною стороною пластини і землею. Це помітна частина Va, і тому що С неоднорідна по площі пластини. Такий розкид впливає на рівномірність швидкості травлення як безпосередньо внаслідок її стимуляції іонним бомбардуванням, так і непрямим образом, за рахунок зміни коефіцієнта вторинної електронної емісії, що визначає локальну щільність плазми. Дотепер розгляд не стосувався зіткнень з молекулами газу в катодній області. За винятком умов дуже низьких тисків, в інших випадках у катодній області іони втрачають енергію через зіткнення з молекулами, і під дією удару прискорених вторинних електронів молекули перетворяться в додаткові іони. Розглянемо поводження іонів у катодній області, припускаючи сталості прикатодного потенціалу V0 і не намагаючись врахувати його коливання з прикладеною частотою. Найпростіший випадок складається у відсутності зіткнень у катодній області при низькому тиску, при., якому іони з плазми випробують вільне прискорення до електрода. Щільність просторового заряду іонів р (см~3) у будь-якій крапці по координаті х у межах катодної області пропорційна градієнту електричного поля Е в відповідності з одномірним рівнянням Пуассона (1.17) де e — діелектрична проникність, рівна тут діелектричної проникності вакууму. Зв'язок по потужності має ємнісний характер і для рівнобіжних електродів справедливе співвідношення (1.18) де d (див)-ефективний зазор контакту між пластиною й електродом, що може бути прийнятий рівним 2*103 тому С = 4,5*10-11. За половину періоду, коли Va позитивно на протилежному керуючому електроді, на пластину проходить потік іонів емітується менший потік вторинних електронів, що ми не будемо враховувати при відсутності потоку електронів, вона буде заряджатися до потенціалу, рівного (1.19) Розрядка відбувається під час наступного півперіоду внаслідок дифузії електронів. Для приведеного тут значення. С, j=10-і j=105 Гц знаходимо, що V досягає 12 Б між зворотною стороною пластини і землею. Це помітна частина Va , і тому що С неоднорідна по площі пластини, може з'явитися розкид в енергії іонів. Такий розкид впливає на рівномірність швидкості травлення як безпосередньо внаслідок її стимуляції іонним бомбардуванням, так і непрямим образом, за рахунок зміни коефіцієнта вторинної електронної емісії, що визначає локальну щільність плазми. Дотепер розгляд не стосувався зіткнень з молекулами газу в катодній області. За винятком умов дуже низьких тисків, в інших випадках у катодній області іони втрачають енергію через зіткнення з молекулами, і під дією удару прискорених вторинних електронів молекули перетворяться в додаткові іони. Розглянемо поводження іонів у катодній області, припускаючи сталості прикатодного потенціалу V0 і не намагаючись врахувати його коливання з прикладеною частотою. Найпростіший випадок складається у відсутності зіткнень у катодній області при низькому тиску, при якому іони з плазми випробують вільне прискорення до електрода. Щільність просторового заряду іонів у будь-якій крапці по координаті ах у межах катодної області пропорційна градієнту електричного полючи Е в. відповідності з одномірним рівнянням Пуассона (1.17) де e — діелектрична проникність, рівна тут діелектричної проникності вакууму. Інтегруючи по всій довжині t катодної області при допущенні сталості струму і вільного прискорення в електричному полі, одержимо, Класичний закон Чайлда — Ленгмюра , установлений для електронів, що для однократно заряджених іонів з атомною масою Z, і масою М1 має вид (1.18) Для Аг (Z = 40) при типовому режимі (струм інжекції j = = 10-3 А/див2 і катодний потенціал V0 = 200 В), відповідно до вираження (7.28), t = 0,16 см. Відзначимо, що для досягнення більшого струму (більш високої потужності) потрібно більш вузька катодна область, необхідна для збільшення напруженості електричного полючи, щоб екстрагувати струм в області просторового заряду. Те ж саме справедливо для високого тиску, коли в катодній області відбуваються зіткнення, хоча функціональний зв'язок у цьому випадку інший. Мал. 7.4. Розподіл по енергії іонів, що пройшли через отвір у катоді, в розряді Ne на постійному струмі. Для Nе+ тиск P складало 63 Па. товщина при катодній області : і поперечний переріз, що забезпечує найкращу згоду з розрахунком, s= =1.5*1015 ; для Nе++ Р=80 Па t=0,7 см, s=4*10-16 см^2 . Іон-молекулярні зіткнення в катодній області впливають на енергію іонів в електрода, що знаходиться в діапазоні від нуля до qVo і може бути обмірювана шляхом аналізу енергії іонів, що проходять через отвір в електроді. Було встановлено, що для розряду постійного струму деяких газів при робочому тиску 13—400 Па розподіл іонів по енергіях погодиться з моделлю, для якої передбачається, що р залишається постійним по всій катодній області а поперечний переріз зіткнення s не залежить від енергії іона. Значення t одержували на підставі вимірів, а для розрахунку L- по вираженню s використовували як підгінний параметр. Результати розрахунку показані для іонів Ne+ і Ne++ у плазмі чистого Nе при співвідношенні <<t Товщина катодної області t (0,7—1) була більше залікової і більше типової товщини. Було встановлено, що обмірюваний поділ іонів Ne по енергії відповідає моделі й обране значення S гарне погодиться з відомими даними. Набагато менші енергії іонів Ne у порівнянні з енергіями іонів Ne++ відбивають той факт, що S велико при резонансному обміні зарядом (М+ + М —>М+М+) між атомами молекулами і їхній однократно зарядженими іонами. Така взаємодія відбувається при ковзних зіткненнях, при яких не передається кінетична енергія, наприклад s (Аг) =3,5*10-15 при 30 еВ. У результаті обміну виникають швидка нейтральна частка, яка володіє кінетичною енергією хімічно активного іона, що спочиває іон. Розподіл подібних іонів по енергіях було обмірювано недавно для С12+ і С1+, утворених у плазмі при частоті 100 кгц і 13 МГц . Втрати енергії іоном за те зіткнення в катодній області зростають зі збільшенням відносини t/L. Відношення росте зі зменшенням потужності, тому що при цьому росте t, а також зі збільшенням тиску і s, що супроводжується падінням L. Незважаючи на те що модель не застосовна до травлення в плазмі змішаних речовин, її основні положення можуть бути використані: оцінка втрат енергії в катодній області по відношенню t/L і набагато більше значення S для іонів, що можуть обмінюватися зарядами. Іонізація в катодній області за допомогою електронів, прискорених у напрямку до плазми, веде до того, що іонний струм через електрод вище, ніж струм іонів, інжектованих із плазми, і це додатково зменшує довжину t області просторового заряду. Ефекти, зв'язані з обміном заряду при зіткненні, були враховані в залежності від тиску, і деякі характерні результати представлені для іонів Аг а при наступних умовах: інжектованих іонний струм дорівнює 10-3, V0 = 200 В, коефіцієнт вторинної електронної емісії дорівнює 0,2 і перший коефіцієнт іонізації (число електронів, генеруючих при проходженні іонів Аг у газі одного сантиметра) дорівнює 0,1 Р (Па). Граничні значення для низьких тисків відповідають закону Чайлда—Ленгмюра. Зі зростанням тиску середня енергія іона поступово падає (розподіл по енергії в даній роботі не розглядалося), а щільність струму починає різко рости при тиску понад 100 Па. При високих тисках t стає назад пропорційним Р. Розрахункові залежності параметрів при катодній області від тиску Р. i—поток іонів на електрод, е -середня енергія іонів в електрода, Г-товщина при катодній області. іонного тиску (у даному випадку ~400 Па) середнє число зіткнень іона, що перетинає всю катодну область, залишається на одному рівні. Те ж відноситься і до швидкості іона, як показано. Експериментальна перевірка розрахунків не проводилася. Провідність катодної області росте збільшенням тиску завдяки іонізації в ній, тоді як провідність обсягу плазми, як показує вираження (7.21), зменшується внаслідок пружного розсіювання. Вплив умов у плазмі на енергію іонів у пластини полягає в наступному: максимальна енергія при частоті нижче декількох мегагерц набагато вище, ніж при більш високій частоті, а розподіл іонів по енергії зрушено в область низьких значень тим більше, чим вище тиск і нижче потужність. Тік іонів на пластину росте з ростом потужності і тиску. Передбачалося, що електричне поле і потік часток завжди спрямовані перпендикулярно поверхні пластини, що бажано для анізотропного травлення, розміри елементів топології, витравлених на поверхні, набагато менше t, і вони не заряджаються однаково, те електричне поле в катодній області не буде змінюватися. Згідно 1.12, t>10-2 див навіть при 103 Па, тому перше допущення цілком прийнятне. Однак необхідно ретельно стежити за конфігурацією електрода і заземленої пластини, щоб усунути крайове поле розсіювання в границі пластини. Такс» поле може привести до особливого «зубцеобразного» травленню профілів елементів при РИТ Si2. Неоднакова зарядка може відбуватися на ізольованих елементах топології таких як чи фоторезист оксид, якщо частота досить низька і за час півперіода може накопичуватися заряд (1.16) чи якщо між електродами прикладений постійний зсув так, що протікає усереднений за часом струм на пластину. Розсіювання іонів при зіткненні в катодній області зменшує спрямованість переносу енергії незважаючи на перпендикулярність електричного полючи поверхні пластини. Розглянемо 45°-не зіткнення, описуване потенціалом взаємодії типу «твердих куль», між іоном і нейтральною часткою рівних мас. Обох часток після зіткнення будуть рухатися під кутом 45° щодо нормалі до поверхні з тангенціальної складової швидкості, рівній половині первісної швидкості іона. Унаслідок впливу що прискорює полючи іон прагне змінити напрямок своєї швидкості і рухатися уздовж нормалі до поверхні, а швидка нейтральна частка, що з'являється в результаті зіткнення, зберігає напрямок швидкості. Розглянутий випадок є найгіршим у даній ситуації, оскільки при зіткненнях, близьких до лобовим, ковзним чи при більшому розходженні мас нейтральні частки здобувають меншу тангенціальну складову швидкості. Поки невідомі роботи, у яких було б досліджене кутовий розподіл і вплив на швидкість травлення швидких нейтральних часток, що знаходяться в плазмі при травленні. Нейтральні частки У кінцевому рахунку, нам важливо знати швидкість надходження всіх хімічно активних центральних часток на поверхню пластини. Активні нейтральні частки включають як частки отруйника, так і частки, що осаджуються, (центри рекомбінації). У сталому стані швидкість надходження кожного виду часток буде дорівнює різниці швидкостей їхньої генерації й об'ємних утрат за рахунок рекомбінації, взаємодії і відкачки. Первинна генерація обумовлена електронним ударом. Вторинні реакції, що включають активні різні продукти електронного удару (М*, М+ і М'), можуть приводити до генерації активних нейтральних додаткових часток. Такі реакції відбуваються як у газовій фазі, так і на поверхні. Наприклад, існує доказ, що продукти травлення, що випаровуються, Si, Al і фоторезисту впливають на хімічні процеси в плазмі. Швидкості надходження реагентів повинні бути адекватними. Розглянемо утворення SiCl4 у результаті взаємодії Si із З12; як відомо, при цьому виникає деяка кількість SiСl2 [8]. Типова швидкість травлення при високому тиску I мкм/хв відповідає видаленню 8,5-1016 см-2*c-1 атомів Si, тому для пластини діаметром 100 мм (площа 80 см2) при експонуванні 50% площі необхідно' 6,8-1018з-1 молекул чи хлору 15см3/хв отруйника. Для електродів, показаних на мал. 7.1, реагент повинний дифундувати, у напрямку до центра пластини (а продукти реакції — до її краю). Рівняння для радіальної дифузії з однорідною швидкістю реакції уздовж пластини за аналогією з подібною ситуацією для радіального переносу тепла при однорідній генерації тепла для камери, показаної на мал. 1, можна записати як (1.19) де витрата реагенту в поверхні F (см-2*c-1) еквівалентнийі швидкості об'ємної взаємодії R = F/у (см-3*с-1). Рішення, виражене у виді відносини концентрації реагенту при r=a при м = 0, має вид (1.20) Це вираження також застосовне для визначення відносини концентрації продуктів реакції при їхньому рівномірному випарі з пластини. Коефіцієнт дифузії молекул D відповідно до вираження (1.10) назад пропорційний тиску Р. Отже, однорідність концентрації реагенту уздовж пластини Na / N0 не залежить від Р для постійних складу газової суміші (N0~Р) і швидкості травлення. Розглянемо наступні типові умови: геометрія системи та ж, що зображено на мал. 7.1, швидкість травлення складає 1 мкм/хв, повний тиск Р = 200 Па і Nо = 2,44-1016 см-3 [що відповідає, відповідно до вираження (7.2), тиску 100 Па]. Тоді на підставі виражень (1.10) і (1.20) Na/N0=1,8. У відношенні однорідності травлення такий перепад концентрацій може бути або прийнятним, або немає в залежності від того, чи є швидкість надходження отруйника на поверхню стадією, що визначає швидкість реакції травлення. Наприклад, стадією, що визначає швидкість травлення, може бути потік іонів, при цьому перепад зв'язаний з тією обставиною, що N задає щільність п плазми. Часто для усунення проблеми дифузії реагент підводиться через отвори в пористому чи перфорованому протиелектроді. Реактор, у якому чи швидкість однорідність травлення обмежені надходженням отруйника на поверхню пластини, називають завантаженим. Якщо реагент надходить у плазму і до пластини шляхом чи дифузії у виді примусового потоку, то він активується електронним ударом відповідно до вираження (1.4). Інтеграл, що визначає константу швидкості, звичайно не можна обчислити внаслідок невизначеності s(е) і f(е); однак можна зробити деякі оцінки порядку величини швидкості реакцій приєднання електронів, що є важливим джерелом вільних радикалів у плазмі галогенів. Гранична енергія електронів у цих реакціях часто дорівнює чи нулю принаймні нижче енергії електронів, що входять у f(е), тому більшість електронів може брати участь у реакції. У цьому випадку, а також у тих випадках, коли s залишається незмінним у всьому діапазоні енергії електронів, вираження (7.14) спрощується і приймає вид де До-константа швидкості реакції (см3/с). Для електронів при 2 ев можна прийняти vе=1*108 см/с. Поперечний переріз диссоціативного приєднання електронів для З12 було обмірювано в діапазоні енергій електронів 0—14 еВ. Воно змінюється складним образом зі зміною енергії, по для області 0,4—7 еВ може бути прийнято рівним (2±1) • 10-18 см2. При п= 1010 см-3 і тиску С12, рівна 100 Па, швидкість утворення Cl дорівнює 5-1016 см-3*с і при постійних п і vе пропорційна тиску. Як повідомлялося, для НС1 константа швидкості До дорівнює 4*10-10 см3/із при 1 ев і 2*10-10 см3/с при 4 ев. Це означає, що для звичайних енергій маємо s = = 6*10-18 см2. Детальний аналіз розкладання CCl4 шляхом диссоціативного приєднання електрона в тліючому ВЧ-розряді, включаючи вимір концентрації продуктів взаємодії і залежності від потужності плазми, виконаний у роботі. Маються також дані про швидкість приєднання теплових електронів ( = 300 ДО), але vе в цьому випадку набагато нижче, ніж у тліючому розряді, а її екстраполяція на умови існування плазми може бути недійсна. Концентрація F, безпосередньо обмірювана у вертикальному потоці F2 циліндричні проточні реактори, досягала 39% концентрації F2 у потоці [51]. Для потоку 31 см-1/хв у стандартних умовах при обсязі плазми 6 див3 це відповідає швидкості генерації 9*1017 см-3*с1 у припущенні, що рекомбінація відсутня, а режим розряду (13 МГц, 50 Ут, 70 Па) є типовим для плазменного травлення при високому тиску. Вільні радикали можуть реагувати з молекулами газу в плазмі, утворити вторинні продукти, важливі для травлення. У загальному випадку для газо-фазної реакції можна записати наступне співвідношення: (1.22) де квадратні дужки позначають концентрацію молекул А и радикалів X. Енергія активації е* для взаємодії вільних радикалів, як правило, низька, а іноді мала, тому константа швидкості реакції задається одним добутком (ves) і реакція протікає зі швидкістю, обумовленої зіткненням. Якщо взяти vс як середню швидкість С1 при 300 ДО (4*104 см/с), а s як типовий поперечний переріз молекули (10-15 см2), те К в цьому випадку буде дорівнює ~4* •10-11 см3/с. Константи швидкості були обмірювані для багатьох реакцій за участю вільних радикалів і лежать у діапазоні від приведеного значення до величин, менших на кілька порядків. Наприклад, для відділення першого Н в екзотермічної реакції (1.23) Якщо З1' виникає з Cl2 зі швидкістю 5*101б див-3*c-1 , як випливає з оцінки по вираженню (1.21), і витрачається в реакції (1.23) з такою же швидкістю, обумовленої вираженням (1.22) при тиску СН3С1, рівному 100 Па, то стале значення С1 буде складати тільки 0,02 Па, т. е. З1 буде витрачатися відразу ж у міру його виникнення. Отже, у плазмі високого тиску варто очікувати швидкої витрати Х- за допомогою реакції, що має низьку енергію активації і малу теплову швидкість зворотної реакції (екзотермічна реакція), Рекомбінація вільних радикалів буде відбуватися також зі швидкістю зіткнень, якщо тільки мається достатня кількість зв'язків із внутрішніми ступенями волі, здатних поглинати енергію, що звільняється при рекомбінації. Якщо це не так, то необхідна третя частка, у якості якої може виступати стінка камери, а в газовій фазі — третя молекула А. В останньому випадку (1.24) Виявляється, що значення К. у вираженні (1.24) Для великого числа реакцій вільних радикалів за участю три частини [53], включаючи (Н+З1+Аг), одного порядку: при 80 °С При тиску 10 Па для радикалів X і X* і при 100 Па для молекул А швидкість рекомбінації До складає 1015 див-3*з-1. Максимальна швидкість рекомбінації радикала X' на стінці, визначена на підставі прибуваючого потоку Fx у випадку ідеального газу, дорівнює (1.25) де Рх — парціальний тиск X (Па), а Z - його молекулярна маса. Для З1* (Z = 35) при 10 Па і 300 До маємо F = 2,6* • 1019 див-2*з-1, що еквівалентно об'ємної швидкості витрати 5,2*1019 див-3*з-1при міжелектродному зазорі 1 див, якщо витрачається весь надходить З1 і його осьовий градієнт концентрації малий. Помітимо, що швидкість реакції за участю третьої частки в газовій фазі на кілька порядків менше, і, отже, вона буде відігравати помітну роль тільки в тому випадку, коли імовірність рекомбінації на стінці камери стане дуже малої. Нарешті, втрата активних часток, генерованих у плазмі, може відбуватися унаслідок відкачки раніш, ніж частки продиффундують до поверхні пластини. У випадку введення робочого газу через пористий протиелектрод газ має радіальний напрямок швидкості, що максимальна на зовнішньому периметрі пластини. Вона повинна бути порівнянна з осьовою швидкістю активних часток у напрямку до пластини, обумовленим дифузією, що має порядок D/0,5 y (див/с), якщо всі ці частки витрачаються в пластини. Відчутна втрата активних часток поблизу зовнішнього периметра починається тоді, коли радіальний потік перевищить осьову дифузію, тобто при виконанні умови (1.26) де G — повна швидкість массопереноса (див3/хв при стандартних умовах). Використовуючи геометрію системи, показаної на мал. 7.1, і вираження (7.10) для D, знайдемо, що така втрата буде помітної при C<320 див3/хв. При більш низьких швидкостях потоку і розподіленому потоці, не обмеженому дифузією, потік активних часток, що надходять, наприклад Х', у пластини буде залежати від їхньої концентрації Nх у газовій фазі (чи парціального тиску Рх) відповідно до вираження (7.35). Стале значення Nx обумовлене рівністю між швидкістю генерації Rх і швидкістю утрат унаслідок протікання реакцій і відкачки. Визначимо максимальне значення Nх: (1.27) Таким чином, при заданих G і Rх зі збільшенням загального тиску Р, регульованого шляхом дроселювання насоса, лінійно зростає Nx. Якщо, відповідно до вираження (1.1), одночасно збільшується і Rх , то Nх буде зростати пропорційно Р2. Таке збільшення потоку прибуваючих на пластину активних часток з ростом тиску, очевидно, є головною причиною великих швидкостей травлення, що спостерігаються в плазмі високого тиску. Проведений аналіз також застосуємо до продуктів травлення й активних часток, що осаджується на пластину і перешкоджає травлення. Це осадження може виявитися бажаним для іншої поверхні, чим плівка, що піддається травленню, тобто для фоторезисту, нижчележащої плівки і бічної стінки рельєфу.  Обробка спеціальних матеріалів 7.4.1. Додаткові зведення про механізм травлення У розд. 7.3.4 зроблена оцінка швидкості надходження активних нейтральних часток, концентрація яких на поверхні пластини визначає швидкість травлення. Як і для газоподібних речовин, що установилося значення поверхневої концентрації визначається рівновагою між швидкостями їхнього надходження і видалення, при плазменному травленні видалення обумовлене чи десорбцією протіканням реакції і часто стимулюється іонним бомбардуванням. Становить інтерес поверхнева концентрація двох різних типів активних речовин; тих, котрі реагують, утворити продукти травлення, і тих, котрі осаджуються і перешкоджають травленню. Їхня концентрація звичайно невідома внаслідок неприступності поверхні, що знаходиться в плазмі, для аналітичного дослідження. Проте виявилося можливим розробити процес травлення, що забезпечує прийнятні швидкість, анізотропію і селективність, врівноважуючи швидкості надходження цих двох речовин і використовуючи стимулюючу іонне бомбардування. Деякі приклади приведені в наступних розділах. Реакції плазменного травлення зручно характеризувати значенням енергії активації е*, що необхідна для їхнього протікання. Реакції з низькими значеннями енергії активації можуть відбуватися мимовільно з прийнятною швидкістю без іонного бомбардування при температурі, близької до кімнатного, унаслідок термічної активації, тоді як для протікання реакцій з високими значеннями енергії активації потрібно бомбардування досить енергетичними іонами. Травлення Si2 у фтор вуглецевій плазмі відноситься до реакцій останнього типу, тоді як травлення Si у F і травлення А1 у З12 чи З1* є реакціями першого типу. У випадку мимовільної реакції Si з F відносна простота хімічної системи, зв'язана з методом виміру F у плазмі, дозволяє оцінити кінетику реакції [55]. Результати відповідають моделі, відповідно до якої Si покритий сильно адсорбованим (хемосорбірованим) шаром F, поверх цього шару знаходиться невелике покриття зі слабко адсорбованого F з концентрацією, пропорційної швидкості надходження F.  Діоксид кремнію Як Si2, так і Si труяться у фторвугільній плазмі, що містить F, тоді як у плазмі без F труїться тільки Si2, а травленню Si перешкоджає осадження на поверхні атомів С. Тому керування хімічними процесами у фторвугільній плазмі, що сприяють витраті F у газовій фазі, давно використовують для забезпечення високої селективності травлення Si2 відносно Si . Витрата F відбувається за рахунок відділення Н від інших молекул і утворення HF [аналогічно рівнянню (1.23) чи шляхом рекомбінації з ненасиченими фторвугільними радикалами CFХ, де x<4. Водень подається у виді Н2 чи H-утримуючого фтор вуглецю, такого, як СНР3; ненасичені радикали утворяться під дією електронного удару внаслідок розриву зв'язку С у вищих фторвугільних газах, таких, як C2 F6 чи З3F8 . Хімічні особливості цих сумішей докладно вивчені. Характерною речовиною в плазмі ненасичених часток є довгоживучийрадикал — дифторкарбен СF2. При травленні Si2 його концентрація спадає майже до нуля що може означати або його ключову роль у травленні, або витрата за рахунок взаємодії з продуктами реакції в плазмі. Імовірно, що вага присутні в плазмі фторвугільні радикали беруть участь у травленні, причому вуглець необхідний для відновлення Si2 з утворенням S2, S і СО2, а фтор - для утворення летучих продуктів відновлення Si і SiО, таких, як Si2, Si4 і SiOF2. Усі ці продукти спостерігали на виході з реактора, але подробиці механізму поверхневих реакцій невідомі. З'єднання CF2* і його аналоги CH2, Si2 і SiС12 мають тенденцію до полімеризації. Швидкість осадження фторвугільного полімеру корелює з оптичним випромінюванням від CF2 у плазмі на 13 МГц . Гази, у яких витрата F забезпечує селективність стосовно травлення S1, мають тенденцію до генерації CF2. Якщо концентрація CF2 стає занадто високої, то на поверхні пластин і в реакторі відбувається полімеризація, що веде до неоднорідного травлення, появі осаду на нижчележащому кремнії і забрудненню реактора. Для того щоб одержати гарну селективність без утворення осаду, ступінь «не насиченості» газової суміші повинна бути погоджена з конструкцією реактора, параметрами пластин і умовами проведення процесу. Ретельний вибір матеріалу противоелектрода необхідний для усунення витрати реагенту CF2 і забруднення електрода внаслідок полімеризації. Цим вимогам добре задовольняє графіт . Мал. 1.3 показує, як змінюється процес обробки з добавкою СН3 у суміш СF4—Ar у звичайному реакторі, що працює в режимі: 330 Па, 3,5, 400 кгц, при міжелектродному зазорі 0,5 . Відношення швидкостей травлення Si2/Si (ступінь селективності) значно зростає зі збільшенням потоку СН3 унаслідок придушення F. Мал 1.5. Особливості травлення Si2 у залежності від швидкості потоку CHF3. Швидкість потоку Ar дорівнює 112, СF4 — 100. Швидкість травлення як Si2, так і фоторезисти АZ1470 фірми Shipley Corp. зменшується завдяки спільному впливу: росту утворення полімеру і подавлению, Розведення суміші аргоном служить для підвищення загального тиску, що забезпечує охолодження пластин, тоді як незалежна оптимізація парціального тиску фтор вуглецю необхідний для керування процесом. Тут Ar більш кращий, чим Не, тому що він краще коллимірує плазму в напрямку до пластини, а при іонному бомбардуванні більш ефективно передає імпульс поверхні пластини. Низька частота розряду (<1 МГц) і висока щільність потужності використані для максимального збільшення енергії іонів у поверхні пластини відповідно до принципів, викладеними, а пластина закріплена на злегка вигнутому електроді для підвищення ємнісного зв'язку. Мал показує різкий характер залежності швидкості травлення від щільності потужності при травленні в суміші З3 F8 - СF4-аr при тиску 150 Па і частоті 100 кгц . Швидкість росте зі збільшенням щільності потужності, очевидно, завдяки спільному впливу збільшення потоку іонів і зменшення розсіювання в більш тонкій катодній області. Травлення за допомогою вищеописаних процесів завжди анізотропної внаслідок значної енергії іонів, необхідної для активації поверхневих реакцій, тоді як травлення Si чи А1 може давати ізотропний профіль структури, якщо при травленні переважає хімічна взаємодія з нейтральними частками. Можна екати, що енергія, стерпна до бічних стінок розсіяними чи іонами швидкими нейтральними частками, активує підтравлювання, але Рис. 1.6. Залежність швидкості травлення Si2 і Si у суміші S3 F8-С4—Ar зі співвідношенням 7:3:40 від щільності потужності на частоті 100 кгц при тиску 150 Па і міжелектродному зазорі 0,5 см при травленні Si2 цього не спостерігали. При травленні Si2 контрольоване підтравлювання особливе бажано. Нахил стінки допомагає покрити сходинку металевою шиною, Нейтральний радикал F труїть Si2 із прийнятною швидкістю, але зазначений радикал не можна використовувати, оскільки звичайно потрібно висока селективність травлення стосовно Si. Похилі стінки забезпечуються таким керуванням усього процесу, при якому досягається контрольована швидкість ерозії фоторезисту і видалення його бічної стінки в міру травлення Si2. Кремній Оптимальний процес травлення півкремнія повинний одночасно забезпечувати виконання наступних вимог: I) прийнятно високу швидкість травлення, 2) анізотропію, 3) дуже високу селективність стосовно тонкого SiО2 для затворів МОП-транзисторів, 4) низьку швидкість травлення фоторезисту й у деяких випадках 5) сумісність із травленням силіцидів металів. Ці вимоги для відомих у даний час процесів якоюсь мірою суперечать один одному, тому оптимальний компроміс залежить від конструкції приладу. У даному розділі будуть описані деякі загальні тенденції. Існують дві основні категорії отруйників для Si: засновані на чи на Сl. При взаємодії Si з X' ті й інші утворять летучі продукти SiХ2 і Si4. Реакція з F' мимовільна, характерна для швидкого ізотропного травлення. Травлення Сl' є ізотропним, якщо Si легований до п -типу провідності, при інших умовах воно звичайно анізотропно. Зрушення рівня Фермі нагору в матеріалі n-типу, мабуть, знижує е* реакції взаємодії з S1, тому хімічна реакція з бічною стінкою йде швидше. Отруйники, засновані на F, діють на фоторезист не так швидко, як отруйники з S1. У той же час мимовільне протікання реакції утрудняє повне усунення підтравлювання для отруйників, заснованих на F, навіть при використанні іонів високих енергій для стимулювання реакцій у вертикальному напрямку і добавці центрів рекомбінації для зменшення концентрації вільного F. Остання обставина також приводить до зниження швидкості травлення в Утримуючих сумішах внаслідок осадження З, що обговорювалося в попередньому розділі. Як джерело F. можуть використовуватися різні

Курсова робота Інші

01.01.1970 03:01-

Коментарі

Ви не можете залишити коментар. Для цього, будь ласка, або зареєструйтесь.

Ділись своїми роботами та отримуй миттєві бонуси!

Маєш корисні навчальні матеріали, які припадають пилом на твоєму комп'ютері? Розрахункові, лабораторні, практичні чи контрольні роботи — завантажуй їх прямо зараз і одразу отримуй бали на свій рахунок! Заархівуй всі файли в один .zip (до 100 МБ) або завантажуй кожен файл окремо. Внесок у спільноту – це легкий спосіб допомогти іншим та отримати додаткові можливості на сайті. Твої старі роботи можуть приносити тобі нові нагороди!

поділитись