Röntgenlitografi

Röntgenlitografi är en process som används i tillverkningsindustrin för halvledarenheter för att selektivt ta bort delar av en tunn film av fotoresist. Den använder röntgenstrålar för att överföra ett geometriskt mönster från en mask till en ljuskänslig kemisk fotoresist , eller helt enkelt "motstå" på substratet för att nå extremt liten topologisk storlek på en egenskap. En serie kemiska behandlingar graverar sedan in det producerade mönstret i materialet under fotoresisten.

Det används mindre vanligt i kommersiell produktion på grund av oöverkomligt höga materialkostnader (som guld som används för röntgenblockering) etc.

Mekanismer

Röntgenlitografi har sitt ursprung som en kandidat för nästa generations litografi för halvledarindustrin , med framgångsrika satser av mikroprocessorer . Med korta våglängder (under 1 nm), övervinner röntgenstrålar diffraktionsgränserna för optisk litografi , vilket tillåter mindre särdragsstorlekar . Om röntgenkällan inte är kollimerad, som med en synkrotronstrålning , används elementära kollimerande speglar eller diffraktiva linser i stället för de refraktiva linserna som används i optik. Röntgenstrålarna belyser en mask placerad i närheten av en resistbelagd wafer. Röntgenstrålarna är bredbandiga, vanligtvis från en kompakt synkrotronstrålningskälla , vilket möjliggör snabb exponering. Djup röntgenlitografi (DXRL) använder ännu kortare våglängder i storleksordningen 0,1 nm och modifierade procedurer såsom LIGA -processen, för att tillverka djupa och till och med tredimensionella strukturer.

Masken består av en röntgenabsorbator, typiskt av guld eller föreningar av tantal eller volfram , på ett membran som är genomskinligt för röntgenstrålar, typiskt av kiselkarbid eller diamant . Mönstret på masken är skrivet med direktskrivande elektronstrålelitografi på en resist som utvecklats med konventionella halvledarprocesser. Membranet kan sträckas för noggrannhet.

De flesta röntgenlitografidemonstrationer har utförts genom kopiering med bildtrohet (utan förstoring) på linjen med suddig kontrast som illustreras i figuren. Men med det ökande behovet av hög upplösning utförs nu röntgenlitografi på vad som kallas "sweet spot", med hjälp av lokal "demagnification by bias". Täta strukturer utvecklas genom flera exponeringar med translation. Fördelarna med att använda 3x förminskning inkluderar att masken är lättare att tillverka, mellanrummet mellan mask och wafer ökar och kontrasten är högre. Tekniken är töjbar till täta 15 nm utskrifter.

Röntgenstrålar genererar sekundära elektroner som i fall av extrem ultraviolett litografi och elektronstrålelitografi . Medan definitionen av det fina mönstret huvudsakligen beror på sekundärer från Auger-elektroner med en kort väglängd, kommer de primära elektronerna att sensibilisera resisten över ett större område än röntgenexponeringen. Även om detta inte påverkar mönsterstigningsupplösningen, som bestäms av våglängd och gap, reduceras bildexponeringskontrasten (max-min)/(max+min) eftersom tonhöjden är i storleksordningen av det primära fotoelektronområdet. Sidoväggens ojämnhet och lutningar påverkas av dessa sekundära elektroner eftersom de kan färdas några mikrometer i området under absorbatorn, beroende på exponeringsröntgenenergi. Flera tryck vid ca 30 nm har publicerats.

En annan manifestation av fotoelektroneffekten är exponering för röntgengenererade elektroner från tjocka guldfilmer som används för att göra dottermasker. Simuleringar tyder på att fotoelektrongenerering från guldsubstratet kan påverka upplösningshastigheter.

Fotoelektroner, sekundära elektroner och Augerelektroner

Sekundära elektroner har energier på 25 eV eller mindre och kan genereras av vilken joniserande strålning som helst ( VUV , EUV, röntgenstrålar, joner och andra elektroner). Augerelektroner har energier på hundratals elektronvolt. Sekundärerna (genererade av och fler än Auger och primära fotoelektroner) är de huvudsakliga medlen för resistexponering.

De relativa intervallen för fotoelektronprimärer och Augerelektroner beror på deras respektive energier. Dessa energier beror på energin hos infallande strålning och på resistens sammansättning. Det finns stort utrymme för optimalt urval (referens 3 i artikeln). När Auger-elektroner har lägre energier än primära fotoelektroner, har de kortare räckvidd. Båda sönderfaller till sekundärer som interagerar med kemiska bindningar. När sekundära energier är för låga lyckas de inte bryta de kemiska bindningarna och slutar påverka utskriftsupplösningen. Experiment visar att det kombinerade området är mindre än 20 nm. Å andra sidan följer sekundärerna en annan trend under ≈30 eV: ju lägre energi, desto längre medelfri väg även om de då inte kan påverka resistutvecklingen.

När de sönderfaller blir primära fotoelektroner och Auger-elektroner så småningom fysiskt omöjliga att skilja (som i Fermi-Dirac-statistik) från sekundära elektroner. Utbudet av sekundära elektroner med låg energi är ibland större än området för primära fotoelektroner eller Auger-elektroner. Det som är viktigt för röntgenlitografi är det effektiva intervallet av elektroner som har tillräcklig energi för att skapa eller bryta kemiska bindningar i negativa eller positiva resister.

Litografiskt elektronområde

Röntgenstrålar laddar inte. Den relativt stora medelfria vägen (~20 nm) för sekundära elektroner hindrar upplösningskontroll i nanometerskala. I synnerhet lider elektronstrålelitografi negativ laddning av infallande elektroner och åtföljande strålspridning vilket begränsar upplösningen. Det är därför svårt att isolera det effektiva intervallet för sekundärer som kan vara mindre än 1 nm.

Den kombinerade elektronens medelfria bana resulterar i en bildoskärpa, som vanligtvis modelleras som en gaussisk funktion (där σ = oskärpa) som viks ihop med den förväntade bilden. När den önskade upplösningen närmar sig oskärpan dosbilden bredare än flygbilden av infallande röntgenstrålar. Den oskärpa som spelar roll är den latenta bilden som beskriver hur bindningar skapas eller bryts under exponeringen av resist. Den framkallade bilden är den slutliga reliefbilden som produceras av den valda högkontrastframkallningsprocessen på den latenta bilden.

Utbudet av primära, Auger-, sekundära och ultralågenergielektroner av högre ordning som skriver ut (som STM- studier visade) kan vara stort (tiotals nm) eller litet (nm), enligt olika citerade publikationer. Eftersom detta intervall inte är ett fast nummer är det svårt att kvantifiera. Linjekantens ojämnhet förvärras av den tillhörande osäkerheten. Linjekantens ojämnhet antas vara statistisk till sitt ursprung och endast indirekt beroende av medelintervallet. Under vanliga litografiska förhållanden kan de olika elektronområdena kontrolleras och utnyttjas.

Laddar

Röntgenstrålar bär ingen laddning, men vid de inblandade energierna är Auger-sönderfall av joniserade arter i ett prov mer sannolikt än strålningssönderfall. Högenergistrålning som överstiger joniseringspotentialen genererar också fria elektroner som är försumbara jämfört med de som produceras av elektronstrålar som är laddade. Laddning av provet efter jonisering är en extremt svag möjlighet när det inte kan garanteras att de joniserade elektronerna som lämnar ytan eller finns kvar i provet är tillräckligt balanserade från andra källor i tid. Energiöverföringen till elektroner som ett resultat av joniserande strålning resulterar i separerade positiva och negativa laddningar som snabbt rekombinerar delvis på grund av Coulomb-kraftens långa räckvidd. Isolerande filmer som gateoxider och resist har observerats ladda till en positiv eller negativ potential under elektronstrålning. Isolerande filmer neutraliseras så småningom lokalt av rymdladdning (elektroner som kommer in och lämnar ytan) vid resist-vakuumgränssnittet och Fowler-Nordheim-injektion från substratet. Räckvidden för elektronerna i filmen kan påverkas av det lokala elektriska fältet. Situationen kompliceras av närvaron av hål (positivt laddade elektronvakanser) som genereras tillsammans med sekundärelektronerna och som kan förväntas följa dem runt. När neutraliseringen fortskrider börjar varje initial laddningskoncentration effektivt spridas ut. Det slutliga kemiska tillståndet för filmen uppnås efter att neutraliseringen är klar, efter att alla elektroner så småningom har saktat ner. Vanligtvis, med undantag för röntgenstepper, kan laddningen kontrolleras ytterligare av översvämningspistol eller resisttjocklek eller laddningsavledningsskikt.

Se även

• Fotolitografi
  • Excimerlaser
• Extrem ultraviolett litografi
• Elektronstrålelitografi
• Jonstrålelitografi

Anteckningar

1. ^ Y. Vladimirsky, "Lithography" i Vakuum Ultraviolet Spectroscopy II Eds. JASamson och DLEderer, Ch 10 pp 205–223, Academic Press (1998).
2. ^ Vladimirsky, Yuli; Bourdillon, Antony; Vladimirsky, Olga; Jiang, Wenlong; Leonard, Quinn (1999). "Förstoring i närhetsröntgenlitografi och töjbarhet till 25 nm genom att optimera Fresnel-diffraktion". Journal of Physics D: Tillämpad fysik . 32 (22): 114. Bibcode : 1999JPhD...32..114V . doi : 10.1088/0022-3727/32/22/102 .
3.   ^ Antony Bourdillon och Yuli Vladimirsky, X-ray Lithography on the Sweet Spot , UHRL, San Jose, (2006) ISBN 978-0-9789839-0-1
4. ^ Vora, KD; Shew, BY; Harvey, EC; Hayes, JP; Peele, AG (2008). "Sidoväggssluttningar av SU-8 HARMST med djup röntgenlitografi". Journal of Micromechanics and Microengineering . 18 (3): 035037. Bibcode : 2008JMiMi..18c5037V . doi : 10.1088/0960-1317/18/3/035037 .
5. ^ Tidigt, K; Schattenburg, M; Smith, H (1990). "Frånvaro av upplösningsförsämring i röntgenlitografi för λ från 4,5 nm till 0,83 nm". Mikroelektronikteknik . 11 : 317. doi : 10.1016/0167-9317(90)90122-A .
6. ^ Carter, DJD (1997). "Direkt mätning av effekten av substratfotoelektroner i röntgen-nanolithografi". Journal of Vacuum Science and Technology B . 15 (6): 2509. Bibcode : 1997JVSTB..15.2509C . doi : 10.1116/1.589675 .
7. ^   Lud, Simon Q.; Steenackers, Marin; Jordan, Rainer; Bruno, Paola; Gruen, Dieter M.; Feulner, Peter; Garrido, Jose A.; Stutzmann, Martin (2006). "Kemisk ympning av bifenyl självmonterade monolager på ultrananokristallin diamant". Journal of the American Chemical Society . 128 (51): 16884–91. doi : 10.1021/ja0657049 . PMID 17177439 .
8. ^ Glavatskikh, IA; Kortov, VS; Fitting, H.-J. (2001). "Självkonsekvent elektrisk laddning av isolerande skikt och metall-isolator-halvledarstrukturer". Journal of Applied Physics . 89 : 440. Bibcode : 2001JAP....89..440G . doi : 10.1063/1.1330242 .