Elektronstrålelitografi
Elektronstrålelitografi (ofta förkortat e-beam lithography , EBL ) är metoden att skanna en fokuserad stråle av elektroner för att rita anpassade former på en yta täckt med en elektronkänslig film som kallas resist (exponering). Elektronstrålen ändrar resistens löslighet, vilket möjliggör selektivt avlägsnande av antingen de exponerade eller icke-exponerade områdena av resisten genom att sänka det i ett lösningsmedel (framkallande). Syftet, liksom med fotolitografi , är att skapa mycket små strukturer i resisten som sedan kan överföras till substratmaterialet, ofta genom etsning.
Den främsta fördelen med elektronstrålelitografi är att den kan rita anpassade mönster (direkt-skriv) med en upplösning på under 10 nm . Denna form av masklös litografi har hög upplösning men låg genomströmning, vilket begränsar dess användning till fotomasktillverkning , lågvolymproduktion av halvledarenheter och forskning och utveckling .
System
Elektronstrålelitografisystem som används i kommersiella applikationer är dedikerade e-beam skrivsystem som är mycket dyra (> 1 M USD). För forskningsapplikationer är det mycket vanligt att konvertera ett elektronmikroskop till ett elektronstrålelitografisystem med hjälp av relativt billiga tillbehör (< US$100K). Sådana konverterade system har producerat linjebredder på ~20 nm sedan åtminstone 1990, medan nuvarande dedikerade system har producerat linjebredder i storleksordningen 10 nm eller mindre.
Elektronstrålelitografisystem kan klassificeras enligt både strålform och strålavböjningsstrategi. Äldre system använde Gauss-formade strålar som skannade dessa strålar på ett rastersätt . Nyare system använder formade strålar som kan avböjas till olika positioner i skrivfältet (även känt som vektorskanning ).
Elektronkällor
System med lägre upplösning kan använda termioniska källor, som vanligtvis bildas av lantanhexaborid . System med krav på högre upplösning måste dock använda fältelektronemissionskällor , såsom uppvärmd W/ZrO 2 för lägre energispridning och förbättrad ljusstyrka. Termiska fältemissionskällor föredras framför kalla emissionskällor, trots den förra's något större strålstorlek, eftersom de erbjuder bättre stabilitet över typiska skrivtider på flera timmar.
Linser
Både elektrostatiska och magnetiska linser kan användas. Elektrostatiska linser har dock fler aberrationer och används därför inte för finfokusering. Det finns för närvarande [ när? ] ingen mekanism för att göra akromatiska elektronstrålelinser, så extremt smala spridningar av elektronstråleenergin behövs för bästa fokusering. [ citat behövs ] [ behöver uppdateras ]
Scen, sömmar och uppriktning
Typiskt, för mycket små strålavböjningar, används "linser" med elektrostatisk avböjning; större strålavböjningar kräver elektromagnetisk avsökning. På grund av felaktigheten och på grund av det ändliga antalet steg i exponeringsrutnätet är skrivfältet i storleksordningen 100 mikrometer – 1 mm. Större mönster kräver scenrörelser. Ett noggrant steg är avgörande för sömmar (kaklade skrivfält exakt mot varandra) och mönsteröverlägg (justera ett mönster till ett tidigare gjort).
Skrivtid för elektronstråle
Den minsta tiden för att exponera ett givet område för en given dos ges av följande formel:
där är tiden för att exponera objektet (kan delas in i exponeringstid/stegstorlek), är strålströmmen, är dosen och är det exponerade området.
Om man till exempel antar en exponeringsarea på 1 cm 2 , en dos på 10 −3 coulombs/cm 2 och en strålström på 10 −9 ampere, skulle den resulterande minsta skrivtiden vara 10 6 sekunder (ca 12 dagar). Denna minsta skrivtid inkluderar inte tid för scenen att röra sig fram och tillbaka, samt tid för strålen att släckas (blockeras från skivan under avböjning), samt tid för andra möjliga strålkorrigeringar och justeringar i mitten att skriva. För att täcka ytan på 700 cm 2 av en 300 mm kiselskiva skulle den minsta skrivtiden sträcka sig till 7*108 sekunder , cirka 22 år. Detta är en faktor på cirka 10 miljoner gånger långsammare än nuvarande optiska litografiverktyg. Det är tydligt att genomströmningen är en allvarlig begränsning för elektronstrålelitografi, speciellt när man skriver täta mönster över ett stort område.
E-beam litografi är inte lämplig för tillverkning av stora volymer på grund av dess begränsade genomströmning. Det mindre fältet för elektronstråleskrivning ger mycket långsam mönstergenerering jämfört med fotolitografi (den nuvarande standarden) eftersom fler exponeringsfält måste skannas för att bilda det slutliga mönsterområdet (≤mm 2 för elektronstråle kontra ≥40 mm 2 för en optisk maskprojektionsskanner). Scenen rör sig mellan fältskanningar. Elektronstrålefältet är tillräckligt litet för att en raster- eller serpentinstegsrörelse behövs för att mönstra ett 26 mm X 33 mm område till exempel, medan i en fotolitografiska skanner endast en endimensionell rörelse av ett 26 mm X 2 mm slitsfält skulle vara nödvändig.
För närvarande är ett optiskt masklöst litografiverktyg mycket snabbare än ett elektronstråleverktyg som används med samma upplösning för fotomaskmönster.
Skottljud
När egenskapernas storlek krymper, krymper också antalet infallande elektroner vid fast dos. Så snart siffran når ~10 000 skottljudseffekter dominerande, vilket leder till avsevärd naturlig dosvariation inom en stor funktionspopulation. Med varje successiv processnod, eftersom funktionsområdet halveras, måste minimidosen fördubblas för att bibehålla samma ljudnivå. Följaktligen skulle verktygsgenomströmningen halveras med varje successiv processnod.
| egenskapsdiameter (nm) | minsta dos för en på en miljon 5 % dosfel (μC/cm 2 ) |
|---|---|
| 40 | 127 |
| 28 | 260 |
| 20 | 509 |
| 14 | 1039 |
| 10 | 2037 |
| 7 | 4158 |
Notera: 1 ppm av befolkningen är cirka 5 standardavvikelser från medeldosen.
Ref.: SPIE Proc. 8683-36 (2013)
Skottljud är en viktig faktor även för masktillverkning. Till exempel skulle en kommersiell mask e-beam resist som FEP-171 använda doser mindre än 10 μC/cm 2 , medan detta leder till märkbart skottljud för en mål-CD även i storleksordningen ~200 nm på masken.
Defekter i elektronstrålelitografi
Trots den höga upplösningen av elektronstrålelitografi övervägs ofta inte genereringen av defekter under elektronstrålelitografi av användarna. Defekter kan delas in i två kategorier: datarelaterade defekter och fysiska defekter.
Datarelaterade defekter kan klassificeras ytterligare i två underkategorier. Blanknings- eller avböjningsfel uppstår när elektronstrålen inte avböjs ordentligt när det är tänkt, medan formningsfel uppstår i strålsystem med variabel form när fel form projiceras på provet. Dessa fel kan härröra antingen från den elektronoptiska kontrollhårdvaran eller indata som bandades ut. Som man kan förvänta sig är större datafiler mer mottagliga för datarelaterade defekter.
Fysiska defekter är mer varierande och kan inkludera provladdning (antingen negativt eller positivt), beräkningsfel med tillbakaspridning, dosfel, imma (långvägsreflektion av tillbakaspridda elektroner), avgasning, kontaminering, stråldrift och partiklar. Eftersom skrivtiden för elektronstrålelitografi lätt kan överstiga ett dygn, är det mer sannolikt att "slumpmässigt uppträdande" defekter uppstår. Även här kan större datafiler ge fler möjligheter till defekter.
Fotomaskdefekter uppstår till stor del under elektronstrålelitografin som används för mönsterdefinition.
Elektronenergiavsättning i materia
De primära elektronerna i den infallande strålen förlorar energi när de kommer in i ett material genom oelastisk spridning eller kollisioner med andra elektroner. Vid en sådan kollision kan rörelsemängdsöverföringen från den infallande elektronen till en atomelektron uttryckas som där b är avståndet till närmaste inflygning mellan elektronerna och v är den infallande elektronhastigheten. Energin som överförs av kollisionen ges av , där m är elektronmassan och E är den infallande elektronenergin, givet av . Genom att integrera över alla värden på T mellan den lägsta bindningsenergin, E 0 och den infallande energin, får man resultatet att det totala tvärsnittet för kollision är omvänt proportionell mot den infallande energin , och proportionell mot 0 1/E – 1/E . I allmänhet är E >> E 0 , så resultatet är väsentligen omvänt proportionellt mot bindningsenergin.
Genom att använda samma integrationsmetod, men över intervallet 2E 0 till E , erhåller man genom att jämföra tvärsnitt att hälften av de oelastiska kollisionerna av de infallande elektronerna producerar elektroner med kinetisk energi större än E 0 . Dessa sekundära elektroner är kapabla att bryta bindningar (med bindningsenergi E 0 ) på något avstånd från den ursprungliga kollisionen. Dessutom kan de generera ytterligare elektroner med lägre energi, vilket resulterar i en elektronkaskad . Därför är det viktigt att inse det betydande bidraget från sekundära elektroner till spridningen av energidepositionen.
I allmänhet, för en molekyl AB:
- e − + AB → AB − → A + B −
Denna reaktion, även känd som "elektronfästning" eller "dissociativ elektronvidhäftning" är mest sannolikt att inträffa efter att elektronen i huvudsak har saktat av och stannat, eftersom den är lättast att fånga vid den punkten. Tvärsnittet för elektronbindning är omvänt proportionell mot elektronenergi vid höga energier, men närmar sig ett maximalt gränsvärde vid noll energi. Å andra sidan är det redan känt att den fria medelvägen vid de lägsta energierna (få till flera eV eller mindre, där dissociativ anknytning är signifikant) är långt över 10 nm, vilket begränsar möjligheten att konsekvent uppnå upplösning i denna skala.
Upplösningsförmåga
.png)
Med dagens elektronoptik kan elektronstrålebredden rutinmässigt gå ner till några nanometer. Detta begränsas främst av aberrationer och rymdladdning . Emellertid bestäms funktionsupplösningsgränsen inte av strålstorleken utan av framåtspridning (eller effektiv strålbreddning) i resisten, medan stigningsupplösningsgränsen bestäms av sekundär elektronrörelse i resisten . Denna punkt drevs hem av en 2007 demonstration av dubbelmönster med elektronstrålelitografi vid tillverkning av 15 nm halvstegszonplattor. Även om en 15 nm funktion löstes, var en 30 nm pitch fortfarande svår att göra på grund av sekundära elektroner som spreds från den intilliggande egenskapen. Användningen av dubbelmönster gjorde att avståndet mellan funktionerna var tillräckligt stort för att den sekundära elektronspridningen skulle reduceras avsevärt.
Den framåtriktade spridningen kan minskas genom att använda elektroner med högre energi eller tunnare resist, men genereringen av sekundära elektroner är oundviklig. Det är nu känt att för isoleringsmaterial som PMMA kan lågenergielektroner färdas ganska långt (flera nm är möjliga). Detta beror på det faktum att under joniseringspotentialen är den enda energiförlustmekanismen huvudsakligen genom fononer och polaroner . Även om det senare i grunden är en jonisk gittereffekt, kan polaronhoppning sträcka sig så långt som 20 nm. Resavståndet för sekundära elektroner är inte ett fundamentalt härlett fysiskt värde, utan en statistisk parameter som ofta bestäms från många experiment eller Monte Carlo-simuleringar ner till < 1 eV. Detta är nödvändigt eftersom energifördelningen av sekundära elektroner toppar långt under 10 eV. Upplösningsgränsen anges därför vanligtvis inte som ett väl fixerat tal som med ett optiskt diffraktionsbegränsat system. Repeterbarhet och kontroll vid den praktiska upplösningsgränsen kräver ofta överväganden som inte är relaterade till bildbildning, t.ex. resistutveckling och intermolekylära krafter.
En studie från College of Nanoscale Science and Engineering (CNSE) som presenterades vid 2013 EUVL Workshop visade att, som ett mått på elektronoskärpa, 50-100 eV elektroner lätt penetrerade bortom 10 nm resisttjocklek i PMMA eller en kommersiell resist. Dessutom är dielektrisk genombrottsurladdning möjlig. Nyare studier har visat att 20 nm resisttjocklek kunde penetreras av lågenergielektroner (med tillräcklig dos) och under 20 nm halv-pitch elektronstrålelitografi krävde redan dubbelmönster.
Spridning
Förutom att producera sekundära elektroner kan primära elektroner från den infallande strålen med tillräcklig energi för att penetrera resisten multipliceras spridda över stora avstånd från underliggande filmer och/eller substratet. Detta leder till exponering av områden på ett betydande avstånd från den önskade exponeringsplatsen. För tjockare resists, när de primära elektronerna rör sig framåt, har de en ökande möjlighet att spridas i sidled från den stråldefinierade platsen. Denna spridning kallas framåtspridning . Ibland sprids de primära elektronerna i vinklar som överstiger 90 grader, dvs de går inte längre in i resisten. Dessa elektroner kallas bakåtspridda elektroner och har samma effekt som långdistansljus i optiska projektionssystem. En tillräckligt stor dos av tillbakaspridda elektroner kan leda till fullständig exponering av resist över ett område som är mycket större än vad som definieras av strålpunkten.
Närhetseffekt
De minsta särdragen som producerats av elektronstrålelitografi har i allmänhet varit isolerade särdrag, eftersom kapslade särdrag förvärrar närhetseffekten, varvid elektroner från exponering av ett angränsande område spiller över till exponeringen av det för närvarande skrivna särdraget, vilket effektivt förstorar dess bild och reducerar dess bild. kontrast, dvs skillnaden mellan maximal och lägsta intensitet. Därför är kapslad funktionsupplösning svårare att kontrollera. För de flesta resister är det svårt att gå under 25 nm linjer och mellanrum, och en gräns på 20 nm linjer och mellanrum har hittats. I verkligheten är dock intervallet för sekundär elektronspridning ganska långt, ibland överstiger 100 nm, men blir mycket signifikant under 30 nm.
Närhetseffekten visar sig också genom att sekundära elektroner lämnar resistens övre yta och sedan återvänder några tiotals nanometer bort.
Närhetseffekter (på grund av elektronspridning) kan åtgärdas genom att lösa det omvända problemet och beräkna exponeringsfunktionen E(x,y) som leder till en dosfördelning så nära den önskade dosen D(x,y) som möjligt när den konvolveras av spridningsfördelningspunktsspridningsfunktionen PSF(x,y ) . Man måste dock komma ihåg att ett fel i den applicerade dosen (t.ex. från skottljud) skulle göra att korrigeringen av närhetseffekten misslyckas.
Laddar
Eftersom elektroner är laddade partiklar, tenderar de att ladda substratet negativt om de inte snabbt kan få tillgång till en väg till marken. För en högenergistråle som faller in på en kiselskiva stannar praktiskt taget alla elektroner i skivan där de kan följa en väg till marken. Men för ett kvartssubstrat som en fotomask kommer de inbäddade elektronerna att ta mycket längre tid att flytta till marken. Ofta kan den negativa laddningen som förvärvas av ett substrat kompenseras eller till och med överskridas av en positiv laddning på ytan på grund av sekundär elektronemission in i vakuumet. Närvaron av ett tunt ledande skikt över eller under resisten är i allmänhet av begränsad användning för högenergi (50 keV eller mer) elektronstrålar, eftersom de flesta elektroner passerar genom skiktet in i substratet. Laddningsavledningsskiktet är i allmänhet endast användbart runt eller under 10 keV, eftersom resisten är tunnare och de flesta elektronerna antingen stannar i resisten eller nära det ledande skiktet. De är dock av begränsad användning på grund av deras höga plåtmotstånd, vilket kan leda till ineffektiv jordning.
Omfånget av lågenergi sekundära elektroner (den största komponenten av den fria elektronpopulationen i resist-substratsystemet) som kan bidra till laddning är inte ett fast antal utan kan variera från 0 till så högt som 50 nm (se avsnitt Nya gränser och extrem ultraviolett litografi ). Därför är resist-substratladdning inte repeterbar och är svår att kompensera konsekvent. Negativ laddning avleder elektronstrålen bort från det laddade området medan positiv laddning avleder elektronstrålen mot det laddade området.
Elektronstråleresistprestanda
På grund av att klyvningseffektiviteten i allmänhet är en storleksordning högre än tvärbindningseffektiviteten, kommer de flesta polymerer som används för elektronstrålelitografi med positiv ton att tvärbinda (och därför bli negativ ton) vid doser av storleksordning än doser som används för exponering för positiv ton . Sådana stora dosökningar kan krävas för att undvika skottljudseffekter.
En studie utförd vid Naval Research Laboratory visade att lågenergielektroner (10–50 eV) kunde skada ~30 nm tjocka PMMA-filmer. Skadan visade sig vara en förlust av material.
- För den populära elektronstråleresisten ZEP-520 fann man en tonhöjdsupplösningsgräns på 60 nm (30 nm linjer och mellanrum), oberoende av tjocklek och strålenergi.
- En 20 nm upplösning hade också demonstrerats med en 3 nm 100 keV elektronstråle och PMMA resist. 20 nm oexponerade luckor mellan exponerade linjer visade oavsiktlig exponering av sekundära elektroner.
- Vätesilsesquioxan (HSQ) är en negativ tonresist som kan bilda isolerade 2 nm breda linjer och 10 nm periodiska punktmatriser (10 nm delning) i mycket tunna lager. HSQ i sig liknar porös, hydrerad SiO2 . Den kan användas för att etsa kisel men inte kiseldioxid eller andra liknande dielektrikum.
Under 2018 utvecklades en tiolenresist som har inhemska reaktiva ytgrupper, vilket möjliggör direkt funktionalisering av resistytan med biomolekyler.
Nya gränser
För att komma runt den sekundära elektrongenereringen kommer det att vara absolut nödvändigt att använda lågenergielektroner som den primära strålningen för att exponera resist. Helst bör dessa elektroner ha energier i storleksordningen inte mycket mer än flera eV för att exponera resisten utan att generera några sekundära elektroner, eftersom de inte kommer att ha tillräckligt med överskottsenergi. Sådan exponering har demonstrerats med användning av ett avsökningstunnelmikroskop som elektronstrålekälla. Data tyder på att elektroner med energier så låga som 12 eV kan penetrera 50 nm tjock polymerresist. Nackdelen med att använda lågenergielektroner är att det är svårt att förhindra spridning av elektronstrålen i resisten. Elektronoptiska system med låg energi är också svåra att designa för hög upplösning. Coulomb interelektronrepulsion blir alltid mer allvarlig för lägre elektronenergi.
Ett annat alternativ inom elektronstrålelitografi är att använda extremt höga elektronenergier (minst 100 keV) för att i huvudsak "borra" eller förstofta materialet. Detta fenomen har observerats ofta i transmissionselektronmikroskopi . Detta är dock en mycket ineffektiv process, på grund av den ineffektiva överföringen av momentum från elektronstrålen till materialet. Som ett resultat är det en långsam process som kräver mycket längre exponeringstider än konventionell elektronstrålelitografi. Även högenergistrålar ger alltid upp frågan om substratskador.
Interferenslitografi med användning av elektronstrålar är en annan möjlig väg för mönstring av arrayer med perioder i nanometerskala. En viktig fördel med att använda elektroner framför fotoner i interferometri är den mycket kortare våglängden för samma energi.
Trots de olika krångligheterna och subtiliteterna i elektronstrålelitografi vid olika energier, är det fortfarande det mest praktiska sättet att koncentrera mest energi till det minsta området.
Det har funnits ett betydande intresse för utvecklingen av tillvägagångssätt med flera elektronstrålar till litografi för att öka genomströmningen. Detta arbete har stötts av SEMATECH och nystartade företag som Multibeam Corporation , Mapper och IMS. IMS Nanofabrication har kommersialiserat multibeam-maskwritern och startade en lansering 2016.
Se även
| Main |  |
|
|---|---|---|
| Övrig | ||
| Se även | ||