Вторичная электронная эмиссия рельефной поверхности твердого тела тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.10 ВАК РФ

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК ИН СТИТУТ ОБЩЕЙ ФИЗИКИ

Р Г Б ОД

1 7 АПР 1995

На правах рукописи УДК 537.533

НОВИКОВ ЮРИЙ АЛЕКСЕЕВИЧ

ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ РЕЛЬЕФНОЙ ПОВЕРХНОСТИ ТВЕРДОГО ТЕЛА

01 04.10 - физика полупроводников и диэлектриков

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

МОСКВА 1995

Работа выполнена в Институте общей физики Российской Академии Наук.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор, МГУ, В.Ф.Киселев, доктор физико-математических наук, профессор МИСИС, М.Н.Филиппов, доктор физико-математических наук профессор, МГИЭМ, Б.Н.Васичев

Ведущая организация: Московский Государственный

инженерно-физический институт (технический университет).

Защита состоится У ¿-с{] 1995 г. в / ^ часов на заседании

Специализированного Ученого Совета Д.003.49.03 Института общей физики Российской Академии Наук по адресу: г.Москва, ул. Вавилова, 38.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института общей физики Российской Академии Наук.

Автореферат разослан "ЗУ" -у{995 г.

Ученый секретарь Специализированного Совета доктор физико-математических наук, профессор

Н.А.Ирисова

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА ДИССЕРТАЦИИ

Актуальность работы. Прогресс современной науки и техники идет по пути развития высоких технологий. При этом основное внимание уделяется технологическим процессам создания новых веществ с наперед заданными свойствами и методам их исследования. Одним из таких методов является вторичная электронная эмиссия (ВЭЭ). Она характеризует свойства приповерхностных слоев и самой поверхности твердого тела и лежит в основе работы большого числа приборов. Наиболее важным прибором, использующим вторичную электронную эмиссию является растровый электронный микроскоп. Наглядность получаемой информация при высоком разрешении (до единиц нанометров) делает его практически незаменимым при исследовании микроструктур, создаваемых в технологических процессах микроэлектроники. Однако все закономерности ВЭЭ изучались на безрелъефных. поверхностях и перенос этих закономерностей на рельефные структуры не вполне обоснован. Поэтому исследование закономерностей вторичной электронной эмиссии, проявляемых на рельефных поверхностях твердого тела, является актуальной задачей.

Цель диссертационной работы состояла в разработке методов исследования закономерностей вторичной электронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела и проведении таких исследований на простых модельных сгруктурах типа щели с прямоугольным профилем и параметрами, известными с высокой точностью.

Основные результаты работы:

1. Разработан метод исследования вторичной электронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела в ЮМ, не базирующийся на физических моделях генерации вторичных медленных электронов.

2. На основе этого метода проведено исследование зависимости величины вторичной электронной эмиссии от геометрии рельефной поверхности кремния и энергии первичных электронов. Установлено, что экспериментальные результаты не удается описать с помощью традиционных механизмов генерации вторичных медленных электронов.

3. Предложена физическая модель, объясняющая обнаруженные расхождения существованием квантового механизма "стряхивания" поверхностных

электронов. Показано, что практически все параметры видеосигнала РЭМ во вторичных медленных электронах, полученного при сканировании зондом поверхности с прямоугольным рельефом при энергии первичных электронов больше 10 кэВ, могут быть объяснены с помощью эффекта "стряхивания".

4. На этой основе разработан метод измерения в растровом электронном микроскопе линейных размеров субмикронных рельефных структур прямоугольного и трапециевидного сечений, выполненных из различных материалов. Метод включает: физическое обоснование РЭМ- измерений, линейную меру ширины линии прямоугольного профиля субмикронного диапазона, способы определения с помощью этой меры увеличения ЮМ и измерения диаметра электронного зонда и способы измерения размеров рельефных структур.

Научная новизна и практическая ценность. Обнаружен неизвестный ранее эффект зависимости вторичной электронной эмиссии от направления движения первичного электрона, пересекающего поверхность твердого тела. Создан прототип линейной меры ширины линии субмикронного диапазона. "Разработано 6 методов калибровки растровых электронных микроскопов. Разработан метод измерения в РЭМ размеров прямоугольных и трапециевидных структур, выполненных из различных материалов.

Апробация работы. Основные результаты диссертации были доложены на Третьем Всесоюзном семинаре "Микролитография-90" (Черноголовка 1990), 14 Всесоюзной конференции по электронной микроскопии (Суздаль

1990), 7 Всесоюзном симпозиуме по растровой электронной микроскопии к аналитическим методам исследования твердых тел (Звенигород, 1991), Всесоюзной научно-технической конференции "Метрологические проблемь: микроэлектроники" (Менделеево, 1991), Научно- технической конференцш "Исследование, разработка и применение в производстве СБИС мер ширш элементов, базирующихся на различных физических принципах" (Минск

1991), Международной конференции "5сапшп§-93" (США, 1993), 8 Симпо зиуме по растровой электронной микроскопии и аналитическим методаь исследования твердых тел (Черноголовка, 1993), Второй международно! конференции по нанотехнологии "Нано-11" (Москва, 1993), Международ ной научно-технической конференции "Микроэлектроника и информатика' (Зеленоград, 1993), 15 Российской конференции по электронной микроско

та (Черноголовка, 1994), семинаре "Микролитография-94" (Черноголовка, >94), Первой национальной конференции по проблемам физической етрологии "Физмет-94" (Санкт-Петербург, 1994), а также на сессии РАН и минарах ИОФ РАН, МГУ (физфак), НИИМЭ. НИИФП, МИЭМ.

Публикации. Основные результаты диссертации опубликованы в 35 зчатных работах, список которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти тв и заключения. Объем диссертации составляет 302 страницы, в том деле 95 рисунков, 13 таблиц и список литературы из 174 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность работы, определена ее цель, риведена научная новизна и практическая значимость диссертации.

Глава 1 содержит обзор литературы по вторичной электронной эмиссии, астровой электронной микроскопии и методам измерения размеров рель-|шых структур в растровом электронном микроскопе (ЮМ). В шночении главы сделан вывод о том, что закономерности вторичной хектронной эмиссии (ВЭЭ) изучались на безрельефных поверхностях, в то ремя как в растровой электронной микроскопии ВЭЭ в основном □пользуется для анализа рельефных поверхностей.

Глава 2 посвящена рельефным структурам, пригодным для изучения шономерностей вторичной электронной эмиссии рельефной поверхности зердого тела в растровом электронном микроскопе. В качестве таких груктур рассмотрены сферические, цилиндрические, периодические, шаго-ые и щелевидные прямоугольные структуры. Продемонстрировано, что аиболее пригодными для исследования вторичной электронной эмиссии вляются щелевидные рельефные прямоугольные структуры (РПС). В раз-еле 2.5 приведена конструкция и схема технологического маршрута зготовления таких структур.

РПС представляет собой рельефную структуру в кремнии, содержащую римерно 1000 канавок, расположенных вдоль одной линии. Длина кана-ок составляет 5 мкм, период повторения 10 мкм. Глубина канавок выби-ается в диапазоне 0,1 - 10,0 мкм. Аттестованным размером является шири-а канавки. В качестве одной из стенок канавки выбрана полированная

сторона монокремниевой пластины (m-Si) п- или р-типа проводимости, на которой выращивалась пленка S1O2 ■ Толщина полученной окисной пленки определялись с помощью эляипсометрического метода. Большое количество щелевидных канавок (около 1000) обеспечивалось путем создания на кремниевой пластине периодической решетки (ширина полос 5 мкм, период решетки 10 мкм) из пленки S1O2 . На полученную структуру осаждался аморфный кремний (a-Si) толщиной 4-5 мкм. Созданную многослойную структуру разламывали поперек сформированной решетки из SÍO2 и проводами селективное травление окиси кремния в плоскости разлома. После селективного травления получались щелевидные канавки со стенками из m-Si и a-Si.

Аттестация ширины канавок щелевидных структур проводилась путем эллипсомегрического измерения толщины пленки окиси кремния и внесения поправок в аттестованный размер, учитывающих последующие технологические операции: образование естественного окисла кремния, изменение размера пленки SÍO2 в процессе осаждения a-Si и частичное стравливанием стенок канавок из монокристаллического кремния и слоя а-Si при вытравливании окисной пленки. Все поправки определялись экспериментально. Суммарная погрешность аттестации составляет Ah < 0,4 нм, для 40 < h < 240 нм, Дh < 0,8 нм, для 320 < h < 520 нм.

По описанному технологическому маршруту было изготовлено два комплекта щелевидных прямоугольных структур на основе кремния п- и р-типов проводимости (п- и р-РПС), аттестованные размеры которых приведены в таблице i.

Таблица 1. Аттестованные размеры п- и р-РПС.

h i±Ah i, ИМ

i п-РПС р-РПС

1 92,8 ± 0,4 98,8 ± 0,4

2 128,5 ±0,3 150,7 ±0,3

3 344,4 ±0,8 369,7 ±0,8

4 486,2 ±0,8 434,7 ±0,8

h = 434,7 нм h = 369,7 нм /г=150,7нм h = 98,9 нм 'ис. 1. Примеры видеосигналов, полученных на ЮМ SEM 515 фирмы Villips при сканировании щелевидных канавок р-РПС глубиной 850 нм и азными ширинами h.

ены в разделе 4.3 диссертации, была определена неучтенная системати-еская погрешность аттестации ширины канавок р-РПС. Она оказалась авной 0,1 ± 2,1 нм.

На рис.1 показаны примеры видеосигналов, полученных в режиме сбора горичных медленных электронов при сканировании щелевидных канавок азной ширины к электронным зондом, ось которого параллельна стенкам хели, а на рис.2 - при двух углах наклона ср оси зонда относительно стенок

'ис.2. Формы видеосигналов, полученных на ЮМ Stereoscan-360 фирмы Cambridge Instruments от щелевидных канавок шириной 369,7 нм и дубиной 850 нм, наклоненных на угол <р относительно оси зонда.

В заключении главы 2 сделан вывод о том, что для исследования вторич-ой электронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела в ЮМ олыле всего подходят щелевидные РПС, которые имеют прямоугольную юрму рельефа с гладкими стенками и малой погрешностью аттестации

С помощью специальных экспериментов, результаты которых представ-

'ПС.

расстояния между этими стенками и могут быть изготовлены с ширинами и глубинами, лежащими в широких пределах.

В главе 3 рассмотрены модели вторичной электронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела.

В разделе 3.1 описано моделирование видеосигналов РЭМ методом Монте-Карло. При этом использовалось сечение упругого рассеяния с параметрами экранирования, взятыми из расчетов эффектов близости в электронной литографии, а потери энергии электрона при его неупругом взаимодействии с атомами описывались формулой Бете. Монохроматический пучок электронов имел изменяемую энергию Е и регулируемые квадратично-экспоненциальные формы по радиусу и углу расходимости, а также мог менять угол наклона своей оси относительно плоскости стенки РГ1С. Моделирование осуществлялось для прямоугольных структур, аналогичных описанным в разделе 2 диссертации. Ширины щелей были в диапазоне 100 - 500 нм, а глубины - 0,1 - 2,0 мкм. Вещество стенок могло быть разным. Энергии первичных электронов выбирались в диапазоне 1 -30 кэВ, а диаметры электронного зонда й - 10 - 100 нм. В расчетах формы видеосигнала применялись четыре вида функциий сбора ВМЭ: 1) "полный" сбор ВМЭ; 2) "абсолютно черная щель" (отсутствие выхода ВМЭ из щели); 3) "геометрический" сбор, учитывающий диффузионный характер ВМЭ и геометрию щели и 4) "полевой" сбор, отражающий наличие локального электрического поля на краю щели и вытягивающего электроны поля детектора ВМЭ.

Для анализа результатов моделирования на полученных видеосигналах определялись положения максимумов кривой ВС к измерялась величина смещения Ът указанного максимума относительно координаты края щеле-видной канавки, а также ширина ы максимума и его относительная интенсивность 1т . Результаты анализа приведены на рис.3-5.

Моделирование ВС показывает, что при сканировании электронным зондом образца с рельефом в виде щелевидной канавки регистрируемое РЭМ изображение края элемента имеет два максимума, положение которого всегда сдвинуто на величину Ьт . Значение Ът > 0 означает, что расстояние между максимумами видеосигнала больше ширины щели. Величина Ът достаточно сильно зависит от параметров электронного зонда (диаметра зонда й и энергии первичных электронов Е (рис.3)) и при выполнении условий Н > 500 нм, к > 50 нм Ьт не зависит от параметров щелевидной структуры: ширины щели 1г и ее глубины Н.

Jm >

20 30

E, кэВ

80 SO AO 20 0

0 20 40 60 80 100 120

d, нм

Рис.3. Зависимости 8m от энергии первичных электронов (а) и диаметра зонда (б) при h = 100 нм, Я = 500 нм, d = 20 нм и Е = 25 кэВ. W, нм 1„

500т 4 4-

400300-"200 1000

32

10

20

—i—

30

Hi

♦ +

10

20

Е, кэВ

за

Е, кэВ

Рис.4. Рис.5.

Рис.4. Зависимость ширины максимумов модельных ВС от энергии первичных электронов при И = 100 нм, Н = 500 нм и й - 20 нм. Рис.5. Зависимость 1т модельных ВС от энергии первичных электронов при Н~ 100 нм, Н = 500 нм и <1 = 20 нм.

В разделе 3.2 рассмотрены механизмы эмиссии электронов из поверхностных состояний. Схема взаимодействия первичного и поверхностного электронов изображена на рис.6. По мере приближения налетающего электрона 1 к потенциальной яме ее профиль будет искажаться за счет взаимодействия налетающего электрона с поверхностным, обозначенным номером 2, и с самой поверхностью (рис.6а,б,в). Такое искажение можно представить в виде поднятия ямы на высоту А и = 6-12 эВ.

Оценка характерных времен взаимодействия налетающего электрона с поверхностным показало, что время движения электрона внутри потенциальной ямы га « 2-10-16 с> а время поднятия потенциальной ямы 1и ~ с при энергии налетающего электрона Е - 25 кэВ и угле наклона траектории

1

о

электрона относительно плоскости облучаемой поверхности ср = 5°. Таким образом, 1и » га. Это означает, что подъем потенциальной ямы можно считать адиабатическим - то есть все релаксационные процессы при подлете электрона успевают затухнуть, а связанный электрон все время находится в потенциальной яме на поверхности.

(а)

(б)

(г)

Рис.6. Схема связанного состояния электрона 2 на поверхности при движении налетающего электрона 1 из вакуума в твердое тело в случаях, когда налетающий электрон 1 находится в вакууме на бесконечности (а), приближается к поверхности (б) и (в) и электрон 1 вошел в твердое тело (г).

Ситуация сильно изменяется в случае попадания налетающего электрона 1 в вещество (рис.бг). В этот момент происходит экранирование электрического поля налетающего электрона и устранение искажения профиля потенциальной ямы на поверхности. При этом потенциальная яма возвращается в свое первоначальное состояние. Время возврата ц « 10-17 с определяется

по времени пролета радиуса экранирования. Таким образом реализуется случай, когда время возврата много меньше периода движения электрона 2 внутри ямы. Это означает, что возврат потенциальной ямы в исходное состояние происходит скачкообразно и электрон 2 не успевает срелакси-ровать и вернуться в потенциальную яму, а остается в вакууме. Данный механизм эмиссии электронов назван "стряхиванием" поверхностных электронов.

В случае, когда налетающий электрон 1 движется из твердого тела в 1куум, стряхивание электронов из поверхностных состояний не проис-эдит, т.к. пока подлетающий к поверхности электрон 1 движется в 5ердом теле (рис.7а), потенциальная яма находится в своем нормальном )стоянии. В момент его вылета в вакуум потенциальная яма скачком за эемя порядка г я = Ю"^ с переходит в верхнее положение (рис.7б). лектрон 2 при этом остается в потенциальной яме. По мере удаления элетающего электрона 1 от потенциальной ямы, она адиабатически за земя порядка ги ~ 10" 15 с опускается (рис. 76,в) в исходное состояние 1ис.7г). Электрон 2 все это время будет находиться в потенциальной яме. аким образом эмиссия электронов из поверхностных электронных )стояний при движении налетающего электрона из твердого тела в вакуум /дет отсутствовать.

(б) ;

1

1

V:

(в)

(г)

ис.7. Схема связанного состояния электрона 2 на поверхности при движе-ии налетающего электрона 1 из твердого тела в вакуум в случаях, когда алетающий электрон 1 находится в твердом теле (а), в вакууме (б), удаля-гся от поверхности твердого тела (в) и находится на бесконечности (г).

Эффект стряхивания носит пороговый по энергии налетающего элек-эона характер. Если скорость электрона мала, то при его попадании в лцество время экранирования электрического поля будет велико и элек-эон в потенциальной яме успеет срелаксировать и опуститься вместе с ней. этом случае поверхностный электрон останется на поверхности и не даст

¿ф (О

вклад в регистрируемый сигнал. Следовательно эффект стряхивания будет иметь место только в том случае, когда энергия налетающего электрона больше некоторой пороговой Е{. Оценка величины Е^ проведенная в диссертации, дала

Е1 = 0,3 эВ

при движении электрона перпендикулярно к поверхности.

В разделе 3.3 описана линейная геометрическая модель (ЛГМ) сбора вторичных медленных электронов, испущенных поверхностью щелевидной прямоугольной структуры. При этом в качестве угловых распределений вылетающих электронов используются сфеическая, косинусойдальная, квадратично-косинусоидальная и диффузионная зависимости. В модели считается, что собираются только электроны, вылетевшие из поверхности и лопавшие в отверстие щели. Электроны, попавшие в стенку щели или ее дно, не дают вклад в видеосигнал.

Вероятность выхода электронов из щели в случае испускания их из дна определяется выражением

гтг^ еа (ч>)

«I о ;

где 0д(ф) - величина граничного угла 0, определяемая параметрами щели,

координатами вылета электрона х, у и г, и зависящая от угла ср, по которому производится интегрирование во втором интеграле. Величина плотности вероятности сбора электронов, вылетевших из стенки щели, определяется выражением

<Рю( л/2 ^

Рях = | I Ц (2)

Фи-Лм?) )

где. 9^(ф), (рщ и ф^ ■ величины соответствующих граничных углов.

Двойные интегралы (1) и (2) удалось взять с учетом рассмотренных угловых распределений вылетающих электронов. Соответствующие формулы приведены в диссертации.

Проведен анализ влияния параметров щелевидной структуры (ширины и глубины канавки) на параметры сбора вторичных медленных электронов, вылетевших из стенки и дна щели. Даются рекомендации по организации и проведению экспериментов в РЭМ.

Глава 4 посвящена экспериментальному изучению вторичной электронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела в ЮМ. Для этого разработан специальный метод. В его основе лежит безмодельный анализ фор-

мы видеосигналов и определение на них контрольных точек, параметры которых (координатные и амплитудные) измеряются в процессе эксперимента. Безмодельность означает, что не используются никакие физические модели образования ВМЭ и их сбора детектором РЭМ. Однако геометрические модели, связывающие положение электронного зонда относительно рельефной структуры с конкретными точками на ВС, учитываются. Кроме того, считается, что поперечный размер элемента структуры больше диаметра электронного зонда РЭМ.

О

Г

ы

X

Рис.8. Схема сканирования щелевидной канавки электронным зондом, ось которого параллельна стенкам канавки (а), и форма получаемого при этом видеосигнала (б).

Координатные измерения. На рис.8а представлена схема облучения щелевидной канавки с прямоугольным профилем электронным зондом, ось которого параллельна стенкам щели, а на рис.8б - форма получаемого при этом видеосигнала с измеряемыми параметрами ВС. Видеосигнал имеет характерные (контрольные) точки, расстояния между которыми связано с шириной щели И с помощью выражений

/=М(Л + 25), (3)

6 = М(Л-с/), (4)

g=M(d/2 + S) . (5)

где I - расстояние между максимумами; Ь - размер дна видеосигнала; g -расстояние между координатой максимума и границей дна ВС; М - увеличение видеоизображения; <1 - диаметр электронного зонда; 5 - сдвиг максимума ВС относительно стенки щели. Таким образом, обработав видеосигнал, можно определить три величины /, bиg.

А В СО £Г б 1 | и л») 1>|

(а)

х

Рис.9. Схема сканирования щелевидной канавки электронным зондом, наклоненным на угол V относительно стенок канавки (а), и форма получаемого при этом видеосигнала (б).

Схема эксперимента с наклонным падением электронов зонда РЭМ под углом ф относительно стенок щели (величина ср больше угла расходимости зонда) приведена на рис.9а, а форма видеосигнала - на рис.9б. Характерные размеры,' изображенные на рис. 96, связаны с параметрами щели с помощью выражений

/„ = М{к сояср + + 6фЛ ), (6)

¿ф = М(Нсощ -ЯБШф -*/), (7)

аь = М( + Язтф -(II2), (8)

ал = М(д1рН+^12), (9)

д=Мс1. (10)

где Я - глубина щелевидной канавки; и 8фЯ- сдвиги левого и правого

максимумов относительно координаты стенки щели в эксперименте с наклонным положением электронного зонда.

Амплитудные измерения. Амплитуда видеосигнала V в конкретной точке изображения связана с количеством испущенных вторичных электронов V некоторой функциональной зависимостью. Электронные устройства ЮМ обычно работают в линейном режиме поэтому для усредненного видеосигнала V можно записать

где р0 - сдвиг нуля усилителя, а - коэффициент усиления. Величины Р0 и Р) никогда реально не известны в связи с чем амплитудный анализ видеосигналов ЮМ обычно не проводится. Однако, если результаты представлять в виде отношения разностей амплитуд на данном изображении

V,-VJ v — v

= Oi)

Vk-Vl vk-v,

то такая величина не зависит от неизвестных параметров Р0 и Р,. Для удовлетворения условию (12) определим величину

L=Ialh, (12)

которую назовем нормированной (относительной) амплитудой максимума.

Амплитудные измерения при ср ^ 0 имеют ряд отличий от случая ср = 0. Теперь амплиуды левого и правого максимумов имеют не только разную величину, но и разный физиеский смысл. Кроме того угол ср может иметь два значения +1ср1 и -1<р1. Если стенки выолнены из одного вещества, то это не важно. Но при разных стенках разные знаки утла f приводят к разным физическим результатам. Поэтому необходимо ввести 4 амплитуды ВС I+(L),I+(R),I_(L),I_(R) для левой (L) и правой (R) стенок и 2 уровня фона /0( /,) и /0(/?). Здесь знаки "+" и "-" в нижних индексах соответствуют знаку угла ср, а все эти веиины считаются нормированными.

Для проведения координатных измерений необходима калибровка ЮМ. В диссертации описаны 5 методов калибровки с помощью щелевидных РПС: 1) с контролем исходных данных; 2) по размерам дна видеосигналов-^) по расстояниям между максимумами ВС; 4) с использованием одного аттестованного размера РПС; 5) с устранением систематической погрешности аттестованного размера. Все они основаны на использовании выражений (3), (4) и (10).

В процессе РЭМ-измерений необходим контроль исходных данных. Это связано с тем, что при исследовании рельефных структур приходится переходить от одной структуры к другой. При этом меняется положение образца и фокусировка зонда РЭМ, что может привести к изменениям увеличения М и диаметра зонда d.

Используя формулы (3) и (4), можно записать

l-b= M(d + 2S). (13)

В выражении (13) отсутствует в явном виде размер щелевидной канавки h. Слева стоят только измеряемые величины, а справа - параметры микроскопа (М и d) и не зависящая от h величина сдвига максимума ВС 8. Поэтому значение разности измеряемых величин / и b характеризует неизменность параметров ЮМ в процессе измерения. То есть для всех размеров h щелевидной РПС должно выполняться условие

/-6 = const. (14)

В случае отклонения величины l-Ъ для одного какого-либо значения h от значений для остальных, величины lub необходимо перемерить.

В основе практически всех методов калибровки РЭМ лежит неявное предположение об отсутствии систематических погрешностей аттестованных размеров щелевидных структур. Однако, в силу технологических особенностей создания щелевидных РГ1С процесс аттестации проводится в середине маршрута изготовления. Последующие операции меняют аттестованный размер щели. Это изменение учитывается путем ввода поправок, полученных из специальных экспериментов. Поэтому необходимо независимым образом уметь определять систематическую ошибку аттестованного размера ширины канавок. Пятый метод калибровки ЮМ позволяет не только осуществить саму калибровку, но и определить величину систематической погрешности в соответствии с выражением

s- (b — q)/ M—h. (15)

Экспериментальная проверка всех пяти методов калибровки ЮМ осуществлялась на микроскопе S-806 фирмы Hitachi с использованием р-РПС. Эксперименты проводились при ср = 0° и +5°. Контроль исходных данных показал, что в пределах ошибок выполняется условие (14). Систематическая погрешность /)-РПС определялась с помощью выражения (15) для каждой ширины щелевидной канавки из таблицы 1. В пределах ошибок все величины s совпали. Их среднее значение равно

S = 0,1±2,1hm.

В таблице 2 приведены результаты калибровки ЮМ S-806 пятью методами. Все они дают одинаковые в пределах ошибок значения основных параметров ЮМ М, d и 5.

Таблица 2. Результаты калибровки ЮМ S-806 фирмы Hitachi пятью методами с использованием р-РПС.

метод калибровки М±АМ 8 ± А8, нм d±M, нм

1 150900 ±800 -4.4 ±0,9 30,6 ± 1,8

2 149400 ±1200 -3,4 ± 0,9 27,6 ± 2,2

3 152300 ±1000 -5,9 ±1,1 31,8 ± 1,8

4 150400 ±900 -3,1 ± 1,3 30,1 ± 1,0

5 150900 ±800 -4,2 ± 1,1 30,0 ± 2,0

В разделе 4.4 диссертации представлены экспериментальные результаты исследовашш влияния ширины и глубины канавок РПС, а также энергии электронов зонда на параметры видеосигнала. Эксперименты проводились

на двух РЭМ S-806 и на SEM 515 в режиме сбора вторичных медленных электронов при энергиях первичных электронов 25 кэВ (S-806) и 20 кэВ (SEM 515). В качестве исследуемых образцов использовались п- и /7-РПС. Глубина канавок была 0,85 мкм, а ширина представлена в таблице 1.

Положение максимумов видеосигналов является одной из характеристик вторичной электронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела. Оно описывается величиной сдвига ô пика ВС относительно координаты стенки РПС. Изучение влияния параметров РПС и электронного зонда РЭМ на величину и знак сдвига максимума видеосигнала осуществлялось на РЭМ моделей S-806 и SEM 515. Как оказалось при энергии первичных электронов Е > 7 кэВ величина б не зависит ни от ширины щели, ни от ее глубины. Не зависит 5 и от материала, из которого изготовлена щелевидная структура.

Согласно моделированию видеосигнала по методу Монте-Карло от щелевидных структур в кремнии расчетная величина сдвига от максимума ВС относительно стенки тцели не зависит от ширины щели при изменении h в диапазоне 0,1 - 0,5 мкм и глубины Я при ее изменении от 0,5 до 1,0 мкм. Эти выводы совпадают с экспериментом, но.сами значения существенно отличаются. Экспериментальные величины 8, полученные на разных ЮМ с разными диаметрами зондов, принимают значения как положительные, так и отрицательные или нулевые. Причем положительные значения S много меньшие, чем модельные.

Отметим одну важную особенность экспериментальных результатов: отрицательные 8 означают (см. таблицу 2), что максимум ВС достигается при положении оси зонда ЮМ, соответствующим дну щели около ее стенки. В современных моделях формирования ВС отрицательные значения сдвига максимума ВС получить невозможно. Кроме того, моделирование видеосигнала по методу Монте-Карло дает линеиную зависимость Ъщ от диаметра зонда вплоть до d = 100 нм (рис.Зб). Однако.в эксперименте возможны любые (в том числе и отрицательные) значения сдвига максимума ВС относительно стенки щели.

Обращает на себя внимание то обстоятельство, что в эксперименте при уменьшении энергии Е первичных электронов величина 5 становится очень большой. Так при Е < 7 кэВ среднее значение сдвига максимума равно

S = 35 ± 12 нм.

Моделирование по методу Монте-Карло дает при Е - 3 кэВ и соответствующим диаметре зонда модельное значение сдвига максимума видеосигнала

Ьт(Е—Ъ кэВ) = 57 + 8 нм,

что можно считать вполне удовлетворительным согласием с экспериментом. При энергиях первичных электронов Е > 7 кэВ экспериментальные значения сдига максимума ВС значительно меньшие, чем модельные значения, полученные по методу Монте-Карло.

Ширина максимумов видеосигналов w определяется размером области, в которой осуществляется генерация вторичных медленных электронов.

" Поэтому значение w и влияние, оказываемое на нее параметрами РПС и электронного зонда, играет важную роль в понимании механизмов формирования изображения в РЭМ. В диссертации показано, что при Е > 10 кэВ ширина максимумов ВС не зависит от глубины щели и слабо растет с увеличением ширины канавки. Кроме того ширины пиков значительно меньше теоретических значений, предсказываемых по методу Монте-Карло (рис.4), и не зависят от энергии налетающих электронов. При Е < 10 кэВ -наоборот значения w велики и увеличиваются с уменьшением энергии.

Согласно современным механизмам генерации вторичных медленных электронов ширина максимумов ВС должна увеличиваться при росте глубины Н канавки. Такое увеличение связано с размером области генерации ВМЭ на различных глубинах облучаемого твердого тела. Для энергий первичных электронов Е ~ 20 - 25 кэВ ширина упомянутой области на глубине Я = 150 нм примерно равна диаметру зонда, а на глубине II = 850 нм она уже составляет величину около 200 нм. Поэтому при сканировании канавки с глубиной Я = 850 нм приведенная ширина максимума ВС должна быть порядка 200 нм. Однако на экспериментальных кривых ВС ширина масимумов не зависит от Я во всем интервале изменений глубины канавки от 150 до 850 нм.

Таблица 3. Приведенные ширины w/M максимумов видеосигналов, полученных при сканировании РПС электронным зондом диаметром d при энергия первичных электронов больше 10 кэВ.

РЭМ w/M, нм d, нм

S-806 11,5 ±0,3 25,8 ±0,9 29,1 ±0,8 43,3 ± 1,7

SEM 515 20,3 ± 1,2 26,7 + 1,7 16,9 ±0,7 39 ±7 57 ± 8 69 ±8

В таблице 3 показаны приведенные ширины и/Л/ максимумов ВС и соответствующие им значения диаметров зондов РЭМ. Значения и>/М меньше диаметра зонда РЭМ во всех случаях, кроме тех, когда энергия первичных электронов меньше 7 кэВ. В этом случае и/Л/ и <1 близки друг к другу.

Отметим, что ширина кривой сигнала отклика может быть меньше диаметра зондирующего излучения только в случае нелинейного характера генерации регистрируемого сигнала. Однако современные модели формирования видеосигнала в РЭМ во вторичных медленных электронах практически все являются линейными, что трудно согласовать с экспериментом. Кроме того метод Монте-Карло дает значения ширины максимума ВС больше диаметра электронного зонда, что также противоречит эксперименту.

Зависимость нормированной интенсивности пиков 1т от ширины щели И для п- и /?-РПС приведена на рис.10. Видно, что 1т не зависит от типа проводимости кремния, из которого изготовлены РПС, и увеличивается с ростом /г. На этом же рисунке показаны результаты расчета 1т по линейной геометрической модели в приближении сферического, косинусоидального, квадратично-косинусоидального и диффузионного угловых распределений вылетающих ВМЭ (кривые 1 - 4 соответственно). Видно, что наилучшее согласие с экспериментом дает ЛГМ со сферической симметрией вылета электронов.

На рис.11 представлены относительные интенсивности 1т пиков ВС, полученных на РЭМ 3-806. Линиями 1 - 4 показаны зависимости интенсивности от глубины, характерные для линейной геометрической модели сбора вторичных электронов при сферической, косинусоидальной, квад-ратично-косинусоидальной и диффузионной симметриям вылета ВМЭ соответственно. Наилучшее совпадение дает квадратично-косинусоидаль-ная симметрия. Это не согласуется с данными по зависимости интенсивности от ширины щели, где наилучшее согласии с экспериментом дает сферическая симметрия вылета ВМЭ. Кроме того обе эти зависимости противоречат эксперименту, проведенному на плоских поверхностях, где реализуется косинусоидальная симметрия вылета вторичных медленных электронов. Это указывает на более сложный, чем принятый в ЛГМ, характер взаимодействия ВМЭ с рельефной поверхностью.

••••• р-РПС

ооооо п-РПС

20

10

4,

1

О »00 200 300 400 500

/г, нм

Рис.10.

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1.0

Я, мкм

Рис.11.

Рис.10. Зависимость интенсивности 1т максимумов ВС, полученных при сканировании п- и р-РПС, от ширины щели /г.

Рис.11. Относительные интенсивности 1т пиков ВС, полученных при сканировании щелевидных канавок шириной Л = 434,7 нм и различной глубиной Н.

и>1т 100

75 -| 50 25 0

10 15 20

Е, кэВ

10 15 20

Е, кэВ

Рис.12.

Рис.13.

Рис. 12. Амплитуды 1т максимумов видеосигналов, полученных при разных энергиях Е первичных электронов.

Рис. 13. Зависимости величин от энергии Е первичных электронов.

На рис.12 представлена зависимость относительной интенсивности 1т пиков ВС от энергии Е первичных электронов. Наблюдается рост 1т по мере увеличения энергии Е. Причем в области Е> 10 кэВ рост монотонный, который можно аппроксимировать линейной функцией. Экстраполяция этой функции в область малых энергий до пересечения с осью абцисс дает значение 2 кэВ. При малых энергиях (£ < 10 кэВ) интенсивность слабо зависит от энергии первичных электронов.

Экспериментальная зависимость нормированной интенсивности от энергии первичных электронов (рис.12) принципиально расходится с

эротической (рис.5), полученной с помощью моделирования видеосиг-ла по методу Монте-Карло. Если эксперимент дает при низких энергиях < 10 кэВ) независимость 1т от Е, а при Е > 10 кэВ рост 1т с увеличением ергии, то в методе Монте-Карло все наоборот - при Е < 5 кэВ 1т сильно еличивается с ростом энергии, а при Е > 5 кэВ слабо уменьшается. На рис.13 приведены значения п/т видеосигналов, полученных при зных энергиях первичных электронов. Наблюдается довольно сложная монотонная зависимость величины и>1т от энергии электронов. При зких энергиях н7ш в пределах ошибок не меняйся. Затем, по мере роста в довольно узком диапазоне энергий, лежащем около значений Е - 7-10 В, происходит резкое (почти в три раза) уменьшение ы1т и далее наб-дается небольшой монотонный рост этой величины. Такое резкое изме-тае интегральной величины пика указывает на существование порога но :ргии первичных электронов в механизме генерации вторичных медлен-х электронов, ответственном за образование узких пиков видеосигналов, от порог связан с началом действия нового механизма генерации ВМЭ. Анализ экспериментальных результатов, полученных при обработке зеосигналов, зарегисгрированных при вариации энергии электронов эвичного пучка, указывает на существование двух областей значений :ргий первичных электронов, в которых параметры ВС меняются раз-шым образом. Первая соответствует Е > 10 кэВ. Здесь ВС имеют узкие <и, ширина которых не зависит от энергии, а положение их максимумов описывается моделированием по методу Монте-Карло или другим мего-л. Интенсивность пиков и их интегральные значения увеличиваются с :том энергии. Кроме того в этой области энергий первичных электронов гведенная ширина пиков меньше диаметра электронного зонда. Вторая область соответствует Е < 3 кэВ. В этой области все параметры определяются только классическим механизмом генерации ВМЭ. [еются широкие пики и их интегральные значения велики. Положения <симумов смещаются в сторону координат, отстоящих от стенки щели убь вещества, и удовлетворительно описываются с помощью модели-шния по методу Монте-Карло, учитывающего многократное рассеяние шичных электронов и ионизации ими атомов вещества.

В

1!

1 1 1 1 (а)

X

Рис.14. Схемы щелевидной канавки, сканируемой электронным зондом В (а), и видеосигналов (б) при разных вкладах эффекта стряхивания ь формирование видеосигнала.

Приведенные выше экспериментальные результаты можно объяснить, если предположить, что каждый максимум кривой ВС имеет сложную форму, представляющую собой сумму двух максимумов, широкого и узкого, сдвинутого относительно широкого по направлению внутрь щели. Схема такого видеосигнала, получаемого при сканировании щелевидной канавки электронным зондом В, приведена на рис.14.

Широкий максимум обусловлен вторичными медленными электронами, образованными за счет многократного рассеяния в веществе исследуемогс образца первичных электронов из пучка РЭМ и ионизации ими атомои вещества (классический механизм ВЭЭ). Он описывается с помощью метода

Монте-Карло, в котором этот механизм учтен. Узкий максимум связан с эффектом стряхивания электронов из поверхностных состояний под воздей-л-вием налетающего быстрого электрона (квантовый механизм) при его движении из вакуума в твердое тело. При больших энергиях (Е > 10 кэВ) «слад в ВС дают оба механизма генерации ВЭЭ (кривая 1 на рис.14), зричем положение максимума и его ширина определяются узким пиком.

При уменьшении энергии вклад узкого пика уменьшается и наступает иомент, описываемый кривой 2 на рис.14. Положение максимума и его шгенсивность определяются все еще узким пиком, но ширина определяется /же широким. Эта форма ВС характерна для Е = 7 кэВ. При дальнейшем уменьшении энергии Е вклад узкого пика незначителен и все характеристики ВС определяются широким пиком (кривая 3 на рис.14). Таким обра-юм, форма видеосигнала сильно зависит от соотношения вкладов широ-сого и узкого пиков (классического и квантового механизмов генерации $торично-эмиссионных электронов).

В разделе 3.2 диссертации показано, что эффект стряхивания имеет тороговый характер. В экспериментах, когда ось зонда параллельна :тенкам щели, в пучке всегда есть электроны, имеющие ненулевую состав-ипощую скорости, перпендикулярную плоскости стенки (угол ф отличный >т нуля). Поскольку расходимость пучков современных РЭМ мала, порого-зые эффекты могут проявиться при довольно больших энергиях первичных шектронов. Экстраполируя зависимость интенсивности узкохо пика при Е > 10 кэВ) в область малых энергий (экстраполяция показана на же. 12 прямой линией), получим, что экстраполированное значение 1т :тановится равным нулю при Е ~ 2 кэВ. Отсюда можно оценить отклонение траекторий электронов в зонде ЮМ от параллельности ф(£=2 кэВ) ~ 10 ¿рад.

Таким образом эксперимент показывает, что при высоких энергиях ГО минирует квантовый механизм вторичной электронной эмиссии и он шределяет основные характеристики ВС: положение максимумов и, •ледовательно, величину сдвига максимума ВС 5, его интенсивность и нирину. Поэтому наблюдаются аномально малые значения приведенных нирин пиков м/М (таблица 3). При уменьшении Е происходит постепенное уменьшение вклада от квантового механизма. Экспериментально это фоявляется в снижении интенсивности пика 1т. При низких энергиях свантовый механизм ВЭЭ выключен и форма ВС определяется много-:ратным рассеянием и ионизационными потерями первичных электронов.

Рис.15. Схемы щелевидной канавки, сканируемой расходящимся зондом.

Механизм генерации ВЭЭ путем стряхивания поверхностных электронов позволяет объяснить различные знаки величин сдвигов 5 максимумов ВС. На рис.15 приведены два характерных положения оси зонда ЮМ, симметричные относительно стенки щелевидной канавки. При этом фокусировка зонда такова, что щель облучается расходящимся пучком электронов. В положении зонда, изображенном на рис. 15а, ось зонда проходит внутри щели около ее стенки. Электроны из пучка, которые двигаются слева от оси, попадают на стенку канавки из вакуума и стряхивают поверхностные электроны. На рис.156 ось зонда проходит вне щели. В этом случае электроны, двигающиеся справа от оси, попадают на стенку канавки проходя через твердое тело и не вызывают стряхивание поверхностных электронов. Таким образом эффект стряхивания генерирует вторичные электроны при прохождении оси пучка внутри щели, что приводит к отрицательной величине сдвига максимума ВС относительно стенки щелевидной канавки.

(б)

Рис.16. Схемы щелевидной канавки, сканируемой сходящимся зондом.

На рис.16 приведена схема фокусировки зонда, когда щель сканируется сходящимся пучком. Легко видеть, что эффект стряхивания отсутствует при положении зонда, изображенном на рис. 16а, в то время как в положении на

>ис.16б имеет место. Поэтому при такой фокусировке зонда координата максимума лежит вне щели, а сдвиг 8 максимума ВС будет положительным.

Рис.15 и 16 позволяют понять еще один экспериментальный факт - шири-га максимумов ВС меньше диаметра зонда. Действительно, стряхивание юверхностных электронов производится не всем пучком электронов, а только его частью. На рис.15 стряхивание вызывает только первичные »лектроны, которые двигаются слева от оси зонда (рис.15а), а на рис.16 -только справа (рис.166). Причем необходимо учесть влияние порога »ффекта стряхивания. Он проявляется в том, что вклад в эффект не дают »лектроны, летящие под углами к стенке щели, близкими к нулю. Таким )бразом, ширина узких пиков ВС должна быть сравнима с радиусом (а не щаметром) зонда ЮМ. Данные, приведенные в таблице 3, хорошо шлюстрируют этот вывод.

Подводя итоги анализа результатов экспериментов с параллельным юложением оси зонда ЮМ относительно стенок РПС, становится ясно, 1то узкие максимумы видеосигналов при энергиях первичных электронов Е > 10 кэВ практически полностью формируются за счет эффекта ¡тряхивания поверхностных электронов. Причем этот механизм генерации »торичных медленных электронов таков, что положение узких максимумов I их ширины определяются способом фокусировки зонда ЮМ, то есть тлами сходимости-расходимости первичных электронов в пучке на уровне >асположения рельефной прямоугольной структуры, а не материалом из :оторого изготовлена структура.

В,

В4

V

5г (а)

_{ I. г_

а (б'

X

аис.17. Схема эксперимента с наклонным падением электронов на щеле-»идную РПС (а) и форма получаемого при этом видеосигнала (б).

При отклонении оси зонда ЮМ на угол, больший угла расходимости гучка первичных электронов, эффект стряхивания будет возникать.только жоло одной из стенок РПС. Поэтому эксперименты с наклонным положе-шем оси зонда ЮМ относительно стенок РПС, описанные в разделе 4.5, юзволяют разделить вклады от обоих механизмов генерации вторичных

медленных электронов. Схема такого эксперимента изображена на рис.10, где приведены координатные характеристики видеосигнала, и на рис.17, где показаны амплитудные характеристики ВС. Примеры реальных видеосигналов, полученных при наклонном падении первичных электронов, представлены на рис.2.

Интенсивность видеосигнала является суммой величин, обусловленных классическим (7С) и квантовым (Ы механизмами

'а)»

1 = L+L

Поэтому, записав выражения для интенсивности ВС при четырех характерных положениях зонда (B¡ - В4 на рис. 17а) и двух углах наклона (+ф и -ф), получим систему уравнений. Ее решение удобно представить в виде отношений вкладов классического и квантового механизмов для аморфного (a-Si) и монокристаллического кремния (m-Si)

К =1 (т-Si)!I (a-Si)

Kc = lc{m-Si)llc{a-Si)

ч

кс, к, 2,0 1

1.5

1,0 -

0,5

0,0

I (т -Si)/ Ic (т - Si)

i-—Л

--пр^

Г

кс

К.

10о 200 300 400 "SD0

h, нм

I(a-Si)/Ic(a-Si)

ч

/,/Л л

2-

И »»

и-

н

-Si

m-Si

ЮО 200 300 400 500

h, нм

Рис.18. Рис. i 9,

Рис.18. Величины Кс и Kq , определенные из данных, полученных при сканировании канавок р-РПС с разными ширинами. Прямая 1 соответствует отношению плотностей m-Si к a-Si.

Рис.19. Отношения интенсивностей квантового эффекта к классическому для аморфного и монокристаллического кремния, полученные на образцах с разными ширинами РПС.

На рис.18 приведены значения Кс и Кд, полученные для всех четырех ширин канавок РПС. В пределах ошибок Кс и Кд не зависят от ширины щели /2. Их средние значения равны

Кс = 1е (т - А) / 1е (а - Я) = 1,24 ± 0,11, К =1 (т- 50 ИЛа- Л) = 0,38 ± 0,06.

1

ля классического механизма должно выполняться соотношение

Ic (т -Si)/ 1С (а - Si) « р (т - Si) / р (а - Si) = 1,2, второе находится в хорошем соответствии с экспериментальной ¡личиной Кс (здесь р - плотность вещества).

На рис.19 приведены зависимости отношения Iq/lc для аморфного и энокристаллического кремния от ширины щелевидной структуры, аблюдается достаточно сильная зависимость Iq/Ic от ширины h в случае .юрфного кремния. Зависимость отношения интенсивностей по двум :ханизмам от ширины щели можно объяснить различием угловых расселений вылетающих вторично-эмиссионных электронов. Отметим, что отношения Кс и Kq угловые распределения электронов вклада не дают. В заключении главы 4 делается вывод о том, что существует по крайней ;ре два механизма генерации вторичных медленных электронов. Один из ix связан с многократным рассеянием первичных электронов и иони-цией ими атомов исследуемого вещества. Второй определяется эффектом ряхивания поверхностных электронов. При этом вклад второго меха-ома может быть значительно большим, чем вклад первого.

В главе 5 рассмотрено применение результатов исследования вторичной сктронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела в ЮМ-метро-1гии рельефных субмикронных структур.

Как показали исследования, выполненные в рамках данной диссертации, :д фирм выпускают растровые электронные микроскопы высокого разре-гния, пригодные для измерения размеров в субмикронном и даже нано-ггровом диапазонах. Однако до сих пор существует проблема [ределения разрешения ЮМ, без решения которой трудно осуществить ¡бор конкретного прибора.

В настоящее время существует несколько вариантов трактовки понятия зрешения РЭМ: использование критерия Рэлея, по диаметру зонда, как лрина размытия изображения границы объекта и другие. В разделе 5.1 юведен анализ имеющихся определений разрешения ЮМ и показана их состоятельность. В качестве характеристики разрешения в диссертации 1едложено использовать приведенные стандартные отклонения ах/М меряемых отрезков на ВС х, которые включают в себя несколько компо-нт

C2x=cjI+<J20+CI (16)

е ат - характеризует работу микроскопа; а0 - оператора, а ст/г - откло-ние размера измеряемой структуры от среднего значения. Из всех входя-гх в выражение (16) величин только одна, а именно ст может претен-

довать на роль характеристики разрешения РЭМ. Если сканировать пс одной строке, то а0 = 0 и ст/г = 0. В этом случае ах = ат для любых изме ряемых отрезков, в качестве которых удобно использовать величины /, b, i и 1-Ъ (рис.Вб), измеряемые на ВС при сканировании щелевидных РПС.

Применение в качестве характеристики разрешения приведенного стан дартного отклонения величины измеряемого отрезка по своей сущности эквивалентно использованию понятия "функции разрешения", описывае мой гауссовским распределением. Поэтому за "разрешение" РЭМ необхо димо принять удвоенное приведенное стандартное отклонение

R = 2am/M, (17)

которое характеризует ширину "функции разрешения". Тогда разрешен» микроскопа модели SEM 515 фирмы Philips, на котором производите] измерения, будет

R(SEM 515) - 4,4 ± 0,2 им.

В результате исследований механизмов генерации ВМЭ, описанных i диссертации, на видеосигнале РЭМ найдены две группы контрольны; точек (положения максимумов и границы области дна ВС), расстояние между которыми не зависят от конкретных параметров механизмо] генерации вторичных электронов и материала структуры, а определяются только геометрией структуры и электронного зонда. Наличие на ВС такиз точек обеспечивает возможность проведения линейных измерений на РЭ№ размеров рельефных структур, выполненных из различных материалов Разработанные методы калибровки ЮМ, описанные в разделе 4 диссер тации, учитывают эти свойства. Поэтому для осуществления измерений н; ЮМ размеров рельефных структур не нужно иметь множество линейны: мер (JIM), изготовленных из разных веществ как это предлагалось ранее Достаточно иметь всего одну линейную меру, выполненную из какоготлибс удобного для производства материала, а калибровку ЮМ и измерен» размеров проводить по методам, изложенным в диссертации. В качеств» прототипа линейной меры предлагается использовать щелевидные РПС описанные в разделе 2.

Размер (диаметр) электронного зонда является одной из важнейшие характеристик ЮМ. Под диаметром обычно понимают размер областс поперечного сечения пучка, внутри которой содержится определенная пс соглашению доля полного тока пучка электронов. Традиционный способ измерения диаметра заключается в сканировании электронным зондол поперек края непрозрачной ножевой диафрагмы и регистрации сигнала о: прошедших электронов. Национальный институт стандартов и технологи!

США (Л7Л"7) рекомендует в качестве диаметра <1т принять расстояние, на котором происходит изменение уровня сигнала от 20 до 80 %.

В диссертации предложено для измерения размера (диаметра) зонда использовать щелевидные РПС. Метод измерения сводится к аппроксимации характерных участков видеосигнала РЭМ прямыми линиями и измерению расстояния между точками пересечений этих линий. Такой метод измерения диаметра называется методом эффективного квадратного пучка (ЭКП).

При сопоставлении размеров зондов, измеренных на разных РЭМ, неявно предполагается, что функции распределения плотности электронов в пучках имеют одинаковый вид. Однако в действительности форма пучков не известна. Поэтому в процессе сравнения необходим критерий, с помощью которого можно сравнивать пучки разной формы. Таким критерием наиболее удобно считать приближение эффективного квадратного пучка. Сравнение диаметров зондов, определенных по международно принятому методу (с1т) и предлагаемому в диссертации (с/) осуществляется с помощью простого соотношения с1т = Л г/, где А -параметр пересчета диаметров. Его численные значения для разных уровней отсечки сигнала и моделей плотностей распределения электронов в пучке приведены в диссертации.

Н

г

! '

1 .............. 1 1гР Гц

Г»

X

Рис.20. Схема сканирования прямоугольной шаговой структуры при параллельном положении оси электронного зонда ЮМ (а) и форма получаемого при этом видеосигнала (б).

Метод измерения линейных размеров рельефных структур на растровом электронном микроскопе, не зависящий от материала, из которого эти структуры изготовлены, основан на использовании определенных в процессе калибровки ЮМ параметров М, ё и 5. При сканировании электронным зондом прямоугольные щели или выступа (рис.20а), на кривой видеосигнала образуются максимумы в районе координат их стенок и

провалы в областях, соответствующих положению дна щелей (рис.206). В случае щели расстояние /у между максимумами и размер области дна b¡ видеосигнала связаны с ее шириной h[ выражениями

ht=lt!M-2ё, (18)

ht=bt/M + d. (19)

В свою очередь ширина выступа hp определяется по измеренному расстоянию 1р между соответствующими максимумами видеосигнала или по размеру области основания выступа Ьр на видеосигнале с помощью соотношений

hp=lp/M + 25, (20)

hp=bp/M-d. (21)

Поэтому, для измерения линейных размеров единичных элементов прямоугольного рельефа необходимо помимо увеличения микроскопа М знать сдвиг максимума ВС 5 или диаметр d электронного зонда ЮМ, которые определяются в процессе калибровки ЮМ с использованием РПС.

Для проверки данного метода в качестве объекта измерений были выбраны сами щелевидные РПС. Они имеют канавки с четырьмя размерами. Три из них использовались для калибровки ЮМ (определения параметров М, d к 8), а четвертая измерялась. В качестве измеряемой последовательно использовались все 4 щели. Таким образом были проведены измерения линейных размеров рельефных прямоугольных структур в диапазоне 90 -500 нм.

Измерения линейных размеров и- и /ьРПС осуществлялись на двух ЮМ модели S-806 в режиме сбора вторичных медленных электронов. На видеосигналах определялись расстояния между максимумами I и размер области дна видеосигнала Ь в соответствии со схемой ВС, представленной на рис.8. Расчет ширин щелей осуществлялся с помощью выражений

h, = l/M,- 28, (22)

hb=b/Mb+d, (23)

где М{, 5, M¡j и d - средние значения величин, определенных по расстояниям между максимумами и размеру дна ВС путем усреднения по методу наименьших квадратов трех значений увеличения, сопряженных с измеряемой четвертой величиной ширины щели. Результаты расчета демонстрируются с помощью отношений h¡/h и hplh для всех ширин h из таблицы 1. Оказалось, что в пределах ошибок эти отношения равны 1. Их средние значения для р-и л-РПС приведены в таблице 4. Таким образом точность измерений размеров рельефных прямоугольных структур в диапазоне ширин щелей 90 -500 нм в среднем не хуже 1%.

Полученные результаты подтверждают высокое качество изготовления 1евидных РПС и наглядно демонстрируют прецизионные возможности VI-метрологии субмикронного диапазона, изложенной в диссертации, летим, что экспериментально определенная точность измерения на РЭМ рины щелевидной канавки на порядок выше точности измерений шири-линии, выполненных в NIST, где погрешность измерения среднего рас-яния выступа с номиналом 750 нм равнялась 102 нм или 13%.

¡липа 4. Средние значения hjlh и hJh.

р-РПС и-РПС

h\lh 1,003 ± 0,009 1,000 ± 0,005

ip/h 1,001 ±0,011 1,000 ±0,006

В диссертации проведена оценка минимальной погрешности измерения рины линии прямоугольного профиля методом, изложенным выше. Она гьше 1 нм в субмикронном диапазоне.

Профиль вертикального сечения топологических элементов микросхем в [ыпинстве случаев близок не к прямоугольной, а к трапециевидной эме, что обусловлено процессами травления структуры по литографи-кой маске. Поэтому для такого объекта следует говорить не о ширине мента, а о размерах нижнего и верхнего оснований, высоте трапеции и ах наклона боковых граней. В результате анализа экспериментов, полненных с прямоугольными щелевидными структурами, были разра-:аны принципы измерения параметров трапециевидного профиля микро-¿ьефа в РЭМ.

:.21. Схемы РТС (а) и получаемого видеосигнала (б). На рис.21 а приведена схема рельефной трапециевидной структуры "С), сканируемой электронным зондом диаметром с/, а на рис.216 - схема хеосигнала, получаемого при этом в РЭМ в случае, когда выполняется

условие d > Я/2 tg (р. Параметры PTC связаны с параметрами ВС с помощью выражений

Bp = M(hp+d), (24)

Lp = M(up- 25,), (25)

Bt=M(h,-d), (26)

Lt=M{ut+ 25,), (27)

G, = A/(#tgcp + i//2+ô,), (28)

=/2p-up = 2tftgcp, (29)

где hp и Up - размеры нижнего и верхнего оснований трапециевидного выступа; !ц и м; - размеры нижнего и верхнего оснований трапециевидной канавки (щели); 8; - сдвиг максимума ВС относительно координаты границы верхних оснований трапециевидных выступа и канавки. Для одиночного трапециевидного выступа и неглубокой щели при угле наклона боковой стенки больше угла расходимости зонда

6Дф) = i//2tg(p. (30)

Выражения (24) - (30) составляют систему уравнений, решение которой имеет вид для выступа

hp = Bp!M-d,

up = (2Lp-Bp)/M+d,

9=arctg(((Bp-Lp)IM-d)/H)

и для щели

h,=BtIM+d, u, = (2Zr -Bt)l M-d, 4>=arc\çi((L,-Bt)/M-d)/H). Таким образом в ЮМ удается определить размеры верхнего и нижнего оснований трапециевидных структур, а если известна высота (глубина) рельефа Н, то и углы наклона боковых стенок.

Экспериментальная проверка описанного выше метода измерения трапециевидных структур была осуществлена на ЮМ SEM 515 при энергии электронов 16 кэВ. Калибровка микроскопа осуществлялась с помощью р-РПС по расстоянию между максимумами и размеру дна ВС. Она дала следующие результаты

M - 70500 ± 400, d= 74,6 ±1,6 нм, 8 = 15,0 ± 1,0 нм.

Измерялись одиночные выступы и щели с номинальными ширинами 1,0 к 1,2 мкм и высотой (глубиной) 300 ± 10 нм, созданные в монокремшге анизотропным травлением. Результаты определения параметров трапециевидного рельефа представлены в таблице 5. Во всех случая?

эгрешность измерений линейных размеров лучше 1%. Таким образом на ЭМ можно измерять параметры реальных рельефных структур, спользуемых в микроэлектронике, с точностью лучше 1%.

аблица 5. Параметры трапециевидных структур номиналом 1,0 и 1,2 мкм, предсленные из РЭМ-измерений.

1,0 мкм 1,2 мкм

щель выступ щель выступ

и, нм Ь, нм ф, Град 1015 + 9 911 + 6 9,8 ± 0,9 961 +6 1090 ±7 12,2 ±0,6 1325 ±8 1216 + 7 10,3 ±0,6 1163 ±7 1331 ±8 15,6 ±0,7

Измерение толщины естественного окисла кремния в ЮМ является тень хорошей демонстрацией возможностей, представляемых азработанными в диссертации методами измерений субмикронных груктур. Для этого использовались канавки />-РПС шириной 369,7 нм и хубииой 3 мкм. Пленка естественного окисла, существующая на стенках шавок, стравливалась в селективном травителе и образец выносился на эздух, где она вновь образовывалась. Этот цикл повторялся 5 и .10 раз. !ри этом ширина канавок увеличивалась. С помощью методов, зложенных выше, на ЮМ были измерены ширины канавок до и после равления и по разности этих ширин определена толщина естественного кисла кремния. Она составила

= 2.39 ± 0,12 нм.

го хорошо совпадает с измеренными значениями, полученными с по-ощью других методов.

В заключении главы 5 делается вывод о том, что впервые создан метод ЭМ-измерений субмикронных рельефных структур, включающий физи-гское обоснование измерений, линейную меру субмикронного диапазона, етоды калибровки ЮМ и методы измерений размеров прямоугольных и рапециевидных структур.

В заключении изложены основные результаты и выводы диссертации, а акже перспективы использования результатов исследования вторичной гектронной эмиссии рельефной поверхности твердого тела в современной ауке и технике.

ВЫВОДЫ

Вторичная электронная эмиссия представляет собой одно из фуидамен тальных явлений физики твердого тела. Она лежит в основе работы боль шого числа приборов, используемых как в научных исследованиях, так и I промышленности. Растровый электронный микроскоп является одним и: таких приборов. Высокое разрешение и большая наглядность получаемое информации делает его незаменимым при исследованиях микрообъектов особенно в современных технологиях микроэлектроники. Однако все зако номерности ВЭЭ изучались на безрельефных поверхностях в то время ка* одно из основных применений РЭМ связано с исследованием именно рель ефных поверхностей, где использование закономерностей ВЭЭ не вполш корректно.

В диссертации впервые проведены последовательные исследования ВЭЗ рельефной поверхности твердого тела, имеющей простой рельеф в вид< прямоугольной щели. Для этого был разработан специальный метод исследования,. который не базируется на конкретных механизмах генерации вторичных медленных электронов. Создана простая структура с прямоугольным профилем рельефа, параметры которой могли меняться I процессе изготовления в широких пределах и были известны с хорошей точностью. С помощью разработанного метода проведены широкие исследования влияния геометрии структуры и электронного зонда ЮМ на величину вторичной эмиссии. При этом было показано, что практически все результаты экспериментов расходятся с результатами теоретических расчетов, основанных на использовании известных механизмов генерации ВМЭ. Обнаружен новый неизвестный ранее эффект вторичной электронной эмиссии, учет' которого устраняет расхождения теории и эксперимента Проведенные исследования позволили впервые сформулировать и решит! задачу измерения в ЮМ размеров рельефных прямоугольных и трапециевидных структур с нанометровой точностью.

Метод исследования ВЭЭ рельефной поверхности может быть использован для изучения поверхностных состояний, возникающих при различных технологических обработках поверхности, а также для изучения и контроля технологических процессов в микроэлектронике. Применение метода измерения размеров рельефных структур в ЮМ позволяет осуществлять контроль элементов СБИС с размерами до 50- 100 нм.

Основные материалы диссертации опубликованы в работах

Манжа Н.М., Новиков Ю.А., Пешехонов C.B., Раков A.B., Шантаровт В.П. Исследование пленок кремния позитронным методом. // Поверхность. 1989. No. 12. С.89-95.

Мартынов В.В., Немцев Г.З., Новиков Ю.А., Пешехонов C.B., Прохоров

A.M., Раков A.B., Стрижков И.Б., Щучкин А.Г. Проблемы измерения линейных размеров рельефных субмикронных структур на растровом электронном микроскопе. // Препринт ИОФ АН СССР. No. 51. Москва. 1990. 33 с.

Мартынов В.В., Новиков Ю.А., Пешехонов C.B., Раков A.B., Стрижков И.Б., Щучкин А.Г. Тест-объект для растрового электронного микроскопа.//AC No. 1679908. 1991.

Новиков Ю.А., Раков A.B., Симонов A.IL, Стрижков И.Б., Цибульский

B.В. РЭМ-изображение щелевидных субмикронных структур в кремнии. // Препринт ИОФ АН СССР. No. 26. Москва. 1991. 26 с. Новиков Ю.А., Прохоров A.M., Раков A.B. Эмиссия электронов из поверхностных состояний. // Поверхность. 1993. No. 3. С. 22-24. Novikov Yu.A., Rakov А. V. Standard Linear Measures for Scanning Electron Microscopy.// Herald of the Russian Academy of Science. 1993. V. 63. No. 1. P. 54-56.

Novikov Yu.A., Peshekhonov S.V., Prokhorov A.M., Rakov A.V., Strizhkov I.B. Slit-like reference gauge of submicron range for scanning electron microscopes. // Scanning. 1993. V.15. No. 3. P. 115.

Новиков Ю.А., Пешехонов C.B., Раков A.B., Симонов А.Н„ Стрижков И.Ь, Цыбульский 3.3. Исследование рельефных структур на поверхности кремния методом растровой электронной микроскопии. // Поверхность. 1993. No. 5. С. 49-56.

Новиков Ю.А., Раков A.B., Стрижков И.Б., Цыбульский В.В. Вторичная электронная эмиссия рельефной поверхности при наклонном падении первичных электронов. // Поверхность. 1993. No. 6. С. 13-23. I. Новиков Ю.А., Раков A.B., Симонов А.Н., Стеколин И.Ю., Стрижков И. Б. Взаимодействие вторично-эмиссионных электронов с рельефной поверхностью. // Известия РАН. Сер. Физ. 1993. Т. 57. No. 8. С. 67- 72. . Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б., Цыбульский

B.В. Механизмы формирования видеосигнала в растровом электронном микроскопе. // Известия РАН. Сер. Физ. 1993. Т. 57. No. 8.

C. 73-78.

12. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Оптическая дифракционная решетка как эталонная мера для растрового электронного микроскопа. // Известия РАН. Сер. Физ. 1993. Т. 57. No. 8. С. 79-83.

13. Новиков Ю.А., Пешехонов С.В., Раков A.B., Седов С.В., Симонов А.Н., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Определение основных характеристик ЮМ с помощью щелевидных субмикронных структур в кремнии. // Известия РАН. Сер. Физ. 1993. Т. 57. No. 8. С. 84-93.

14. Новиков Ю.А., Пешехонов С.В., Раков A.B., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Щелевидная линейная мера субмикронного диапазона для ЮМ. // Электронная промышленность. 1993. No. 8. С. 73-75.

15. Новиков Ю.А., Пешехонов С.В., Раков A.B., Симонов А.Н., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б., Цибульский В.В. Калибровка растровых электронных микроскопов для измерения размеров рельефных субмикронных элементов. II Измерительная техника. 1993. No. 8. С. 62-64.

16. Данилов В.А., Новиков Ю.А., Стеколин И.Ю. Определение степени покрытия островковой пленкой прозрачной подложки по ИК-спектрам пропускания. //Поверхность. 1993. No. 10. С. 86-90.

17. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Определение диаметра электронного зонда ЮМ. // Измерительная техника. 1993. No. 12. С. 24-25.

18. Раков A.B., Новиков Ю.А. ЮМ-метрология субмикронных элементов СБИС. //Электронная промышленность. 1994. No. 1. С. 44-51.

19. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Измерения линейных размеров субмикронных рельефных прямоугольных структур. // Электронная промышленность. 1994. No. 3. С. 41-42.

20. Новиков Ю.А.., Раков A.B.. Стеколин И.Ю. Об использовании метода "инвариантных" точек при измерении на ЮМ линейных размеров субмикронных структур. // Электронная промышленность. 1994. No. 3. С. 43.

21. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Вторичная электронная эмиссия рельефной поверхности: исследование в растровом электронном микроскопе. // Поверхность. 1994. No. 4. С. 75-84.

22. Новиков Ю.А., Раков A.B., Седов С.В., Симонов А.Н., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Вторичная электронная эмиссия рельефной поверхности: влияние глубины рельефа. // Поверхность. 1994. No. 5. С. 108113.

23. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Калибровка растрового электронного микроскопа с одновременным определением

s

диаметра электронного зонда. II Измерительная техника. 1994. No. 6. С. 62-64.

I. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Взаимодействие вторично-эмиссионных электронов с рельефной поверхностью: линейная геометрическая модель. // Поверхность. 1994. No. 6. С. 5-15.

>. Novikov Yu.A., Peshekhonov S. V., Pakov A. V., Stekolin I. Yu„ Strizhkov I.B. Reference gauge structure for scanning electron microscope certification and nanometer measurements. Il Herald of Technological Sciences. Russian Academy of Technological Sciences. 1994. No. 1. P. 582-589.

i. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Взаимодействие вторично-эмиссионных электронов с рельефной поверхностью: проверка линейной геометрической модели. II Поверхность. 1994. No. 8-9. С. 88-93. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Калибровка растрового электронного микроскопа при помощи линейной меры с одним аттестованным размером. // Измерительная техника. 1994. No. 7. С. 68-70.

». Novikov Yu.A., Pakov A.V. Methods of calibrating scanning electron microscopes. II J. Moscow Phys.Soc. 1993. No. 3.P.173-189. Новиков Ю.А., Раков A.B., Седов C.B., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Вторичная электронная эмиссия рельефной поверхности: влияние энергии первичных электронов. //Поверхность. 1994. No. 12. С. 10-17.

I. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю., Стрижков И.Б. Вторичная электронная эмиссия рельефной поверхности: влияние ширины элемента рельефа. //Поверхность. 1994. No. 12. С. 47-53.

. Новиков Ю.А., Раков A.B., Стеколин И.Ю. Измерение диаметра электронного зонда растровым электронным микроскопом. // Измерительная техника. 1995. No. 1. С. 28-29.

'.. Новиков Ю.А., Пешехонов C.B., Стрижков И.Б. Щелевидная линейная мера для калибровки растровых электронных микроскопов и измерений рельефных элементов в субмикронном и нанометровом диапазонах. //Труды ИОФАН. 1995. Т. 49. С. 20-40.

>. Новиков Ю.А., Стеколин И.Ю. Калибровка растровых электронных микроскопов для измерения линейных размеров в субмикронном и нанометровом диапазонах. // Труды ИОФАН. 1995. Т. 49. С. 41-65.

. Новиков Ю.А., Раков A.B. Разрешающая способность растрового электронного микроскопа. //Труды ИОФАН. 1995. Т. 49. С. 66-80.

. Новиков Ю.А., Раков A.B. РЭМ-измерения в субмикронном диапазоне. Анализ концепций. // Труды ИОФАН. 1995. Т. 49. С. 81-106.