[11] Методы Выращивания Кристаллов В Электронной Технике (987513), страница 20

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 20)

Рентгеновская литография

Рентгеновская литография является по существу частным случаем оптической бесконтактной печати с длиной волны экспонирующего облучения в пределах 0,4—5 мм и величиной зазора между шаблоном и пластиной порядка 40 мкм. Прояв­ление дифракционных эффектов в этом методе за счет малой

Величины длины волны рентгеновского излучения сведено до минимума.

Применение метода рентгеновской литографии позволяет:

а) одновременно получать высокое разрешение элементов топологии и высокую производительность процесса переноса изображения;

б
) уменьшить проявление эффектов рассеяния в резистах и подложке за счет малой величины энергии мягкого рентге­новского излучения.

Рис.11.4.11 Геометрические искажения в рентгенографии

К недостатку метода следует отнести так называемый геометрический эффект (рис. 11.4.11). Конечная протяженность источника рентгеновского излучения d приводит к размытию изображения на резисте  = d(g/L). Размытие изображения элементов топологии обычных установок рентгеновской лито­графии достигает величины порядка 0,2 мкм.

11.4.5. Другие методы литографии

Литография в УФ-области

Уменьшение длины волны экспонирующего излучения до 200—300 нм (стандартная фотолитография обычно проводит­ся в спектральном диапазоне 300—450 нм) позволяет форми­ровать изображение элементов топологии с размерами поряд­ка 0,5 мкм, что в 2-3 раза лучше фактического разрешения стандартной фотолитографии. Применение этого метода тре­бует незначительной модернизации стандартного фотолитографического оборудования. Так, все стеклянные детали уста­новок для пропускания ими УФ-излучения необходимо заме­нить на кварцевые или сапфировые. Для экспонирования при­меняются ксеноно-ртутные лампы промышленного изготовле­ния, обладающие излучением в глубокой УФ-области. Пре­имущество метода определяется также возможностью исполь­зовать практически любой электронный резист.

Ионно-лучевая литография

Формирование рисунка на кремниевой пластине Возможно также при помощи ионных пучков. Преимуществами этого метода являются меньшее рассеивание ионов вследствие их массы и большее разрешение по сравнению с электроннолучевой литографией ввиду отсутствия эффекта близости. Ионно-лучевая литография применяется как для непосредст­венного нанесения рисунка на пластину, так и для изготов­ления шаблонов. Формирование рисунка также возможно с помощью радикального повреждения окиси кремния SiO₂ ионами водорода и гелия. Повреждения участков пластины, вызванные ионным пучком, ускоряют последующие процессы травления или распыления. Использование тонких сфокусиро­ванных ионных пучков позволяет изменять электрические и механические свойства полупроводниковых материалов при имплантации, непосредственно формировать рисунки на тон­ких металлических слоях. Этот метод применим и для изго­товления шаблонов методом мультиплицирования в масшта­бе 1 : 1 для рентгеновской литографии. Единственным сдер­живающим фактором широкого применения метода ионно-лучевой литографии в настоящее время является слабая интен­сивность ионных источников, что сказывается на производи­тельности метода.

Тенденции развития процесса литографии и основные ограничения в уменьшении предельных размеров И С

Существуют две основные причины сдерживания степени интеграции ИС: имеющиеся возможности получения требуе­мых размеров элементов схем и физические принципы работы приборов. Основные ограничения литографических методов определяются точностью изготовления шаблонов и травления рисунка элементов ИС.

Фундаментальные ограничения работы приборов связаны с основными законами квантовой статистической физики,

1. В квантовой механике существуют принципиальные неточности в определении пространственного положения и ве­личины импульса частицы, связанные с неклассической при­родой микрочастиц. Неточность х в определении координаты х частицы связана с неточностью р_x, в определении проек­ции рх ее импульса соотношением неопределенности Гейзенберга

x*р_x  h/4

где h — постоянная Планка, h=6,34 * 10^-34 Дж*с.

2. Измерение любой физической величины, характеризую­щей микрообъем, за время t приводит к изменению энергии

E  h/(2t)

Эта энергия высвобождается в виде тепла и может рас­сматриваться как нижний предел мощности рассеяния на одну операцию.

Минимальная величина указанной энергии на одну опера­цию имеет порядок 2*10^-25Дж. Ясно, что при определенной степени интеграции ИС эту энергию невозможно будет от­вести даже при охлаждении жидким гелием.

3

. В случае очень тонкого изолятора, расположенного между двумя проводниками, затухание волновых функций электрона в нем может привести к нулевой вероятности обна­ружения последнего на другой стороне этого изолятора. Явление прохождения («просачивания») частиц сквозь потен­циальный барьер называется в квантовой механике туннель­ным эффектом. Так, для прямоугольного барьера вводится понятие прозрачности

где I_пад и I_прох — интенсивность падающей и проходящей волн; а — ширина; U₀ — высота потенциального барьера; Е — энергия частицы; т — масса частицы; До — коэффициент близкий к единице.

Толщина оксида под затвором транзистора, например, не может быть уменьшена до толщины в 2-3 атомных слоя, так как даже при толщинах порядка 10^-3 мкм МОП-тран­зистор перестает функционировать вследствие появления тун­нельных токов.

Свойства материалов также накладывают ограничения на линейные размеры элементов ИС. К этим свойствам относятся пробивная напряженность поля, концентрация приме­сей, плотность дислокаций, химическая чистота материалов и т. д.

Дополнительные ограничения накладывают условия функ­ционирования приборов: температурный диапазон их работы, полоса пропускания, рабочая частота, напряжение включе­ния и выключения, коэффициент усиления и многие другие параметры.

При работе, например, МОП-транзистора вблизи порого­вого напряжения проводимость канала 1/R при условии, что напряжение на затворе несколько ниже напряжения порога, определяется следующим выражением:

1/R=1/R₀ ехр [(U_qs—U_tn)q/KT].

Уменьшение рабочих напряжений U_qs и U_tn и линейных раз­меров канала (с ними связано R₀) может привести к замет­ным утечкам. Определяющей в этом случае является величи­на KT/q, при комнатной температуре равная 0,025 В.

Ограничения процесса литографии в части техники его исполнения определяются тремя факторами: точностью сов­мещения, разрешением и производительностью. Целью же всех исследований в области поиска новых методов прове­дения литографического процесса является уменьшение ши­рины линий элементов ИС (рис. 11.4.1).

11.5. ИОННАЯ ИМПЛАНТАЦИЯ

11.5.1. Общие принципы процесса ионной имплантации

Ионной имплантацией называют процесс внедрения уско­ренных в электромагнитном поле ионов в пластину полупро­водника. Глубина проникновения легирующей примеси при этом зависит от типа бомбардирующих ионов, их энергии и кристаллической структуры мишени. Процесс внедрения ионов в мишень обычно приводит к образованию нарушений крис­таллической структуры полупроводниковой пластины, кото­рые затем частично устраняются во время отжига.

В
ысокая доза имплантируемых ионов может привести к сильному повреждению приповерхностного слоя и образова­нию в результате последующего отжига мелкозернистых по­ликристаллических слоев. Тем не менее метод позволяет фор­мировать легированные области в полупроводнике с концен­трацией примесей до 10²¹ см^-1. Возможность легкого управ­ления профилем легирования внедренных ионов по глубине определяет основное преимущество метода ионной импланта­ции. Длина пробега внедренных в пластину ионов связана с их энергией и не превышает 1 мкм.

Рис. 11.5.1. Схема установки ионного легирования: 1—ион­ный источник; 2 — вытягивающий электрод; 3 — фоку­сирующая система с ускорителем; 4—система коррек­ции электронного пучка; 5—диафрагмы для пропуска­ния сфокусированного пучка; 6 — электромагнитный се­паратор; 8—система электромагнитного сканирования пучка ионов; 9—облучаемый образец; 10—держатель;11—высоковольтный ускоритель; 12—предварительный ускоритель

Технология ионной имплантации позволяет получать тон­кие легированные слои с точностью залегания по глубине порядка 0,02 мкм, а также управлять их концентрацией, на­чиная с диапазона 10¹⁴—10¹⁶ см^-3. Другим преимуществом процесса ионного легирования является возможность форми­рования практически любого профиля распределения при­меси с помощью варьирования энергии и дозы вводимых ионов. Энергия бомбардируемых ионов находится обычно в диапазоне от десятков килоэлектронвольт.до единиц мегаэлектронвольт. На рис. 11.5.1 представлена схема установки ионного леги­рования. В ионном источнике происходит ионизация паров или газа, содержащих атомы примеси. Вытянутый из источ­ника, сфокусированный и ускоренный ионный пучок разделяется по массе ионов в электромагнитном сепараторе. Перед попаданием на поверхность пластины он расфокусируется до требуемых размеров элементов ИС и сканируется по ее по­верхности с помощью электромагнитной отклоняющей систе­мы 8.

11.5.2. Распределение пробегов ионов

Ядерная тормозная способность

Длина пробега внедренных в пластину ионов определяется согласно теории Линдхарда, Шарфа и Шиотта. Механизмы потерь энергии иона при его торможении в мишени по этой теории предполагаются независимыми друг от друга и адди­тивными. К двум важнейшим механизмам ионного тормо­жения относятся упругие соударения ионов с ядрами атомов мишени и взаимодействие со связанными электронами мише­ни, что в обоих случаях приводит к их рассеянию. При тор­можении ионов потери энергии на единицу длины их пробега в мишени определяются выражением

dE/dx=N*(S_n+S_e) (11.5.1)

где Е—энергия иона; х—глубина его проникновения;

N
—концентрация атомов в мишени; S_n,S_e —ядерная и электронная тормозные способности мишени.

Рис. 11.5.2. Схема рассеяния иона 1 и атома мишени 2 в системе центра масс

Рассмотрим задачу о рассеянии двух частиц, одна из ко­торых до рассеяния покоится. Эта задача является частным случаем задачи для двух тел, когда интересуются лишь скоростями частиц после рассеяния (рис. 11.5.2). При соударении имплантируемый ион отклоняется от направления первона­чального своего движения на угол  и передает энергию атому мишени Е₁. Угол рассеяния может изменяться от 0 до 180°, причем значение =0 соответствует бесконечно да­лекому пролету иона, а = 180°—лобовому удару, значение Е₁ при этом меняется от 0 до

(11.5.2)

где т₁ и т₂—относительные молекулярные массы иона при­меси и атома мишени; Е — начальная энергия внедренного иона.

Р

асчеты показывают, что энергия E₁ зависит от угла рас­сеяния следующим образом:

(11.5.3)

г

де угол  является углом рассеяния частиц в системе центра масс (рис. 11.5.2). Зависимость угла  от величины прицельного расстояния и скорости иона до рассеяния определяется ин­тегралом

(11.5.4)

Характеристики

Список файлов учебной работы