Niederdruckplasmen und Mikrostrukturtechnik

Entladungen sind uns aus dem täglichen Leben vertraut, denken wir etwa an Gasentladungen in der Atmosphäre, die wir in Form von Blitzen beobachten, und bei denen Potential unterschiede von mehreren Millionen Volt durch überspringende Funken zwischen Wolken oder zwischen Wolken und Erde in Millisekunden ausgeglichen werden. Mit Bogenentladungen können sehr hohe Temperaturen erzeugt werden, z. B. in der Gegend von 4700 K an den Kohle-Elektroden und etwa 7000 Kim Bogen selbst. Bereits 1815 wurden Lichtbogenentladungen zum Schmelzen hochschmelzender Stoffe verwendet [8]. Bei sehr hohen Stromdichten konnten Temperaturen von bis zu 50000 K erzielt werden. Dies sind Temperaturen, wie sie selbst an der Oberfläche von O-Sternen, die blau-weiß strahlen, nur selten erreicht werden (unsere Sonne, ein G-Typ, hat eine Oberflächentemperatur von etwa 6000 K [9]).

Eine der auffälligsten Erscheinungen eines Plasmas in einer derartigen Entladung ist das Leuchten („Glow“, es sind auch die Begriffe „Glühen“ und „Glimmen“ gebräuchlich), das dadurch entsteht, daß durch unelastischen Elektronenstoß angeregte Atome relaxieren. Die oben erwähnten verschieden hell glühenden Bereiche (Abb. 2.1) deuten also an, daß diese Relaxationsprozesse nicht überall mit der gleichen Intensität ablaufen. Dunkle Bereiche sind in der Nähe der Elektroden zu finden. Sie haben je nach Druck, Leistung und Gassorte sehr unterschiedliche Ausdehnungen. Man nennt sie Dunkelräume („Dark Space“). Am wenigsten hell sind die beiden kathodischen Dunkelräume: Astonscher und Crookescher Dunkelraum ; der Anodendunkelraum ist wesentlich heller als die kathodische Glühzone, die vor allem durch den Kontrast der sie begrenzenden Dunkelräume so hell erscheint. Die Negative Glühzone mit ihrer für das jeweilige Gas charakteristischen Farbe (Tabelle 2.1) hat ihre höchste Intensität ein kleines Stück von der sehr scharfen Grenze zu den Kathodendunkelräumen entfernt und verschmiert zum Faradayschen Dunkelraum. Diese drei Bereiche haben alle etwa die gleiche Länge. Dies ist etwa die Strecke, die ein Elektron zurücklegt, bis es einen Stoß erleidet, der zu einer Ionisierung führt. Daher ist diese Länge umgekehrt proportional sowohl dem Druck in der Gasentladung wie der Potentialdifferenz zwischen den Elektroden. Der Faradaysche Dunkelraum ist wiederum nur relativ dunkel. Zwischen diesem und der Anode befindet sich die „Positive Säule“, deren Farbe zwar charakteristisch für das Gas ist, sich aber sowohl in der Intensität wie in der Wellenlänge des ausgesendeten Lichtes (meist langwelliger) von der der Negativen Glühzone unterscheidet (Tabelle 2.1). Sie ist oft einheitlich, weist jedoch, besonders in Entladungen von molekularen Gasen, mehrere verschieden helle Zonen auf (sog. „Striations“), die entweder stationär sind oder sich bewegen können. ¹

Die Sekundärelektronen verlassen die Kathode mit sehr geringen Energien von nur einigen eV und werden durch das starke elektrische Feld hoch beschleunigt. Innerhalb einer sehr kurzen Entfernung (AsToNscher Dunkelraum) erhalten sie genügend Energie, um Atome anzuregen, was zum Erscheinen der scharf definierten Kathodenschicht führt. Erwartungsgemäß liegen die Linien geringerer Energie der Kathode am nächsten. Weiter von dieser entfernt haben die Elektronen bereits eine zu hohe Geschwindigkeit, um Atome lediglich anzuregen; sie werden vielmehr ionisiert und ebenfalls beschleunigt, was zu einer starken Zunahme der Ionisierung führt (CROoKEscher Dunkelraum), während das elektrische Feld sich bis zum Erreichen der Negativen Glühzone fast vollständig abschwächt.

Wird eine Elektrode mit elektrisch isolierendem Material belegt, lädt sie sich in einer DC-Entladung auf das schwach negative Schwebepotential VF auf; die Flüsse von Ionen und Elektronen zur Oberfläche werden gleich hoch, unabhängig davon, welches Potential an der Rückseite des Isolators angelegt wird (s. Abschn. 2.4). An der Isolatoroberfläche rekombinieren Ionen und Elektronen. Deswegen braucht der Isolator keinen Strom abzuleiten (was er gar nicht könnte). Bei den Plasmadichten von 10¹⁰ cm^-3 entstehen Spannungen in der Randschicht von 10 bis 20 V. Die Schilde oder Randschichten stellen Kapazitäten dar, die Ladungen speichern können. Die Kapazität ist definiert als C = Q/U; da Q cx U, und es eine gewisse Zeit dauert, bis die Kondensatoren aufgeladen sind (Q = J Idt) , kann sich auch die Spannung nicht instantan, d. h. ohne Verzögerung, ändern. Das bedeutet zunächst, daß beim Einschalten der Gasentladung beide Seiten des Isolators auf die Kathodenspannung abfallen. Beim Beschuß mit (positiv geladenen) Ionen lädt er sich allmählich positiver (weniger negativ) auf, weil ihm Elektronen entzogen werden, die die Ionen neutralisieren: das Potential auf der dem Plasma zugewendeten Seite geht gegen VF , was zwar ausreicht, um ein Ionenbombardement zu erzeugen, das schwach gebundene Kontaminationen entfernt. Die Energie der auftreffenden Ionen ist allerdings zu klein, um substantielles Abstäuben zu ermöglichen [124].

Nach diesem Exkurs in die Übertragungstechnik wenden wir uns nun den Vorgängen an den Elektroden zu. Dies wird auf drei verschiedenen Stufen geschehen: im Abschn. 6.1 auf qualitativem, in Abschn. 6.2 - 6.5 auf semiquantitativem und in Abschn. 14.4 auf (fast vollständigem) quantitativem Niveau.

Der steile Potentialabfall in den Randschichten und eine damit verbundene, weit ausgedehnte Zone nahezu konstanter Ladungsdichte und damit gleichen Potentials ist ein Hauptvorteil der kapazitiven Entladungen, wodurch eine Beschränkung auf eine Dimension durch zwei dicht benachbarte Platten im ParallelPlatten- Reaktor oder seinem hexagonalen Pendant (koaxiale Anordnung der Elektroden, nur rund r/d≫ 1) und die niedrige Frequenz (13 MHz) unterhalb von wP,e, aber oberhalb von ωp,i, wodurch die Entladung quasi-stationären Charakter erhält (λ/r≫ 1), und eine Separation in das glühende, quasi-neutrale Plasma mit thermischen Ladungsträgern und die Randschichten über den Elektroden erreicht wird, in denen die Plasmadichte um Größenordnungen kleiner ist. Als unmittelbare Folge davon schlagen die Ionen mit einer maximalen Energie von 1/2 VRF in symmetrischen und VRF in hoch asymmetrischen Entladungen auf der negativ aufgeladenen Elektrode auf.

Bisher wurden Verfahren betrachtet, bei denen die Anregungselektrode sich direkt im Geschehen befand, sowohl bei den Sputter- wie bei den ätzverfahren. Von einer ganz anderen Seite kommt das Ionenstrahlverfahren: Bei der NASA wurde Ende der 1950iger Jahre an der Entwicklung von Ionentriebwerken gearbeitet [223J [224], um Flüge in den interplanetarischen Raum zu ermöglichen. Diese Systeme wurden zur Erzeugung einer möglichst hohen Schubkraft optimiert. Die Treibstoffe sollten hohes Atomgewicht und damit großen Impuls bei gleicher Leistung, niedriges Ionisierungspotential zur Erzeugung einer hohen 10- nendichte aufweisen und wenig Korrosion verursachen (deswegen wurde meist mit Quecksilber anstelle von Cesium gearbeitet).

Die hier vorgestellten Plasmen sind analytisch in vielfacher Weise zugänglich, um die das Plasma bestimmenden Parameter

Es ist ein bekanntes Phänomen, daß nach einer gewißen Zeit sich die Wände einer Gasentladungsröhre mit dem Kathodenmaterial bedecken. Dieser Belag wird irgendwann milchig; am dicksten ist die Schicht an der Kathode, die selbst deutlich kleiner wird. Dieses wurde erstmals von GROVE im Jahr 1852 beobachtet [1] und bereits 1877 von Wright zur Spiegelbeschichtung benutzt [301]. In den dreißiger Jahren des 20. Jahrhunderts führte es Western Electric in der Schallplattenherstellung zur Metallisierung der Wachsmatrizen ein [302]. Dieser Effekt heißt heute „Sputtern“ und wird durch Ionen verursacht, die Atome durch Stoß aus der Kathode, dem Target, heraußchlagen. Obwohl Stark in zwei Artikeln Sputtern bereits als einen derartigen Impulsaustausch beschrieb [303] [304], wurde lange Zeit an der Theorie festgehalten, daß Sputtern irgendetwas mit Verdampfen zu tun habe. Diese Meinung wurde hauptsächlich mit einer Arbeit von Seeloger und Sommermeyer begründet, die eine Cosinus-Verteilung des gesputterten Materials beobachteten, wie sie für Verdampfungsprozeße typisch ist [305]. Nicht im Einklang mit einem Sublimationsprozeß war dagegen ein Versuch Wehners [306], der mit Hg+ -Ionen von einem Wolfram-Einkristall Material abstäubte und einen bevorzugten Abtrag in bestimmten kristallographischen Richtungen beobachtete, wobei bei niedrigen Energien deutlich weniger Material normal zur Oberfläche emittiert wurde, als nach einem Cosinus-Gesetz erwartet wurde, das erst bei höheren Energien erreicht wurde [307]. Damit stand fest, daß Sputtern das Ergebnis eines Impulstransfers sein muß.

Sputtern haben wir als einen Prozeß kennengelernt, bei dem die Kathode, das „Target“, gezielt durch die Ionen der die Sputteratmosphäre konstituierenden Molekein — meist ein Edelgas, zu dem reaktive Gase dotiert werden können —, abgestäubt wird. Diese erfahren im Kathodendunkelraum eine starke Beschleunigung in Richtung des elektrischen Feldes und nehmen dabei eine kinetische Energie auf, die ein Vielfaches der Gitterenergie betragen kann. Dadurch wird die isotrope Geschwindigkeitsverteilung der Ladungsträger innerhalb des BulkPlasmas des Plasmas in eine Strahlcharakteristik der Ionen transformiert, die — je nach Dicke des Dunkelraums und Druck der Entladung — wiederum durch Stöße aufgeweicht werden kann. Beschießt man also das „Target“ mit diesem „Strahl“, kommt es zu einem gerichteten Abtrag, der bei einem „Target“, wie es zum Sputtern verwendet wird, nicht bemerkbar ist. Ist das „Target“ dagegen strukturiert, ist dieser in verschiedenen Richtungen unterschiedliche Abtrag meßbar. Dies ist die Domäne des Trockenätzens.

Bisher haben wir uns mit der Anregung von Plasmen beschÔftigt und uns dann mit der Frage auseinandergesetzt, wie man OberflÔchen mit Plasmen modifizieren kann. Dabei standen physikalisch orientierte Fragen im Vordergrund. Im abschließenden Kapitel wollen wir nun die Frage der Ôtzung eher unter dem chemischen Blickwinkel betrachten. Aus dem Plasma-Bulk werden Ionen und Elektronen auf die SubstratoberflÔche geschossen. Wie allerdings bereits eine Überschlagsrechnung zeigt, ist die Bezeichnung „IonenÔtzen“ gleichwohl ein Euphemismus, wird doch dadurch suggeriert, daß der Abtrag ausschließlich durch geladene Teilchen erfolgt, die dann auch in der kinetischen Geschwindigkeitsgleichung erscheinen. Jedoch ist die typische Dichte kapazitiv gekoppelter RF-Plasmen etwa 10¹⁰ /cm³ , dem ein Ionenfluß von etwa 10¹⁵/cm²sec entspricht (etwa Ar-Plasma, T_e: 3, 5 eV, no: 1 . 10¹⁰ cm-³ , jj: 2. 10¹⁵/cm²sec) . DemgegenÜber entspringt bereits bei mittleren Ôtzraten von 100 nm/min ein Fluß von der OberflÔche, der zehnmal so hoch ist. D. h.: selbst bei einem erfolgreichen Angriff sÔmtlicher Ionen auf das Substrat sind schon mÔßige Ôtzraten nicht erklÔrbar - dabei haben wir ja noch eine Ausbeute von Eins angenommen. Nur die Annahme, daß Ionen und Neutralteilchen in der Geschwindigkeitsgleichung auftauchen, vermeidet dieses Dilemma. Bei dieser Überlegung wird weiter vorausgesetzt, daß der geschwindigkeitsbestimmende Schritt entweder die Brechung der Bindung zwischen den Atomen der OberflÔche und/oder die Neubildung der Bindung zwischen den Projektilatomen (bzw. Fragmenten des ProjektilmolekÜls) und den OberflÔchenatomen ist. Jedoch kann dies auch fÜr die Absorption der attackierenden Spezies wie die Desorption eines weniger volatilen Reaktionsprodukts gelten.

Die hier beschriebenen Plasmaverfahren unterscheiden sich wesentlich hinsichtlich der Druckbereiche: IBE-Verfahren arbeiten im Druckbereich kleiner 0,1 Pa, während IE im Druck um eine Größenordnung und PE um zwei Größenordnungen höher liegen. Heliconwellen- und ECR/ICP-Verfahren umfassen den Bereich zwischen IBE und IE. Das kann auch von den ätzraten gesagt werden.

Die Energieverteilungsfunktion der Elektronen, EE1J:F, ist die Lösung der Boltzmann-Gleichung in Plasmen, die durch binäre Stöße dominiert werden. Sie beschreibt die Dichte der Elektronen im Orts- und Impulsraum und ist daher eine Kontinuitätsgleichung von Gewinn und Verlust im Phasenraum. Sie kann deswegen geschrieben werden als f(r, v). Das Produkt f(r, v)d(r dv gibt damit die Zahl N der Elektronen im Volumenelement d3r d3v an. Integrieren wir über den Impulsraum, erhalten wir die Elektronendichte ne an einem Punkt r

Vektoren werden durch fett-kursive Darstellung bezeichnet, Tensoren durch fette Darstellung. Ist das Symbol für einen Tensor ein kleiner griechischer Buchstabe, wird er in fetter Darstellung durch die Suffixe „ij“ ergänzt. Mittelwerte werden in spitzen 〈〉 Klammern, Zeitmittelwerte durch Überstreichen dargestellt. Komplexe Zahlen werden durch eine Tilde ~ über ihrem Symbol gekennzeichnet.