МИКРОЭЛЕКТРОНИКА, 2013, том 42, № 2, с. 116-126
= ЛИТОГРАФИЯ =
УДК 621.385.833:519.633
КОМПЛЕКСНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ЭФФЕКТОВ ЗАРЯДКИ ПОЛИМЕРНОГО РЕЗИСТА (ПММА) ПРИ ЭЛЕКТРОННОЙ ЛИТОГРАФИИ
© 2013 г. Э. И. Рау1, 2, Е. Н. Евстафьева1, С. И. Зайцев2, М. А. Князев2, А. А. Свинцов2, А. А. Татаринцев2
1Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова 2ИПТМ Российской АН E-mail: rau@phys.msu.ru Поступила в редакцию 11.09.2012 г.
Приведены результаты измерений поверхностного потенциала зарядки пленок ПММА различной толщины под воздействием облучения электронными пучками различной энергии. Даны соответствующие диапазоны энергий первичных электронов для случаев как положительной, так и отрицательной зарядки диэлектриков. Показано, что для каждого значения толщины ПММА резиста существуют две индивидуальные критические энергии электронов, при которых резист не заряжается, и которые могут быть рекомендованы для низковольтной и высоковольтной электронной наноли-тографии с минимальными ошибками позиционирования луча. Эксперименты показали очень высокое значение критического напряжения пробоя ПММА-пленки, величиной порядка 107 В/см.
Б01: 10.7868/80544126913020105
ВВЕДЕНИЕ
Повышенный интерес к исследованию зарядки органических диэлектрических пленок под воздействием электронного облучения обусловлен необходимостью решения ряда научных и прикладных задач, прежде всего в таких областях как электронная литография и микроскопия, на-нометрия, космонавтика, ядерная энергетика, микроэлектроника. В большинстве случаев зарядка является паразитным эффектом, так например, при космических исследованиях зарядка диэлектрических компонент на космических аппаратах под воздействием электронной радиации является основной причиной выхода из строя спутников и станций (более 25% от общего числа отказов [1]).
В электронно-зондовой нанометрологии и электронной литографии зарядка диэлектрических пленок в точках облучения генерирует значительные локальные электростатические поля, под воздействием которых электронный зонд частично расфокусируется и, что более важно, отклоняется вблизи поверхности облучаемого образца. Этот эффект вызывает в литографии неконтролируемые изменения ширины засвечиваемых линий и расстояний между близлежащими элементами.
Техника и технология электронно-лучевой литографии постоянно совершенствуется, но до сих пор зарядка полимерных резистивных материа-
лов вызывает большие проблемы, связанные в первую очередь с ухудшением разрешающей способности и ошибками позиционирования электронного пучка. Поэтому необходимо понимание основных закономерностей электрической зарядки пленочных диэлектриков, которые существенно отличаются от случая зарядки массивных мишеней под воздействием электронного облучения.
Однако результаты последних исследований по данной тематике, рассеянные в периодической научной литературе, не дают полной картины процесса зарядки тонкопленочных диэлектриков, иногда демонстрируют противоречия между экспериментами и теоретическими расчетами. Поэтому анализ артефактов при субмикронной литографии является предметом систематического изучения в настоящей работе. Дополнительной мотивацией является рассмотрение дискуссионного вопроса о влиянии толщины диэлектрической пленки на величину генерируемого поверхностного потенциала.
Прямые измерения поверхностного потенциала на заряженных диэлектриках проводились при измерении отклонения электронного зонда в поле заряженного участка образца [2], а также при помощи вибрирующего зонда Кельвина [3, 4]. Однако точность измерений локальных значений потенциалов в этих методах оставляет желать лучшего. К тому же они имеют существенные ограничения по величине потенциалов: метод [2] позволяет измерять поверхностный потенциал толь-
ко при энергии облучающих электронов Е0 > 2 кэВ, а по методу [3, 4] величина измеряемого потенциала У8 не должна превосходить десятков вольт. Таким образом, диапазон энергий и потенциалов в экспериментах был существенно ограничен. Что касается расчетов потенциалов У5 по измеряемым величинам аккумулируемых зарядов ОТ [5, 6], то данные расчетов, не учитывающих всего многообразия происходящих при зарядки процессов, зачастую далеки от реальных экспериментальных результатов. Этот вывод справедлив и для широко распространенного моделирования механизма зарядки диэлектрика методом Монте-Карло [7-10].
Причиной тех или иных рассогласований является, на наш взгляд, недостаточно полный учет всех эффектов, сопутствующих очень сложному самосогласованному механизму зарядки диэлектрических материалов при электронном облучении. Приведем основные процессы, которые необходимо учитывать при разработке модели зарядки диэлектрика и которые в большой степени отмечены в работах [11-13].
а) Генерация электронно-дырочных пар в объеме диэлектрика, движение электронов к поверхности и вторично-электронная эмиссия.
б) Рекомбинация электронно-дырочных пар, захват электронов на ловушки.
в) Возникновение внутреннего электрического поля, освобождение электронов из мелких ловушек под действием этого поля и соответствующее появление радиационно-стимулированной проводимости.
г) Дрейф и диффузия свободных носителей внутри и вне зоны облучения.
д) Поверхностная и объемная утечки зарядов.
е) Эффекты частичного возврата вторичных электронов (ВЭ), третичных электронов и поляризации в дипольном приповерхностном слое облучаемого диэлектрика.
Все эти процессы взаимосвязаны, влияют друг на друга, что в конечном итоге, приводит к наступлению равновесного состояния положительно или отрицательно заряженного диэлектрика при его облучении электронами соответствующих энергий. В настоящей работе приводятся результаты экспериментальных исследований зарядки органического диэлектрика — пленки ПММА в широком энергетическом интервале облучения электронами в растровом электронном микроскопе (РЭМ).
ХАРАКТЕРИСТИКА ЗАРЯДКИ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ПЛЕНОК В ЗАВИСИМОСТИ ОТ ИХ ТОЛЩИНЫ
В теоретических исследованиях зависимостей параметров зарядки диэлектрических образцов наблюдаются удивительные разночтения, в частности для значения равновесного потенциала зарядки У50 как функции толщины образца й. Нет согласия и для зависимости У50 от размера облучаемой области а2 и от значения диэлектрической константы е диэлектрика.
Например, для наиболее популярной модели представления заряженного диэлектрика в форме
плоского конденсатора емкостью С =
2
а е0е й
, где ео —
диэлектрическая константа вакуума (е0 = 8.85 х х 10-12 Ф/м), простое электростатическое рассмотрение дает следующее выражение для поверхностного равновесного потенциала [11]
V — О — О ■ й + ол- ол
У.50 — ~ —-~ +
'50 - п- 2
С 6 0ба
2б 0ба
(1)
В этой формуле О, = — О+| выражает абсолютную величину полного аккумулированного заряда, О+, О— значения положительного заряда в слое толщиной "X" равного глубине выхода ВЭ, и отрицательного в слое толщиной Я0, равного глубине пробега первичных электронов. В свою очередь,
образуется за счет выхода ВЭ из тонкого приповерхностного слоя толщиной X (X ~ 5—10 нм), а отрицательный заряд за счет захвата части первичных электронов на глубокие и мелкие энергетические уровни в диэлектрике. Указанные параметры приведены на рис. 1, где схематически представлена система "диэлектрическая пленка (ПММА) на 81-подложке". При облучении пленки первичными электронами могут иметь место три ситуации: первая — когда энергия первичных электронов Е0 мала, глубина пробега < й; вторая — Е0 такова, что глубина пробега = й и наконец, третья — когда Я0 > й.
Пленку принято считать "тонкой", если а > й < < Я0 и "толстой" а < й > Я0. Соотношение (1) справедливо только для случая "тонких" пленок, но не для "толстых" (или "массивных"), что подтверждают наши эксперименты. Не приемлемо для оценки У50 и соотношение для тонкого заряженного диска в пространстве:
^0 =
о.
пе0еа
-, или VS0 =
_(р+А.-р_Д))
(2)
6)6
где р+ и р— объемные плотности зарядов. В этом выражении вообще отсутствует параметр й, как и
Рис. 1. Схема конфигурации и облучения образца "диэлектрическая пленка (ПММА) на 8ьподложке" электронным пучком /0 при трех различных энергиях Е0.
в формуле точечного заряда (шара диаметром Я0)
V — -О-
f/S0 —
808 ГЯ0
Итак, хотя теоретическая концепция образования двухслойного дипольного распределения зарядов в облучаемом диэлектрике [11, 12] была убедительно подтверждена экспериментами [14, 15], но расчетное соотношение (1) требует коррекции относительно параметра й.
Из всего разнообразия сопутствующих процессов, показанных на рис. 1, таких как ток вторичной эмиссии /а, ток возвратных вторичных электронов 1Г (при положительной зарядке поверхности), ток отраженных от камеры РЭМ третичных электронов I и электронного компенсирующего тока 1Я, протекающего между положительно и отрицательно заряженными слоями диэлектрика, сквозного тока первичных электронов 1Т (при Я0 > й). Рассмотрим детальней влияние тока утечки 11, наиболее сильно влияющего на измеренные значения равновесного потенциала поверхности VS0.
Пусть потенциал заряженного до равновесного состояния массивного ("толстого") диэлектрического образца при отсутствии тока утечки равен VS0. Но при "тонкой" диэлектрической пленке
обязательно возникает ток утечки 1Ь, который уносит часть отрицательных зарядов на заземленную подложку, уменьшая таким образом потенциал VS0 на величину А V — 11 х Яэф, где Яэф — эффективное сопротивление пленочного диэлектрика. Сопротивление Яэф складывается из параллельно включенных сопротивлений по поверхности Д^
[16] и объемного сопротивления Д
Ку 4> где
а
Яу — удельное сопротивление [Ом • м]. Для массивных образцов доминирует вклад Я& а для пленочных — Яу.
Пренебрегая в первом приближении поверхностной утечкой зарядов, имеем, согласно работам [17, 18], для тока 1Ь:
1т =
2 2
_ в0вца Уу
( - Я0/2)3
при & > 0.5 • Д
0
(3)
где VV — потенциал отрицательного слоя зарядов (см. рис. 1), ц — подвижность электронов в исследуемом диэлектрике. Здесь положение виртуального отрицательного электрода взято на половине значения глубины пробега электронов Я0. Теперь
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.