Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий
В настоящей работе проведен обзор экспериментальных исследований ионно-пучковой плазмы, возникающей в пространстве транспортировки широкого интенсивного ионного пучка низкой энергии при условиях, характерных для технологических систем ионно-лучевого травления. Описаны эксперименты, в которых дока...
Збережено в:
| Дата: | 2005 |
|---|---|
| Автор: | |
| Формат: | Стаття |
| Мова: | Russian |
| Опубліковано: |
Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
2005
|
| Назва видання: | Физическая инженерия поверхности |
| Онлайн доступ: | http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98720 |
| Теги: |
Додати тег
Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
|
| Назва журналу: | Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| Цитувати: | Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий / В.И. Фареник // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 4–29. — Бібліогр.: 63 назв. — рос. |
Репозитарії
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine| id |
irk-123456789-98720 |
|---|---|
| record_format |
dspace |
| spelling |
irk-123456789-987202016-04-18T03:02:07Z Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий Фареник, В.И. В настоящей работе проведен обзор экспериментальных исследований ионно-пучковой плазмы, возникающей в пространстве транспортировки широкого интенсивного ионного пучка низкой энергии при условиях, характерных для технологических систем ионно-лучевого травления. Описаны эксперименты, в которых доказана определяющая роль γ-эмиссии с поверхности мишени в механизме автокомпенсации пучка. Приведены зависимости температуры нейтрализующих электронов и потенциала ионно-пучковой плазмы от параметров системы в различных режимах нейтрализации при использовании атомарных и молекулярных рабочих газов, а также при наличии катода-нейтрализатора. Описана динамика функции распределения электронов ионно-пучковой плазмы по энергиям, ее угловая зависимость, принципиальное различие вида функции распределения электронов по энергиям при наличии и в отсутствие термо-катода. Рассмотрен вопрос влияния типа ионного источника на общие закономерности процесса нейтрализации. Изучено влияние термоэлектронной эмиссии на нейтрализацию широкого интенсивного ионного пучка низкой энергии. Описан способ ионно-лучевой обработки диэлектрических поверхностей, позволяющий управлять потенциалом поверхности и обеспечивающий возможность оперативного контроля момента окончания травления диэлектрика. У цій роботі ми провели огляд експериментальних досліджень іонно-пучкової плазми, що виникає у просторі транспортування широкого інтенсивного іонного пучка низької енергії за умовах, типових для технологічних систем іонно-променевого травлення. Описані експерименти, у яких доведена визначальна роль γ-емісіїз поверхні мішені у механізмі авто-компенсації пучка. Приведені залежності температури нейтралізуючих електронів та потенціала іонно-пучкової плазми від параметрів системи у різних режимах нейтралізації за використанням атомарних та молекулярних робочих газів, а також за наявністю катода-нейтралізатора. Описана динаміка функції розподілу електронів іонно-пучкової плазми по енергіях, її кутова залежність, принципова різниця вида ФРЕЕ за наявності та у відсутності термокатода. Розглянуто питання впливу типа іонного джерела на загальні закономірності процеса нейтралізації. Також був вивчен вплив термоелектронної емісії на нейтралізацію широкого інтенсивного іонного пучка низької енергії. У роботі також був описан спосіб іонно-променевої обробки диелектричних поверхонь, що дозволяє керувати потенціалом поверхні та забез-печує можливість оперативного конролю момента завершення травлення диелектрика. This work contains the review of experimental researches of ion-beam plasma arising in the transportation space of wide intense low energy ion beam under conditions typical for technological systems of ion-beam etching. The experiments proving determinative role of γ-emission from a target surface in the mechanism of auto-compensation of a beam are described. We provide here the dependencies of temperature of neutralizing electrons and ion-beam plasma potential from system parameters in various modes of neutralization obtained with using atomic and molecular working gases, as well as with the presence of cathode-neutralizer. Dynamics of electron energy distribution function and its angular dependence is described. The principal difference of EEDF form is discovered with presence and in absence of the cathode-neutralizer. The question of ion source type influence on general regularities of the neutralization process is considered. The influence of thermal electron emission on the neutralization of a wide low energy ion beam is investigated. It is also described the technique of ion-beam processing of dielectric surfaces allowing to control the surface potential and providing a possibility of the operative determination of the dielectric etching completion. 2005 Article Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий / В.И. Фареник // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 4–29. — Бібліогр.: 63 назв. — рос. 1999-8074 http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98720 539.188, 533.95 ru Физическая инженерия поверхности Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України |
| institution |
Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine |
| collection |
DSpace DC |
| language |
Russian |
| description |
В настоящей работе проведен обзор экспериментальных исследований ионно-пучковой плазмы,
возникающей в пространстве транспортировки широкого интенсивного ионного пучка низкой
энергии при условиях, характерных для технологических систем ионно-лучевого травления.
Описаны эксперименты, в которых доказана определяющая роль γ-эмиссии с поверхности
мишени в механизме автокомпенсации пучка. Приведены зависимости температуры
нейтрализующих электронов и потенциала ионно-пучковой плазмы от параметров системы в
различных режимах нейтрализации при использовании атомарных и молекулярных рабочих
газов, а также при наличии катода-нейтрализатора. Описана динамика функции распределения
электронов ионно-пучковой плазмы по энергиям, ее угловая зависимость, принципиальное
различие вида функции распределения электронов по энергиям при наличии и в отсутствие
термо-катода. Рассмотрен вопрос влияния типа ионного источника на общие закономерности
процесса нейтрализации. Изучено влияние термоэлектронной эмиссии на нейтрализацию
широкого интенсивного ионного пучка низкой энергии. Описан способ ионно-лучевой
обработки диэлектрических поверхностей, позволяющий управлять потенциалом поверхности
и обеспечивающий возможность оперативного контроля момента окончания травления
диэлектрика. |
| format |
Article |
| author |
Фареник, В.И. |
| spellingShingle |
Фареник, В.И. Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий Физическая инженерия поверхности |
| author_facet |
Фареник, В.И. |
| author_sort |
Фареник, В.И. |
| title |
Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий |
| title_short |
Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий |
| title_full |
Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий |
| title_fullStr |
Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий |
| title_full_unstemmed |
Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий |
| title_sort |
получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий |
| publisher |
Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України |
| publishDate |
2005 |
| url |
http://dspace.nbuv.gov.ua/handle/123456789/98720 |
| citation_txt |
Получение и транспортировка ионных пучков малых и средних энергий / В.И. Фареник // Физическая инженерия поверхности. — 2005. — Т. 3, № 1-2. — С. 4–29. — Бібліогр.: 63 назв. — рос. |
| series |
Физическая инженерия поверхности |
| work_keys_str_mv |
AT farenikvi polučenieitransportirovkaionnyhpučkovmalyhisrednihénergij |
| first_indexed |
2025-07-07T06:59:00Z |
| last_indexed |
2025-07-07T06:59:00Z |
| _version_ |
1836970452456570880 |
| fulltext |
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-24
ВВЕДЕНИЕ
В настоящее время ионные пучки (ИП) широ-
ко используются как в фундаментальных на-
учных исследованиях, так и в разнообразных
технологических приложениях. Область их
применения весьма обширна: накачка энер-
гии в термоядерные реакторы, ионные пучки
в ускорителях заряженных частиц, электро-
реактивные двигатели, ионные микрозонды,
ионно-лучевая литография, имплантация,
травление поверхностей твердых тел, осаж-
дение тонких пленок, сварка в вакууме и т.д.
[1 – 5], причем в последние годы происходит
быстрое смещение приоритетов в использо-
вании ИП в сторону промышленных техно-
логий. Многообразие технологических при-
менений ИП обусловлено их уникальными
возможностями по транспортировке и кон-
центрации в вакууме энергии (ионно-лучевая
сварка), импульса (катодное распыление) и
вещества (осаждение из ИП, ионная имплан-
тация) [1, 2].
В ионно-плазменных технологических
системах травления и нанесения пленок ши-
роко используют пучки большого сечения (до
500 см2), которые распространяются на рас-
стояния до 50 см (L/d ~ 1, где L – длина пучка,
d – его диаметр). Такие пучки будем называть
широкоапертурными или широкими в отли-
чие от фокусированных пучков (L/d >> 1),
которые, в основном, применяются в ядерных
исследованиях, ионном зондировании, ион-
но-лучевой литографии.
В отдельную группу выделяются интен-
сивные пучки ионов, т.е. пучки, на распро-
странение которых оказывает существенное
влияние собственный объемный заряд. В
зависимости от геометрии ИП это влияние
может приводить к различным последствиям:
при транспортировке фокусированного пучка
эффект собственного объемного заряда про-
является в радиальном расталкивании час-
тиц, т.е. приводит к его дефокусировке; если
пучок широкий, то основным эффектом ста-
новится торможение ионов, поступающих из
ионного источника (ИИ), вплоть до самозапи-
рания пучка. В этом случае распространение
ИП невозможно без нейтрализации (компен-
сации) его положительного объемного заряда
электронами, вводимыми в систему извне [6,
УДК 539.188, 533.95
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ
И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
В.И. Фареник
Научный физико-технологический центр МОН и НАН Украины (Харьков)
Украина
Поступила в редакцию 10.02.2005
В настоящей работе проведен обзор экспериментальных исследований ионно-пучковой плазмы,
возникающей в пространстве транспортировки широкого интенсивного ионного пучка низкой
энергии при условиях, характерных для технологических систем ионно-лучевого травления.
Описаны эксперименты, в которых доказана определяющая роль γ-эмиссии с поверхности
мишени в механизме автокомпенсации пучка. Приведены зависимости температуры
нейтрализующих электронов и потенциала ионно-пучковой плазмы от параметров системы в
различных режимах нейтрализации при использовании атомарных и молекулярных рабочих
газов, а также при наличии катода-нейтрализатора. Описана динамика функции распределения
электронов ионно-пучковой плазмы по энергиям, ее угловая зависимость, принципиальное
различие вида функции распределения электронов по энергиям при наличии и в отсутствие
термо-катода. Рассмотрен вопрос влияния типа ионного источника на общие закономерности
процесса нейтрализации. Изучено влияние термоэлектронной эмиссии на нейтрализацию
широкого интенсивного ионного пучка низкой энергии. Описан способ ионно-лучевой
обработки диэлектрических поверхностей, позволяющий управлять потенциалом поверхности
и обеспечивающий возможность оперативного контроля момента окончания травления
диэлектрика.
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 5
7, 8], либо появляющимися в результате
столкновительных процессов в пространстве
транспортировки ИП, заполненном нейтраль-
ным газом при давлении p ≥ 10–5 Тор, что сос-
тавляет сущность явления, получившего наз-
вание газовой компенсации или автокомпен-
сации [9]. В результате автокомпенсации в
пространстве транспортировки ИП образует-
ся специфическое квазинейтральное плаз-
менно-пучковое образование, получившее
название ионно-пучковая плазма (ИПП), сбра-
сывающая электрические поля к границам
пучка и понижающая потенциал простран-
ства до сравнительно низких величин [9].
Следует различать зарядовую и токовую
компенсацию ИП. Последняя необходима в
том случае, когда ИП попадает на диэлектри-
ческую мишень, и, во избежание запирания
пучка поверхностным зарядом, ионный ток
должен быть скомпенсирован равным ему по
величине электронным током.
Вопросу нейтрализации интенсивных ИП
посвящен ряд работ [9 – 17], и к настоящему
времени накоплено значительное количество
экспериментальных и теоретических резуль-
татов в данной области. В большей части из
этих работ исследуется случай фокусирован-
ного ИП достаточно высокой энергии
(Eb > 10 кэВ), когда нейтрализация происхо-
дит за счет ионизации газа в пространстве
транспортировки непосредственно пучком
ионов.
В то же время, для современных техноло-
гий травления особый интерес представляет
диапазон низких энергий (Eb < 3 кэВ), причем
в микроэлектронике наблюдается тенденция
к снижению энергии ИП до Eb < 50 эВ, осо-
бенно в связи с требованиями минимальных
радиационных повреждений обрабатывае-
мой поверхности [19]. При такой энергии
менее эффективными становятся процессы
ионизации остаточного газа и нагрева элек-
тронов непосредственно пучком ионов, кото-
рые рассматриваются в работах [9, 11, 13] в
качестве основных.
Несмотря на широкое использование ИП
в промышленности, механизм процесса ней-
трализации при низких энергиях пучка до сих
пор изучен недостаточно для решения ряда
прикладных задач. Актуальность исследова-
ния этого вопроса определяется тем, что
ИПП, обеспечивая зарядовую и токовую ком-
пенсацию пучка, является еще и той активной
средой, непосредственно из которой на обра-
батываемую поверхность попадают заряжен-
ные, возбужденные, химически активные
частицы и электромагнитное излучение. При
конструировании технологических систем
этот фактор обычно учитывается в недоста-
точной степени. Между тем, физические про-
цессы, происходящие в ИПП, оказывают су-
щественное влияние как на работу источника
ионов [22], так и на результат технологи-
ческой операции [23], и для рациональной
организации технологического процесса
необходимо понимание механизмов форми-
рования параметров ИПП.
Возможность управления параметрами
ИПП позволяет оптимизировать процесс тра-
вления тонких пленок как по пробоям, так и
по зарядовому состоянию [21, 24], что осо-
бенно важно при формировании подзатвор-
ных диэлектриков в МОП транзисторах [21].
Возможность управления температурой элек-
тронов и их функцией распределения по
энергиям важна при ионно-химической обра-
ботке, когда в ИПП происходит образование
свободных радикалов и других химически ак-
тивных частиц, причем сечения этих процес-
сов сильно зависят от энергии электронов. От
соотношения потоков ионов и свободных
радикалов на обрабатываемую поверхность
зависят основные характеристики травления:
скорость, селективность, анизотропия [25],
что позволяет целенаправленно управлять
ими путем управления параметрами ИПП.
Имеются также данные о существенной роли
электронной бомбардировки при травлении
и осаждении тонких пленок [28, 29]. Исполь-
зование при ионно-лучевом травлении (ИЛТ)
катода-нейтрализатора под различными по-
тенциалами относительно мишени позволяет
управлять энергетикой и током бомбардиру-
ющих поверхность частиц, а, следовательно,
и ходом технологического процесса. Кроме
того, чувствительность ИПП к граничным ус-
ловиям позволяет создавать эффективные ме-
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-26
тодики оперативного контроля ионно-луче-
вых технологических процессов [24, 30, 31].
Таким образом, нейтрализация ИП явля-
ется одним из ключевых вопросов ионно-пуч-
ковой технологии, причем в условиях, харак-
терных для технологических систем ионно-
лучевого травления и напыления, наиболее
актуальной задачей является изучение меха-
низмов формирования потенциала ИПП, оп-
ределяющего поверхностный потенциал ди-
электрических пленок и возможность их про-
боя; температуры и энергетического спектра
электронов ИПП, ответственных за образова-
ние химически активных частиц; потоков
частиц из ИПП на обрабатываемую поверх-
ность. Целью настоящей работы является об-
зор таких исследований [31 – 60], система-
тически проводимых, начиная с 1980 г., в
НИИ Вакуумной техники им. Векшинского
(г. Москва), Харьковском государственном
университете и в Научном физико-техноло-
гическом центре Министерства образования
и НАН Украины (г. Харьков). Было бы не-
разумно пытаться изложить полностью ре-
зультаты различных работ в одной статье, по-
этому при отборе материала мы старались вы-
делить наиболее общие закономерности, ми-
нимально опираясь на специфику конкрет-
ных экспериментальных устройств.
Важно отметить, что проблематика ней-
трализации широких пучков ионов низкой
энергии относительно нова. Достаточно ска-
зать, что в работе [10] (1972 г.), содержащей
обзор известных к тому времени ионных ис-
точников, не приведено ни одного ИИ с ди-
аметром пучка больше 3 см и энергией ниже
3 кэВ. В то же время в обзоре 1992 г. [19] в
качестве главного перспективного направ-
ления развития технологии производства
СБИС названо создание ИП диаметром более
200 мм и энергией 20 ÷ 50 эВ. Подтвержде-
нием растущего интереса к этой тематике
явилось появление в последние годы
отдельных публикаций [6 – 8,14 – 17].
Подробный анализ результатов этих работ не
включен в настоящий обзор, поскольку в них
исследуются лишь некоторые явления, про-
исходящие в ИПП, без учета всей сово-
купности и самосогласованного характера
происходящих там процессов, что не поз-
воляет получить систематического представ-
ления о физике процесса нейтрализации.
Отметим, что процессы получения и тран-
спортировки интенсивных ИП часто сопро-
вождаются коллективными эффектами, свя-
занными с развитием в плазме разрядных и
ускоряющих зон двухступенчатых или в ус-
коряющих – одноступенчатых источников
ионов неустойчивостей, в ионно-пучковой
плазме транспортировки пучка, зоны сопро-
вождающихся генерацией колебаний на ха-
рактерных частотах и изменением движения
частиц в неоднородном и фазовом прост-
ранствах [18]. В настоящем обзоре мы ко-
немся этих вопросов только в той части, кот-
орая касается конкретных эксперименталь-
ных и технологических устройств, изучен-
ных в свое время автором.
Из всего многообразия ионных источников
(ИИ) различных типов и параметров созда-
ваемых ими ионных пучков в отдельную
группу выделяются системы, используемые
в технологии микроэлектроники. Это проис-
ходит в силу высоких требований к качеству
продукции, сложности технологии и наличия
ряда специфических требований, предъяв-
ляемых к параметрам ИП [3, 4, 19, 20]. Ди-
апазон параметров современных технологи-
ческих устройств ионно-лучевого травления
(ИЛТ) и реактивного ионно-лучевого травле-
ния (РИЛТ), используемых при производст-
ве изделий микроэлектроники, можно опре-
делить следующим образом [19, 21]:
Энергия ионов пучка ограничена сверху
значением порядка 0,5 ÷ 3 кэВ во избежание
возникновения радиационных повреждений
в обрабатываемых изделиях, при этом должна
обеспечивается заданная средняя энергия
пучка с минимальным разбросом.
Плотность тока ИП для достижения при-
емлемой производительности должна быть
не ниже 0,5 ÷1 мА/см2, тогда как повышение
плотности тока до значений, превосходящих
10 мА/см2, наталкивается на проблемы тепло-
вых повреждений.
Давление газа в пространстве транспор-
тировки ИП не должно превышать 10–3 Тор,
поскольку при более высоких давлениях зна-
чительная часть ионов пучка рассеивается в
столкновениях с атомами газа и не достигает
мишени.
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 7
Диаметр пучка определяется диаметром
обрабатываемых пластин и составляет 100 ÷
250 мм (наблюдается тенденция к повыше-
нию диаметра подложек, используемых в
промышленности).
Длина пучка обычно определяется кон-
структивными особенностями используемых
установок и составляет 10 ÷ 50 см.
Такие пучки должны иметь высокую одно-
родность своих параметров по сечению (до
нескольких процентов), относительно не-
большой угол разлета (≤ 10°), стабильные или
управляемые временные и пространственные
характеристики.
Перечисленным выше требованиям наибо-
лее отвечают источники ионов на основе раз-
рядов в скрещенных электрическом E и маг-
нитном H полях, что и определило, в основ-
ном, выбор параметров и конструкций опи-
санных в настоящей работе эксперимен-
тальных и технологических устройств.
ИСТОЧНИКИ С ИОНООБРАЗУЮЩИ-
МИ СТУПЕНЯМИ В E⊥⊥⊥⊥⊥H ПОЛЯХ
Изучение стационарных характеристик и ус-
тойчивости во времени параметров плазмы
технологических разрядов в скрещенных
электрическом и магнитном полях прово-
дились в экспериментальных устройствах
типа модифицированной ячейки Пеннинга и
цилиндрического диода, схемы которых при-
ведены на рис. 1 и 2.
Результаты этих исследований, изложеных
в работах [32 – 36], показывают следующее.
1. Экспериментальные устройства являют-
ся адекватными физическими моделями ион-
ных источников холловского типа, в которых
из-за конструктивных особенностей такого
рода измерения проводить затруднительно.
2. Обнаружены неустойчивости плазмы
разрядов в скрещенных полях на характер-
ных частотах колебаний ионной и электрон-
ной компонент. Установлены механизмы, от-
вечающие за раскачку неустойчивостей, ос-
новным результатом которых являются уши-
рение энергетического спектра ионного пуч-
ка, пространственная и временная нестаби-
льности ионного тока.
3. Показаны условия, при которых неус-
тойчивости могут быть подавлены практи-
чески полностью, предложены механизмы и
конструктивные решения реализации этих
условий.
4. Сделан вывод о том, что, с целью повы-
шения управляемости параметрами ионного
пучка и исключения влияния неустойчиво-
стей разрядной плазмы на эти параметры,
предпочтительнее использовать двухступен-
чатые источники с разделенными зонами
ионообразования и ускорения.
С учетом вышеизложенного была прове-
дена разработка серии двухступенчатых ион-
ных источников на базе серийного источника
с накаливаемым катодом «Луч» [37], широко
использовавшегося в ионно-плазменных тех-
нологиях микроэлектроники. Схема источ-
ника приведена на рис. 3.
Разрядное устройство имеет следующие
геометрические размеры: ширина щели в из-
влекающем электроде (6) – 3 мм, средний
Рис. 2. Схема цилиндрического диода. 1 – вакуумная
камера, 2 – катушки магнитного поля, 3 – ради-
альные зонды, 4 – анод, 5 – центральный электрод,
6 – накаливаемый катод, 7 – блок анодного питания,
8 – вентиль тонкой регулировки давления, 9 – осевые
зонды.
В.И. ФАРЕНИК
Рис. 1. Схема ячейки Пеннинга. 1 – анод, 2 – катод
(отражательный электрод), 3 – катушки магнитного
поля, 4 – накаливаемый катод, 5 – схема подключения
высокочастотного генератора.
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-28
диаметр щели – 52 мм, внешний диаметр
анода (1) – 57 мм, внутренний диаметр анода
– 30 мм, диаметр петли накаливаемого катода
(2) – 22 мм. Анод выполнен в виде полого
кольца из нержавеющей стали и охлаждается
проточной водой. Катод изготавливался из
вольфрамовой проволоки диаметром 2 мм.
Катушка магнитного поля и магнитопровод
(8) формируют в щели ускоряющего элект-
трода (6) радиальное магнитное поле с макси-
мальной напряженностью 1200 эрстед. Внут-
ри разрядной камеры (5) магнитное поле
имеет продольную составляющую, которая
возрастает по направлению от ускоряющего
электрода на катод. В плоскости катода мак-
симальная напряженность продольного маг-
нитного поля достигает 400 эрстед.
Ускоряющее напряжение изменялось от 0
до 3 кВ. Дуговое напряжение от 0 до 100 В.
Ток накала катода варьировался от 130 до 170
ампер. Ток ионного пучка достигал 50 мил-
лиампер. Напуск газа осуществляется со сто-
роны катода. В ходе экспериментов давление
в вакуумной камере изменялось от 3.10–5 до
24.10–5 мм рт. ст В качестве рабочего газа ис-
пользовался аргон.
Наряду с рядом преимуществ (например,
низкое разрядное напряжение на ионообра-
зующей ступени, простота создания такого
рязряда, высокая степень ионизации) такого
типа источники ионов имеют общий недос-
таток – накаливаемый катод. Это уменьшает
их рабочий ресурс, ограничивает класс рабо-
чих веществ.
ИСТОЧНИК С ИОННООБРАЗУЮЩЕЙ
СТУПЕНЬЮ В ВИДЕ ОБРАЩЕННОГО
МАГНЕТРОНА [38]
Первая модификация серийного источника
ставила целью, кроме упомянутых выше, ис-
ключить использование накаливаемого като-
да в разрядной ступени.
Используя элементную базу источника
“Луч” была создана конструкция источника
с “холодной” ионообразующей ступенью в
виде магнетронного диода, аналогичного
представленному на рис. 2.
Схема источника приведена на рис. 4. Ци-
линдрический анод (1) крепится на диске, ко-
торый закрывается отражательным элект-
родом (2), находящимся под потенциалом
разрядной камеры. На анод подавался поло-
жительный относительно разрядной камеры
потенциал. Как видно, первая ступень пред-
ставляет собой обращенный магнетрон с
сильно неоднородным магнитным полем.
Ускоряющая ступень источника такая же, как
в базовом.
Эксперименты, проведенные в данном ис-
точнике, показали следующее:
– самостоятельный разряд в ионообразу-
ющей ступени возникает при определенном
соотношении анодного напряжения и напря-
женности магнитного поля, как и в работе
[32] при токе накала равном нулю, и сущест-
вует в широком диапазоне изменения внеш-
них параметров при относительно низких
давлениях. рабочих газов P ~10–5 торр;
– при определенном соотношении Ua, H и
P возникает разряд во второй ускоряющей
ступени, которая в этих условиях функцио-
нирует как одноступенчатый холловский ус-
коритель (см. рис. 7б), при этом общий ток
ионов возрастает;
Рис. 3. Схема базового двухступенчатого источника
ионов с накаленным катодом “Луч”. 1 – анод, 2 – на-
каливаемый катод, 3 – разрядная камера, 4 – трубка
напуска газа, 5 – фланец, 6 – ускоряющий электрод,
7 – стержень, 8 – магнитопровод.
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 9
– в случае возникновения разряда во вто-
рой ступени энергетический спектр ионов со-
держит две группы ионов, рождающихся в
первой и второй ступенях;
– возможен выбор внешних параметров
источника, при котором отсутствуют пульса-
ции тока, энергетический спектр – “однопуч-
ковый”;
– поперечный профиль пучка – в основном
трубчатый
ИСТОЧНИК С ИОНООБРАЗУЮЩЕЙ
СТУПЕНЬЮ В ВИДЕ МАГНЕТРОНА С
ДОПОЛНИТЕЛЬНЫМ АНОДОМ
В источнике, схема которого представлена на
рис. 5, решалась задача увеличения тока пуч-
ка и создания относительно равномерного
распределения интенсивности тока по диа-
метру ионного потока. Для достижения этой
цели была увеличена прозрачность ускоряю-
щего электрода (3), что позволило увеличить
ток ионов почти в пять раз. Изучение про-
филей ионного потока из источника в сборе
и со снятой ускоряющей системой показало,
что причина их неоднородности заложена в
ионообразующей ступени.
Рассчитанная математическая модель
транспортировки ионного пучка через систе-
му отверстий в ускоряющем электроде (8) и
верхнем электроде магнетрона (7) с учетом
наличия поперечных направлению движения
пучка скоростей ионов и проведенные экспе-
рименты позволили получить однородность
распределения ионной интенсивности не ху-
же 5% на двух третях диаметра пучка. Напри-
мер, для удовлетворительной бездефектной
обработки кремниевых пластин диаметром
60 и 100 мм диаметр выходного канала источ-
ника должен быть 90 и 150 мм, соответст-
венно.
МОДИФИЦИРОВАННЫЙ ИСТОЧНИК
ИОНОВ [39]
Приведенная в выше конструкция двухсту-
пенчатого источника ионов позволила полу-
чать однородные профили травления пластин
Рис. 5. Двухступенчатый ионный источник с первой
ступенью в виде обращенного магнетрона с допол-
нительным анодом. 1 – анод, 2 – разрядная камера,
3 – ускоряющий электрод, 4 – магнитопровод, 5 – ка-
тод, 6 – соленоид, 7 – верхний электрод, 8 – отверстия
в ускоряющем электроде и ускоряющая щель,
9, 11 – электрические вводы, 10 – трубка напуска газа.
Рис. 4. Устройство источника ионов с ионообра-
зующей ступенью в виде обращенного магнетрона.
1 – анод, 2 – отражательный диск, 3 – разрядная ка-
мера, 4 – трубка напуска газа, 5 – фланец, 6 – ус-
коряющий электрод, 7 – стержень, 8 – магнитопровод.
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-210
с помощью применения электродов с пере-
менной по поверхности прозрачностью.
Возможен другой вариант регулировки
профиля плотности ионного тока путем опе-
ративного изменения профиля ионного пото-
ка, выходящего из ионообразующей ступени.
Эксперименты, проведенные в ячейке Пен-
нинга и цилиндрическом диоде, показали,
что, вводя внутрь разряда дополнительный
электрод, изменяя его длину в разряде и по-
тенциал, приложенный к нему, можно регу-
лировать профиль ионного потока, выходя-
щего из источника вдоль его оси.
Схема источника с ионообразующей сту-
пенью в виде ячейки Пеннинга с дополни-
тельным электродом приведена на рис. 6. Эта
конструкция отличается от описанных выше
тем, что центральный электрод мог переме-
щаться вдоль оси устройства. Кроме этого,
была обеспечена возможность, произвольно
изменять потенциалы на всех электродах не-
зависимо друг от друга.
Ускоряющий электрод и верхний катод
первой ступени были сделаны из сетки из не-
ржавеющей стали, прозрачность которой со-
ставляла величину приблизительно равную
60%. Такое конструктивное изменение элект-
родов было предпринято для того, чтобы уве-
личить ионный ток пучка, который при при-
менении электродов с системой отверстий
был значительно меньше.
Во всех экспериментах рабочим газом
служил четырехфтористый углерод СF4.
ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ
ПУЧКОВ
ОБЩИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТИ
ПРОЦЕССА НЕЙТРАЛИЗАЦИИ.
Прежде чем обсуждать особенности нейтра-
лизации ИП в различных системах, отметим
некоторые общие закономерности, в равной
степени характерные для всех описываемых
систем.
На формирование параметров ИПП оказы-
вают определяющее влияние условия на гра-
ницах пространства транспортировки ИП, а
также наличие источников и стоков нейтрал-
лизующих электронов. Одним из основных
каналов стока электронов являются диэлект-
рические поверхности, на которые падает
ИП. Другим эффективным каналом обмена
электронами является источник ионов. Так,
например, односеточный ВЧ источник [40]
автоматически обеспечивает токовую ком-
пенсацию ИП, т.е. сам служит источником
электронов, ток которых равен току ИП. Из-
вестны другие конструкции, создающие од-
новременно электронный и ионный пучки
[44, 45]. Ионные источники холловского типа
УЗДП и “Радикал-М” [41] наоборот могут
служить эффективным стоком для электрон-
ной компоненты ИПП. При этом электроны,
попадающие из пространства транспорти-
ровки в ИИ, служат первичными для разряда
в скрещенных полях и их наличие является
необходимым условием для функциониро-
вания ускорителя с анодным слоем [43]. Двух-
сеточная ионно-оптическая система ВЧИ ис-
точника ионов (рис. 7а) также может эффек-
тивно поглощать электроны из ИПП посколь-
ку, несмотря на то, что выходная сетка зазем-
лена, проходящая через нее плоскость не яв-
ляется эквипотенциальной поверхностью
(потенциал в ячейках сетки положителен).
Рис. 6. Схема модифицированного источника ионов
с регулируемым профилем ионного тока. 1 – трубка
напуска газа, 3 – фланец, 4, 2, 14 – уплотнения,
5 – электрические вводы, 6 – катод, 7 – соленоид,
8 – ускоряющий электрод, 9 – верхний катод,
10 – анод, 11, 12, 13 – держатель электродов,
15 – дополнительный электрод.
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 11
Во всех перечисленных случаях источник
ионов, пространство транспортировки ИП,
мишень, стенки камеры представляют собой
единую систему и, вообще говоря, требуют
комплексного рассмотрения. Такая система
будет в дальнейшем именоваться открытой.
Для исключения взаимовлияния ИИ и
ИПП в установку может быть введена экрани-
рующая (антидинатронная) сетка 7 (рис. 7б).
При этом граница пространства транспорти-
ровки ИП эквипотенциальна и условия стока
электронов везде одинаковы, что позволяет
полностью абстрагироваться от типа ИИ и
процессов, происходящих в нем. Такую сис-
тему назовем закрытой (для обеспечения эк-
випотенциальности границ также нужно эк-
ранировать откачное отверстие, диэлектри-
ческие поверхности и т.п.).
Качественный вид продольного распреде-
ления потенциала в открытой и закрытой сис-
темах показан на рис. 7. При отсутствии экра-
нирующей сетки потенциал плазмы в откры-
той системе, при прочих равных условиях,
выше чем в закрытой вследствие стока ней-
трализующих электронов в ИИ (рис. 7б). Ра-
диальное распределение потенциала в объеме
транспортировки, согласно результатам зон-
довых измерений имеет вид, изображенный
на рис.7. Характерно существование прак-
тически постоянного значения потенциала в
пределах геометрических границ пучка (па-
раметры ИП однородны по поперечному се-
чению с точностью 10%). Более того, в
рассматриваемом диапазоне давлений
(p = 10–5 ÷ 10–3 Тор), как правило, реализо-
вывалось распределение потенциала с плос-
ким дном потенциальной ямы. Все падение
потенциала сосредоточено в узком присте-
ночном слое.
Наряду с бесстолкновительностью плазмы
(длина свободного пробега заряженных час-
тиц превышает размеры камеры), указанная
форма потенциальной ямы позволяет сделать
вывод, что любому запертому электрону дос-
тупно все пространство, занятое пучком, бла-
годаря чему электронный газ можно охарак-
теризовать единым значением температуры
(видом функции распределения), не указывая
точку измерения. Факт независимости этих
параметров от пространственных координат
подтвержден экспериментально [47, 48, 60].
Значение потенциала ионно-пучковой пла-
змы, т.е. установившаяся равновесная глуби-
на потенциальной ямы для электронов, наря-
ду с зависимостью от характера стока элект-
ронов на внешние электроды существенно
зависит от механизма генерации нейтрали-
зующих электронов. Так, в случае высоко-
энергетичных ИП (энергия ионов – десятки
кэВ) основной вклад в процессы ионизации
остаточного газа и нагрева электронов вносят
не посредственно ионы пучка [9, 11, 13]. При
автокомпенсации ионного пучка низкой
энергии доминирующую роль в процессах
формирования ионно-пучковой плазмы иг-
рают выбиваемые пучком из мишени γ-элект-
роны. Это доказывают результаты работ [26,
46], в которых был использован наиболее
простой способ управления потоком γ-элект-
ронов с мишени экранировкой его металли-
ческой сеткой высокой прозрачности, уста-
новленной в непосредственной близости к
поверхности мишени. На рис. 8, взятом из
работы [26] приведены зависимости тока на
мишень, являющегося суммой собственно
тока пучка на мишень и тока γ-электронов с
мишени, и потенциала ионно-пучковой плаз-
а) б) в)
Рис. 7. Принципиальные схемы ионно-плазменных
технологических систем с двухступенчатым источни-
ком ионов на основе ВЧИ разряда (а), с ускорителем
ионов с анодным слоем типа “Радикал-М” (б) и соот-
ветствующие качественные распределения потенциа-
лов вдоль пучка ионов (U1 – без экранирующей сетки;
U2 – с экранирующей сеткой) и по радиусу пучка (в).
Основные функциональные элементы системы: 1 – ис-
точник ионов; 2 – вакуумная камера; 3 – мишень;
4 – охлаждаемый индуктор; 5 – ионно-оптическая сис-
тема; 6 – катод-нейтрализатор; 7 – экранирующая сет-
ка; 8 – антидинатронная сетка, Rk – радиус камеры;
Rb – радиус пучка.
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-212
мы от потенциала антидинатронной сетки,
полученные для открытой системы. При при-
ближении к значению ϕpl (рассматриваем об-
ласть Uc2 > 0) сетка становится дополнитель-
ным эффективным стоком для захваченных
электронов и потенциал плазмы ϕpl начинает
возрастать, увеличивая энергию γ-электронов
и, соответственно, скорость ионизации ими
газа, согласовывая тем самым сток элект-
ронов со скоростью их появления. В области
Uc2 < 0 происходит запирание γ-электронов на
поверхности мишени и полный ток на ми-
шень Im уменьшается на величину тока γ-
электронов с мишени, а потенциал ионно-
пучковой плазмы быстро возрастает с увели-
чением |Uc2|. При Uc2 ≈ –10 В ток γ-элект-
ронов в объем практически отсутствует, и на-
ступает полная раскомпенсация пучка, что
влечет за собой срыв устойчивой работы ис-
точника ионов.
Перейдем теперь к обсуждению результа-
тов измерения параметров ИПП в закрытой
и открытой системах.
ТЕХНИКА И УСЛОВИЯ ПРОВЕДЕНИЯ
ЭКСПЕРИМЕНТОВ
Приведенные ниже экспериментальные резу-
льтаты были получены авторами в разное вре-
мя на различных экспериментальных уста-
новках и опубликованы в статьях и докладах
с описанием необходимых деталей конструк-
ции устройств, методов диагностики, пара-
метров ИП и т.п. При подготовке данной ста-
тьи мы стремились прежде всего выделить
ключевые эксперименты, систематизировать
и обобщить экспериментальные данные. По-
этому здесь опущены многие технические де-
тали, которые можно найти в соответству-
щих работах, ссылки на которые приведены
в конце статьи.
Целью описываемых экспериментов явля-
лось измерение и изучение закономерностей
формирования основных параметров ионно-
пучковой плазмы при различных условиях
появления и ухода нейтрализующих элект-
ронов. Эксперименты проводились на уста-
новках, оснащенных ИИ различных типов:
источник ионов холловского типа “Радикал”,
многоканальный источник “Радикал-М”, ис-
точники ионов с плазмообразующей сту-
пенью на базе ВЧ разряда индукционного
типа с односеточной и двухсеточной ионно-
оптическими системами. Принципиальные
схемы экспериментальных устройств пока-
заны на рис. 7.
Многоканальный источник ионов типа
“Радикал-М” (рис. 7б) [41] формировал сла-
борасходящийся пучок ионов рабочего газа.
Разрядные ячейки создавали составной пучок
с плотностью тока до 2 мА/см2 и средней
энергией ионов 0,3 ÷ 1 кэВ. Средняя энергия
ионов для данного ИИ составляет (0,3 ÷
0,5)eUa, где Ua — анодное напряжение ИИ
[42]. Напуск рабочего газа (аргон, фреон, воз-
дух и др.) производился через разрядные
ячейки источника ионов. Катод-нейтрализа-
тор прямого накала 6 представлял собой
петлю из вольфрамовой проволоки диа-
метром 0,4 мм, длиной 20 мм и был рас-
положен на границе ИП.
Для моделирования различных условий на
границе ИП в камере была предусмотрена
возможность установки сеток 7 и 8 диа-
метром 120 мм. Сетка 7, экранирующая ИИ,
как правило, заземлялась и служила для пред-
отвращения стока электронов в источник, т.е.
для моделирования замкнутого пространства
транспортировки с эквипотенциальными
границами. Для этой же цели служила сетка,
отделяющая камеру от откачной системы.
Сетка 8, установленная в непосредственной
близости от мишени, была предназначена для
управления величиной потока γ-электронов.
Рис. 8. Зависимости тока на мишень Im и потенциала
ионно-пучковой плазмы ϕpl от потенциала антиди-
натронной сетки Uc2
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 13
Электрические зонды, введенные в камеру,
могли оперативно перемещаться для снятия
пространственных распределений парамет-
ров ионно-пучковой плазмы без нарушения
вакуумных условий.
Ниже приведены основные параметры
системы для типичных экспериментальных
условий:
ток ИП на мишень, мА ......... 1 ÷ 10,
средняя энергия ионов, кэВ .. 0,3 ÷ 1,
давление газа в камере, Тор ... 5⋅10–5 ÷ 2⋅10–3,
длина системы, см. …...……. 17.
На рис. 7а представлена схема установки
с двухступенчатым источником ионов на
основе ВЧИ разряда. Ионно-оптическая сис-
тема (ИОС) состояла из двух сеток диаметром
10 см и размером ячеек ~ 1 мм, расположен-
ных на расстоянии 3 мм друг от друга. Распре-
деление потенциала в системе изображено на
рис. 7. Ускоряющее напряжение между сет-
ками ИОС задавалось блоком питания БП-94.
Данный блок позволял одновременно из-
мерять ток, протекающий между сетками (в
дальнейшем – ток источника Is).
Во время проведения экспериментов пло-
щадь диэлектриков в камере была незначи-
тельной, т.е. стенки представляли собой экви-
потенциальную поверхность. В качестве ми-
шени применялся плоский металлический
электрод диаметром 10 см. Мишень была
электрически изолирована от камеры и вклю-
чена в цепь измерения, что позволяло регист-
рировать ток на мишень. Катод-нейтрализа-
тор прямого накала представлял собой распо-
ложенную в пучке вольфрамовую проволоку
длиной l = 5,5 см и диаметром d = 0,28 мм.
Накал нейтрализатора осуществлялся блоком
питания СИП-35. Падение напряжения на
самом термокатоде составляло ~5 В. Потен-
циал нейтрализатора задавался блоком пита-
ния Б5-49. Применявшиеся в данной работе
блоки питания имели коэффициент пульса-
ций не более 1%, что позволило в ходе иссле-
дований считать параметры плазмы стаци-
онарными.
Ниже приведены наиболее характерные
значения параметров установки для типич-
ных экспериментальных условий:
Ток источника, мА…………100 ÷ 400,
Энергия ионов, кэВ……...…0,5 ÷ 2,
Ток на мишень, мА…............40 ÷ 250,
Давление газа в камере, Тор..2,4⋅10–4 ÷ 7⋅10–4,
Диаметр пучка, см………….10.
Параметры пучка были постоянны по се-
чению, что является следствием существова-
ния высоко однородной области пространст-
веной ионизации в ВЧИ разряде при низких
давлениях. Одним из важных достоинств ис-
точников ионов, использующих ВЧИ раз-ряд,
является отсутствие накаливаемых элемен-
тов, что обеспечивает чистоту разряда в срав-
нении с другими типами ИИ, возможность
работы с химически активными средами, а
также более длительный срок эксплуатации.
Следует отметить, что данная система об-
ладает рядом облегчающих интерпретацию
экспериментальных результатов особеннос-
тей, которые на ряду с возможностью широ-
кого технологического применения источ-
ников на основе ВЧИ разрядов, и предопре-
делили ее выбор в качестве объекта исследо-
ваний. Так, в отличие от ускорителя с анод-
ным слоем типа “Радикал” данный источник
позволяет при постоянном давлении незави-
симым образом регулировать плотность и
энергию ионов. Кроме того, функция расп-
ределения ионов пучка по энергиям имеет
δ-образный вид. В то же время, ИИ типа “Ра-
дикал” широко используется в промышлен-
ности, что обусловило выбор такого источ-
ника ионов для изучения процесса нейтрали-
зации.
Основным инструментом исследования
ИПП являлись зондовые методики, позво-
ляющие производить локальные измерения
практически всех существенных параметров
плазмы в очень широком диапазоне их из-
менения. Следует отметить, что ИПП являет-
ся довольно сложным образованием. Она
состоит из четырех компонент с принципи-
ально различными свойствами: ионы пучка;
γ-электроны, выбитые из мишени в резуль-
тате ион-электронной эмиссии; медленные
ионы, рожденные в результате ионизации и
резонансной перезарядки; запертые в потен-
циальной яме низкоэнергетичные электроны.
Этот факт заметно усложняет определение
параметров ИПП. Так, в отличие от обычного
случая, знание плотности одной из компонент
недостаточно для определения плотностей
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-214
остальных, даже с учетом квазинейтраль-
ности. Различные компоненты по отношению
к зонду ведут себя по разному. Например,
небольшие (несколько вольт) отрицательные
относительно плазмы потенциалы зонда для
медленных ионов являются достаточными
для того, чтобы любой из них, пересекший
поверхность призондового слоя, был обяза-
тельно притянут на зонд, тогда как ионы пу-
чка, имеющие энергию в сотни электрон-
вольт, могут пролетать в непосредственной
близости от зонда, “не замечая” его.
Подробный анализ специфических осо-
бенностей применения электрических зондов
в ИПП проведен в [47 – 51, 59]. В частности
в этих работах проведено методическое обос-
нование использования зондовых методик в
ионно-пучковой плазме. На основании де-
тального изучения особенностей зондовых
измерений в ИПП разработан и оптимизи-
рован ряд конструкций зондов, измерител-
ных методик, а также измерительный ком-
плекс для обработки зондовых ВАХ. Найден
также характер зависимости тока “холодных”
плазменных ионов на зонд в присутствии
ионного пучка. Установлено принципиальное
отличие величины и формы ионной ветви
ВАХ одиночного цилиндрического зонда от
классического случая плазмы, содержащей
только “холодные” ионы. Получено аналити-
ческое выражение для ионного тока на ци-
линдрический зонд в ИПП.
Благодаря адаптации методов зондовой
диагностики к специфическим условиям
ИПП удалось провести достоверные измере-
ния параметров ИПП, основные результаты
которых представлены ниже.
НЕЙТРАЛИЗАЦИЯ ИП В ЗАМКНУТОМ
ПРОСТРАНСТВЕ ТРАНСПОРТИРОВКИ
С ЭКВИПОТЕНЦИАЛЬНЫМИ
ГРАНИЦАМИ
Представленные в данном разделе экспери-
ментальные результаты получены на техноло-
гической установке с источником ионов
“Радикал-М”, при параметрах, типичных для
процессов ИЛТ и РИЛТ, используемых для
размерного травления в технологии микро-
электроники. Для отсечки неконтролируе-
мого стока электронов из ИПП ионный ис-
точник и откачное отверстие были закрыты
экранирующими сетками, а все диэлектри-
ческие компоненты внутри камеры – зазем-
ленными проводящими экранами. Таким
образом, была обеспечена эквипотенциаль-
ность границ ИПП, то есть система, согласно
данному выше определению, была закрытой.
Свойства плазмы, возникающей в про-
странстве транспортировки ИП, наиболее
полно могут быть описаны функцией распре-
деления электронов, нейтрализующих объем-
ный заряд ИП. Механизм формирования
ФРЭЭ представляет интерес как для решения
задачи нахождения самосогласованных па-
раметров ИПП, так и для различных плаз-
менных технологических процессов, особен-
но с использованием химически-активных
газов, поскольку именно энергетический
спектр электронов определяет скорости хи-
мических реакций, степень диссоциации мо-
лекулярных газов, концентрации активных
частиц, спектр излучения плазмы и т.д. Кроме
того, зависимость ФРЭЭ как от процессов в
объеме ИПП, так и от эмиссионных свойств
и проводимости обрабатываемой поверхно-
сти позволяет производить оперативный кон-
троль технологического процесса, используя
либо непосредственно измеренный вид
ФРЭЭ, либо спектр излучения из ИПП.
Таким образом ФРЭЭ является одним из
ключевых параметров ИПП, что обусловило
необходимость детальных исследований [49,
50, 59], некоторые результаты которых пре-
ставлены ниже. При помощи комбинации
методик одиночного цилиндрического зонда,
плоского зонда с охранным кольцом и много-
сеточного электростатического анализатора
был измерен вид функции распределения
электронов fe во всем диапазоне их энергии
e. Обобщение результатов показало, что хара-
ктерным является наличие трех групп элект-
ронов (рис. 9): низкотемпературного максвел-
ловского ядра (область I) с температурой
0,2 ÷ 0,5 эВ и плотностью, практически сов-
падающей с плотностью ИП ne≈ nb≈ 108 см–3;
группы γ-электронов (область III), энергия
которых превышает eϕpl на величину началь-
ной энергии γ-электронов Eγ0 ≈ 2 ÷ 5 эВ, а
плотность составляет nγ ≈ 105 см–3; “проме-
жуточной” немаксвелловской группы (об-
ласть II), плотность и форма которой может
меняться в широких пределах. Как правило,
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 15
значение ФРЭЭ в “промежуточной” области
превышало величину максвелловского
распределения, продолженного из области
низких энергий.
Исследование угловой зависимости ФРЭЭ
(рис. 10) показало, что функция распределе-
ния запертых электронов (E < eϕpl) полно-
стью изотропна, в то время как при энергии
E > eϕpl наблюдается сильная анизотропия
ФРЭЭ. Наряду с пучком ускоренных γ-элект-
ронов с мишени наблюдаются аналогичные,
но менее интенсивные пучки γ электронов с
экранирующей сетки и с боковой стенки ка-
меры (они появляются вследствие потен-
циальной ион-электронной эмиссии под дей-
ствием медленных ионов). Характерно отсут-
ствие γ-электронов со стороны окна откач-
ной системы. Обращает на себя внимание
наличие групп электронов, направления ско-
ростей которых лежат в области углов вблизи
45o относительно оси пучка. Эти группы элек-
тронов можно однозначно идентифицировать
с “косыми” электронами, существование ко-
торых было теоретически предсказано в [26].
Оценка плотности “косых” электронов пока-
зывает, что она значительно ниже теоретичес-
ки предсказанного, что, по видимому, объяс-
няется сложной геометрией камеры и исполь-
зованием при теоретическом рассмотрении
приближения плоских слоев, в то время, как
в действительности пристеночный слой,
ограничивающий ИПП, имеет участки, об-
разующие с осью угол 45o, через которые мо-
гут происходить потери “косых” электронов.
С практической точки зрения представ-
ляют особый интерес зависимость темпера-
туры электронов максвелловского ядра ФРЭЭ
Te и потенциала ИПП ϕpl от параметров сис-
темы. Эти зависимости для закрытой систе-
мы, измеренные с помощью одиночного ци-
линдрического зонда, приведены на рис. 11.
Для всего диапазона параметров характерно
монотонное уменьшение Te и ϕpl с ростом дав-
ления, а также их рост при увеличении тока
пучка (ϕpl, достигнув некоторого равновесно-
го значения, выходит на насыщение). Объяс-
нение таких зависимостей представлено в
[59].
Наиболее характерные величины для зак-
рытой системы при использовании в качест-
ве рабочего газа аргона: потенциал ИПП
ϕpl ≈ 10 ÷ 20 В, температура электронов
Te ≈ 0,2 ÷ 0,5 эВ. При использовании молеку-
лярных газов, в частности воздуха, потенциал
плазмы в тех же условиях уменьшался:
ϕpl ≈ 4 ÷ 10 В, при Te ≈ 0,3 ÷ 0,6 эВ.
Обращает на себя внимание соотношение
между Te и ϕpl. Типичным для аргона является
случай ϕpl/Te ≈ 50. Очевидно, что уход элект-
ронов через хвост максвелловской ФРЭЭ,
Рис. 9. Обобщенный вид ФРЭЭ ионно-пучковой плаз-
мы в замкнутом пространстве транспортировки с
эквипотенциальными границами
Рис. 10. Сплайн-интерполяция экспериментальных
результатов измерения ФРЭЭ в закрытой системе в
зависимости от ориентации зонда. Рабочий газ - воз-
дух, ϕpl = 8 В, Te = 1 эВ. 1 – максвелловское ядро;
2 – γ-электроны; 3 – “косые” электроны.
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-216
который рассматривается в работах [9, 13,
16] в качестве основного канала ухода запер-
тых электронов, в данном случае не может
играть заметной роли. В этом смысле изме-
ренные значения Te можно назвать аномально
низкими.
Представляет интерес необычный вид за-
висимости Te от сорта газа. В [62] указывается
на тот факт, что характерными для пучковой
плазмы являются величины Te порядка еди-
ниц эВ при использовании инертных газов и
порядка десятых долей эВ – для молекуляр-
ных газов, вследствие “охлаждения” элект-
ронов в неупругих столкновениях. В нашем
случае наблюдается обратная ситуация. При-
чиной этого, по-видимому, является усиление
кулоновского “нагрева” запертых электронов
пучком γ-электронов при снижении ϕpl.
НЕЙТРАЛИЗАЦИЯ ИОННОГО ПУЧКА
ПРИ НАЛИЧИИ ИНТЕНСИВНЫХ
ИСТОЧНИКОВ И СТОКОВ
ЭЛЕКТРОНОВ
Компенсация объемного заряда ИП может до-
стигаться как в результате автоматического
появления электронов в пространстве тран-
спортировки (автокомпенсация), так и при
помощи дополнительной их инжекции [10].
Если в пространстве транспортировки име-
ются дополнительные возможности для ухо-
да электронов, такие как источник ионов или
диэлектрическая поверхность, принимающая
на себя часть пучка, то собственных источни-
ков электронов в ИПП может оказаться не-
достаточно для восполнения их потерь. По-
этому важно знать предельный электронный
ток, который может быть получен в резуль-
тате автокомпенсации.
Для измерения зависимости скорости по-
явления захваченных в потенциальную яму
электронов в камеру был введен дополни-
тельный электрод, расположенный вне ИП,
однако, в непосредственной близости к нему
[26]. При подаче на электрод положительного
относительно стенок камеры потенциала, ϕe,
близкого по значению к потенциалу плазмы,
поверхность электрода становится основным
стоком для плазменных электронов. На рис.
12 приведены зависимости потенциала плаз-
мы и тока на электрод для трех значений по-
тенциала сетки 8 (рис.7), отсекающей γ-элек-
троны. Насыщение тока на этих графиках
отвечает ситуации, когда практически все
вновь появляющиеся при ионизации элект-
роны уходят на электрод, а различные значе-
ния тока насыщения (при различных значе-
ниях тока γ-электронов) соответствуют раз-
личным скоростям ионизации. Отметим, что
ток ИП более чем на порядок превышает пре-
дельный ток на электрод. Это означает, что
при наличии в системе стоков электронов,
Рис. 12. Зависимости тока на электрод Ie и потенциала
плазмы ϕpl от потенциала электрода ϕe при различных
потенциалах антидинатронной сетки Uc2.
1 – Uc2 = –15 В (полная отсечка γ−электронов);
2 – Uc2 = –5 В; 3 – Uc2 = 0 В (γ-электроны свободно
поступают в камеру)
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
Рис. 11. Зависимость электронной температуры Te и
потенциала плазмы ϕpl в закрытой системе от анод-
ного напряжения источника ионов Ua (p = 3⋅10–4 Тор)
и давления газа в пространстве транспортировки ИП
(Im = 2 мА, Ua = 1.5 кВ). 1 – рабочий газ – аргон;
2 – рабочий газ – воздух; 3 –ток ИП на мишень.
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 17
превышающих эту предельную величину
компенсация ИП без дополнительной инжек-
ции электронов невозможна.
Дополнительный источник электронов
(чаще всего термокатод) обычно используют,
когда значительная часть пучка попадает на
диэлектрическую поверхность, и возникает
необходимость в токовой нейтрализации.
Накаливаемый катод-нейтрализатор (КН) в
открытой системе может быть применен и в
случае использования проводящей мишени
для того, чтобы скомпенсировать уход элект-
ронов в ИИ, а также для более полной заря-
довой компенсации с целью снижения потен-
циала плазмы.
Очевидно, что наличие в системе такого
интенсивного источника электронов, как тер-
мокатод, существенно изменяет баланс час-
тиц и энергии, а следовательно, и параметры
ионно-пучковой плазмы (ИПП). В данном
разделе представлены результаты экспери-
ментальных исследований параметров ИПП
(ϕpl, Te, fe) при компенсации объемного заряда
ИП посредством термокатода (в сравнении с
аналогичными результатами без КН).
ОТКРЫТАЯ СИСТЕМА С ИИ
ХОЛЛОВСКОГО ТИПА “РАДИКАЛ-М”
Приведенные ниже результаты были полу-
чены на той же экспериментальной установ-
ке, в тех же режимах работы ИИ, что и опи-
санные в предыдущем подразделе. Измене-
ния в постановке экспериментов заключа-
лись в том, что вместо экранирующей и анти-
динатронной сеток (7, 8) на границе ИП был
введен термокатод 6 (рис.7), в котором можно
было изменять потенциал эмитирующей по-
верхности. Согласно данному выше опреде-
лению, такая система является открытой для
прохождения тока электронов из ИПП в ИИ.
На первом этапе исследований был прове-
ден сравнительный анализ параметров ИПП
для закрытого и открытого вариантов про-
странства транспортировки ИП, а также их
изменения при включении КН при потен-
циале нити накала, равном нулю.
Было обнаружено, что величины ϕpl и Te в
открытой системе при прочих равных усло-
виях существенно выше аналогичных вели-
чин в закрытой системе. Характерные зна-
чения Te ≈ 1 ÷ 3 эВ, ϕpl ≈ 15 ÷ 30 В, причем, в
отличие от закрытой системы, практически
отсутствует зависимость от сорта газа.
На рис. 13, 14 представлены типичные за-
висимости ϕpl, Te и тока эмиссии КН Ie от пара-
метров системы. Для сравнения там же при-
ведены аналогичные зависимости ϕpl и Te, по-
лученные при отсутствии накала КН.
Рис. 13. Зависимость Te и ϕpl в открытой системе от
тока накала катода-нейтрализатора. Утолщенные
линии – ϕpl, тонкие – Te, точечная линия – ток эмис-
сии КН. Анодное напряжение ИИ Ua = 1,5 кВ;
p = 4⋅10–4 Тор, IH = 2 А, Ib = 7.5 мА. Рабочий газ –
аргон.
В.И. ФАРЕНИК
Рис. 14. Зависимость Te и ϕpl от параметров системы
при использовании КН. Утолщенные линии – ϕpl, тон-
кие – Te. Штриховыми линиями показаны аналогичные
зависимости при отсутствии накала КН. Для всех гра-
фиков анодное напряжение ИИ Ua = 1.5 кВ. Рабочий
газ – аргон. а) – p = 4⋅10–4 Тор, In = 9 А, б) – In = 9 А,
IH = 2 А, Ib = 4 мА, в) – p = 4⋅10–4 Тор, In = 9 А,
г) – p = 4⋅10–4 Тор, IH = 0.5 А, In = 9 А.
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-218
Появление эмиссии с КН при увеличении
тока накала In обычно приводит к снижению
ϕpl и росту Te (рис. 13). Установившиеся значе-
ния этих величин зависят от параметров ИП,
давления газа в пространстве транспортиров-
ки и потенциала КН.
Обращает на себя внимание зависимость
Te и ϕpl (рис. 14а) от тока соленоида ИИ IH
(т.е. от напряженности магнитного поля H в
выходном канале ИИ). Te и ϕpl монотонно рас-
тут с ростом H, тогда как ток пучка Ib имеет
максимум (Iem кореллирует с Ib, то есть Te и
ϕpl могут принимать различные значения при
одинаковых Ib). Это может быть связано с за-
висимостью энергетического спектра и фоку-
сировки ИП от H. Необходимо отметить, что
напряженность рассеянного магнитного по-
ля, создаваемого ИИ в месте расположения
КН, не превышала 5 Э, т.е. влиянием магнит-
ного поля непосредственно на электроны
можно, по-видимому, пренебречь.
С ростом давления в пространстве тран-
спортировки ИП наблюдается улучшение
нейтрализации (рис. 14в), связанное с увели-
чением частоты соударений, приводящих к
появлению нейтрализующих электронов. Ре-
гулировка давления при снятии зависимостей
рис. 14в производилась изменением скорости
откачки. Ток пучка посредством изменения
газонапуска поддерживался постоянным.
Зависимости Te и ϕpl от анодного напряже-
ния Ua источника ионов показаны на рис. 14б.
К сожалению, в силу специфики используе-
мого ИИ, эти зависимости являются резуль-
татом совместного изменения энергии ионов
и тока пучка (на рис., также показан Ib), что
затрудняет интерпретацию результатов.
На следующем этапе исследований была
изучена роль термоэлектронов в формиро-
вании параметров ИПП в зависимости от со-
отношения между потенциалами нейтрали-
затора ϕn, плазмы ϕpl и стенок камеры. Анализ
зависимостей, представленных на рис. 14 г,
показывает, что при отрицательных ϕn даже
небольшое превышение потенциала КН над
“стенками” потенциальной ямы приводит к
появлению “сквозного” тока термоэлектро-
нов, ускоренных разностью потенциалов
между КН и плазмой и попадающих на
стенки камеры.
Как видно из рисунка, увеличение тока
эмиссии не только не снижает ϕpl, но и при-
водит к его быстрому росту, т.е. к ухудшению
нейтрализации. Этот факт свидетельствует о
том, что термоэлектроны непосредственно не
могут скомпенсировать объемный заряд
ионов пучка (как и γ-электроны при авто-
компенсации), а компенсация производится
низкоэнергетичными электронами ИПП,
запертыми в потенциальной яме. Термоэлект-
роны могут попадать в число запертых, теряя
энергию в неупругих столкновениях с атома-
ми газа, а также при кулоновских столкно-
вениях с плазменными электронами. Роль
термоэлектронов при этом аналогична роли
γ-электронов.
Дальнейший рост отрицательной величи-
ны ϕn приводит к росту электронной темпера-
туры и, как следствие, к росту ϕpl, компенси-
рующему рост скорости ухода электронов
через высокоэнергетичный хвост fe. Приве-
денные результаты свидетельствуют о том,
что режим нейтрализации с отрицательным
смещением КН является неоптимальным,
несмотря на высокие токи эмиссии.
Небольшой положительный потенциал
КН не позволяет термоэлектронам покидать
пространство транспортировки ИП, они
могут накапливаться в потенциальной яме,
улучшая нейтрализацию (этот режим явля-
ется оптимальным – см. также [24]). Мини-
мальное значение ϕpl в описываемой системе
достигается при ϕn = 0 ÷ 2В.
Однако, при некоторых условиях ϕpl не уда-
ется снизить менее чем до 10 В, что свиде-
тельствует о недостаточности только термо-
электронов для полной нейтрализации ИП и
необходимости включения других механиз-
мов рождения электронов. Действительно,
ток термоэмиссии определяется плотностью
плазмы и площадью нейтрализатора [61], в
то время как электронный ток, необходимый
для токовой нейтрализации, определяется
током ИП на диэлектрик. Если, последний
оказывается больше, то это должно вызывать
повышение ϕpl (при этом растет скорость рож-
дения электронов в плазме и ее плотность).
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 19
Этот эффект существенен при значительной
величине площади диэлектрика, на который
попадает ИП (в частности, если вся мишень
диэлектрическая).
При увеличении ϕn до равновесного зна-
чения ϕpl эмиссия прекращается, КН станови-
тся эффективным стоком для электронов, что
приводит к росту ϕpl. В этом случае ϕpl ≈ ϕn, и
отключение накала не приводит к изменению
параметров изучаемой системы. Вынужден-
ный рост потенциала плазмы обычно сопро-
вождается повышением Te.
Энергоанализ электронной компоненты
ИПП показал, что при использовании КН fe
кроме низкоэнергетической максвелловской
части содержит группу ускоренных термо-
электронов (рис. 15), при этом основная часть
электронной плотности сосредоточена в мак-
свелловской группе (ее температура значите-
льно выше температуры КН). Следует отме-
тить, что величина ϕpl и, следовательно, сред-
няя энергия термоэлектронов существенно
изменяются при изменении внешних пара-
метров (см., например, рис. 14), и при неболь-
ших ϕp, указанные выше группы электронов
уже невозможно разделить. Для сравнения,
там же показан вид fe при отсутствии накала
КН (наряду с максвелловским ядром видна
группа γ-электронов).
Таким образом, полученные результаты
позволяют сделать вывод, что при исполь-
зовании КН, как и в случае автокомпенсации,
нейтрализацию ИП обеспечивают низко-
энергетичные плазменные электроны, запер-
тые в потенциальной яме. Термоэлектроны
(также, как и γ-электроны) ответственны за
поставку частиц и энергии в максвелловское
ядро электронного газа.
ОТКРЫТАЯ СИСТЕМА НА БАЗЕ
ДВУХСТУПЕНЧАТОГО ИСТОЧНИКА
ИОНОВ С ДВУХСЕТОЧНОЙ ИОС
Эксперименты, описанные в этом разделе,
проводились на установке, оборудованной
двухступенчатым источником ионов с плаз-
мообразующей ступенью на базе ВЧ индук-
ционного разряда и двухсеточной ускоряю-
щей ионно-оптической системой (ИОС). Вы-
ходная сетка ИИ находилась под потенци-
алом металлических стенок камеры, то есть
пространство транспортировки ИП, согласно
принятой нами терминологии, должно быть
закрытой системой. Однако, наличие второй
сетки, находящейся под высоким положи-
тельным потенциалом, приводит к тому, что
ИОС становится эффективным стоком для
электронов ИПП, и система является откры-
той.
Закономерности нейтрализации ИП для
данной системы качественно подобны ре-
зультатам как теоретических [59] так и экспе-
риментальных исследований [60], проведен-
ных на установке с ионным источником хол-
ловского типа “Радикал-М”, и хорошо укла-
дываются в рамки существующих представ-
лений о механизме нейтрализации интенсив-
ных пучков ионов низкой энергии. В тоже
время обнаружен ряд специфических особен-
ностей двухсеточной ИОС, которые оказы-
вают существенное влияние на балансы час-
тиц и энергий в ИПП и, как следствие, на
значения основных параметров плазмы.
Наибольшее отличие проявилось в зави-
симостях тока эмиссии и плавающего потен-
циала ИПП от потенциала КН. Типичный вид
этих кривых представлен на рис. 16. Там же
приведены зависимости тока источника Is и
тока на мишень Im от ϕn. Как видно из рис.
16, при потенциалах катода-нейтрализатора
Рис. 15. Типичный вид функции распределения элект-
ронов ИПП по энергии в открытой системе при нали-
чии накала заземленного КН (утолщенная линия) и
при его отсутствии (тонкая линия). Вертикальные
штриховые линии обозначают границу удержания
электронов (потенциал стенки камеры) в этих случаях.
p = 4⋅10-4 Тор, IH = 2 А, Ua = 1,5 кВ. Рабочий газ –
аргон.
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-220
ϕn > 5В, помимо стока на диэлектрические
поверхности, неизбежно присутствующие в
камере (изоляция зонда, вакуумные вводы и
т.п.), единственным каналом, по которому
электроны покидают пространство транспор-
тировки пучка, является их уход в ионный
источник. Этот факт объясняется тем, что, не-
смотря на то, что выходная сетка заземлена,
проходящая через нее плоскость не является
эквипотенциальной поверхностью. Сама сет-
ка обладает высокой прозрачностью, а в ячей-
ках, которые имеют довольно большие раз-
меры, потенциал отличен от нуля и прини-
мает положительные значения. Поскольку по-
тенциал нейтрализатора выше потенциала
стенок камеры, электроны покидают ИПП
только через хвост функции распределения.
При этом, естественно, энергетически более
выгодным является их сток на находящуюся
под “положительным” потенциалом сетку,
нежели уход на заземленные поверхности.
С уменьшением потенциала термокатода
наблюдается рост тока эмиссии и, соответст-
венно, увеличение тока электронов из про-
странства транспортировки в источник. Од-
нако, ток на мишень, а значит, и вклад ионов
в ток между сетками ИОС остается постоян-
ным. Фактически, кривая зависимости тока
источника от потенциала нейтрализатора
представляет собой ВАХ плоского зонда, ка-
ковым и является заземленная сетка. Но, в от-
личие от классической вольтамперной харак-
теристики, изменение тока есть результат из-
менения параметров плазмы при постоянном
потенциале зонда. Примерно в точке ϕn = 4 В
потенциал плазмы и ток разряда выходят на
насыщение. Как показывают проведенные
оценки, максимальное значение Is определя-
ется предельной плотностью тока ϕmax кото-
рый может перенести плазма: ϕmax = 0,25envTe,
где n – плотность плазмы (n ≈ nb), vTe – тепло-
вая скорость электронов, хотя, в нашем слу-
чае функция распределения электронов не-
сколько отлична от максвелловской. Разность
между значениями потенциалов ячейки сетки
и ϕpl при этом обращается в нуль. Таким об-
разом, минимальный потенциал плазмы, ко-
торого можно достичь в данной системе, оп-
ределяется величиной потенциала в щелях
заземленной сетки ИОС.
Необходимо заметить, что, несмотря на
значительные токи электронов из ИПП в ис-
точник, в эксперименте не наблюдалось их
влияния на режим работы ИИ. Это, воз-
можно, объясняется высокой энергией посту-
пающих электронов, намного превосходящей
соответствующий максимуму сечения иониз-
ации, низким давлением рабочего газа и от-
носительно небольшой плотностью, по срав-
нению с концентрацией электронов в источ-
нике.
Максимальное значение тока источника в
3 ÷ 3,5 раза превосходит собственно ток
ионов, т.е. большая часть мощности блока пи-
тания, задающего ускоряющее напряжение
между сетками ИОС, расходуется “впустую”.
Кроме того, нет оснований утверждать, что
поступающие в ИИ электроны не будут ока-
зывать влияние на режим работы при каких-
либо иных значениях давления, мощности,
энергии ионов, площади диэлектрика в каме-
ре или при использовании других рабочих
газов. Таким образом, с технологической
точки зрения представляется важным предо-
твратить сток электронов в источник. Оче-
видно, что этого можно достичь, подавая на
заземленную сетку ИОС отрицательный от-
носительно стенок потенциал определенной
величины. К сожалению, особенности экс-
периментального оборудования не позволили
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
Рис. 16. Типичные зависимости тока эмиссии Iem1, тока
источника Is, тока на мишень Im, плавающего потен-
циала при наличии накала ϕpl1 и без него ϕpl2 от потен-
циала нейтрализатора. Iem2 – ток эмиссии в отсутствие
ускоряющего напряжения, Iem3 и ϕpl3 – ток эмиссии и
плавающий потенциал при несамостоятельном раз-
ряде. p = 3,5⋅10–4 Тор, U = 2 кВ, Ib = 100 мА.
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 21
провести подобные исследования. Изучение
данного вопроса необходимо продолжить.
Сток электронов на стенки играет важную
роль в балансе частиц при отрицательных
значениях потенциала катода-нейтрализато-
ра. Термоэлектроны при этом являются про-
летными и могут непосредственно уходить
на поверхность заземленной камеры, ускоря-
ясь разностью потенциалов в слое между тер-
мокатодом и плазмой. Однако, сам механизм
этого процесса обладает рядом особенностей.
Как было установлено, в области отрицатель-
ных ϕn, начиная с некоторого порогового зна-
чения, зависящего от давления, пробивается
самостоятельный низковольтный пучково-
плазменный разряд (НППР [63]) (рис. 16).
Сравнение разрядной характеристики НППР
с формой кривых Iem1, Iem2 на рис. 16 в области
отрицательных значений ϕn позволяют гово-
рить о том, что сток электронов на стенки и
при наличии пучка ионов во многом схож с
НППР. И хотя механизм релаксации энергии
электронного пучка не совсем ясен, в част-
ности, принципиальным вопросом является
наличие либо отсутствие в системе колебаний
[63], большие токи эмиссии свидетельствуют
о существовании в камере несамостоятель-
ного НППР, что приводит к появлению мощ-
ного источника захваченных электронов и
медленных ионов, которые заметным обра-
зом влияют на балансы частиц и энергий.
Следует отметить, что приведенные выше
результаты были получены для цилиндри-
ческого термокатода, расположенного в пучке
перпендикулярно направлению его распро-
странения. Помещение нейтрализатора вне
пучка приводило к уменьшению тока эмис-
сии. В тоже время ток электронов на мишень
(рис. 16) оказывается меньше той величины,
которую можно было бы ожидать, исходя их
изотропности процесса термоэмиссии.
В реальных технологических процессах
плазменный потенциал не может быть слиш-
ком большим, т.к. его значение ограничивает-
ся, например, возможностью пробоя тонких
диэлектрических пленок или образованием
на поверхности камеры катодных пятен (мик-
родуг). Задача состоит в том, чтобы найти та-
кие значения длины, диаметра и тока накала
нейтрализатора, чтобы при определенных
условиях в пространстве транспортировки
(давление в камере, площадь диэлектричес-
ких поверхностей, на которые попадает пу-
чок) и заданных энергии и плотности тока
ионного пучка ϕpl не превышал наперед за-
данную предельную величину.
Однако, вопрос о роли геометрических
факторов (форма, место расположения и ори-
ентация катода-нейтрализатора) требует бо-
лее детального изучения, что является целью
дальнейших исследований.
МЕХАНИЗМ НЕЙТРАЛИЗАЦИИ ИП
(КАЧЕСТВЕННОЕ РАССМОТРЕНИЕ)
Самосогласованная теоретическая модель
процесса зарядовой нейтрализации широких
пучков ионов низкой энергии, базирующаяся
на результатах описанных выше эксперимен-
тов, а также на тщательном анализе всей со-
вокупности происходящих в ИПП элемен-
тарных процессов, построена в [48, 59]. По-
скольку подробный теоретический анализ
нейтрализации ИП выходит за рамки настоя-
щей работы, ограничимся лишь кратким ка-
чественным обзором основ упомянутой выше
модели.
Как указывалось выше, в отсутствие внеш-
них источников электронов может происхо-
дить автокомпенсация ИП посредством элек-
тронов, возникающих при ионизации атомов
остаточного газа, а также за счет вторичных
γ-электронов, выбитых ионами пучка из
мишени. При высоких энергиях ионов
(Eb>10 кэВ) основную роль в этом процессе
играет ионизация самими ионами пучка [9,
13]. В рассматриваемом диапазоне энергий
(Eb < 3 кэВ) сечения ионизации ионным уда-
ром малы [10] и на первый план выходит
также нейтрализация за счет γ-электронов,
появляющихся в результате ион-электронной
эмиссии из мишени. В работе [26] прямыми
экспериментами доказана значительная роль
γ-электронов в автокомпенсации низкоэнер-
гетичного ИП. Однако, непосредственно по-
ток γ-электронов не может обеспечить ком-
пенсацию объемного заряда ИП, т.к. в систе-
ме с эквипотенциальными границами γ-элек-
троны, обладающие начальной энергией не-
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-222
сколько электронвольт, являются пролетными
и в объеме пучка накапливаться не могут.
Собственная же плотность γ-электронов в ти-
пичных условиях на 2 – 3 порядка ниже плот-
ности ионов пучка, поскольку при низких
энергиях ионов коэффициент ион-элект-
ронной эмиссии γ < 1, а скорость γ-элект-
ронов vg >> vb (vb – скорость ионов пучка).
Нейтрализация обеспечивается низкоэнерге-
тичными плазменными электронами, захва-
ченными в потенциальную яму, созданную
положительным объемным зарядом ИП.
Как уже отмечалось, ионно-пучковая плаз-
ма, возникающая в пространстве транспор-
тировки ИП, является довольно специфичес-
ким образованием. Она состоит из четырех
компонент с принципиально различными
свойствами: ионы пучка, γ-электроны, мед-
ленные ионы, рожденные в результате иони-
зации и резонансной перезарядки и запертые
в потенциальной яме низкоэнергетичные
электроны. Данную систему можно назвать
несамостоятельным газовым разрядом. Од-
нако, в этом разряде имеется всего один элек-
трод, который можно отождествить с катодом
(эмиссия γ-электронов, прикатодное падение
потенциала). Плазма положительна относи-
тельно “катода”, но ее потенциал определяет-
ся не потенциалом анода, который в данной
системе отсутствует, а является самосогласо-
ванной величиной, зависящей от многих
факторов и меняющейся в широких пределах.
Форма потенциальной ямы, т.е. пространс-
твенное распределение потенциала в объеме
транспортировки, описана выше (рис. 7).
Характерно существование практически по-
стоянного значения потенциала в пределах
геометрических границ пучка, вследствие че-
го потенциал плазмы, температура и функция
распределения электронов по энергиям яв-
ляются нелокальными параметрами и харак-
теризуют всю систему в целом. Это обстоя-
тельство широко используется в [48, 59] при
построении теоретической модели и позво-
ляет существенно упростить рассмотрение.
Кроме того, если пренебречь плотностью
медленных ионов и полагать плотность
ионов пучка константой, то плотность элек-
тронов также можно считать постоянной в
границах пучка вследствие квазинейтраль-
ности. Все это позволяет исключить из моде-
ли координатную зависимость параметров,
что означает переход от дифференциальных
к алгебраическим уравнениям и значительно
облегчает теоретический анализ.
Заключая сказанное выше, можно сфор-
мулировать следующую упрощенную фено-
менологическую модель автокомпенсации.
Имеется замкнутое пространство цилинд-
рической формы, ограниченное эквипотен-
циальными металлическими стенками и за-
полненное нейтральным газом. Через один из
торцов производится инжекция широкого од-
нородного по сечению ИП низкой энергии.
Навстречу ему распространяется пучок
γ-электронов, выбитых ионами из мишени и
ускоренных приповерхностным скачком по-
тенциала. В результате ионизирующих столк-
новений, а также некоторых других процес-
сов, образуются “медленные” ионы и элект-
роны. Ионы беспрепятственно покидают сис-
тему, а электроны, удерживаясь в потенци-
альной яме, заполняют все пространство
транспортировки. Многократно пересекая ка-
меру в результате хаотического движения,
электроны сталкиваются друг с другом, бла-
годаря чему формируется их функция рас-
пределения и электронный газ можно считать
единым образованием. Накопление захвачен-
ных электронов приводит к компенсации
объемного заряда ИП и, как следствие, к сни-
жению глубины потенциальной ямы.
При некотором значении ϕpl образование
электронов уравновешивается уходом элект-
ронов через хвост функции распределения на
стенки камеры. Равновесие является устой-
чивым. Так, увеличение ϕpl влечет за собой, с
одной стороны, увеличение энергии γ-элект-
ронов, а значит и рост скорости ионизации,
с другой стороны – снижение скорости ухода
электронов за счет увеличения высоты по-
тенциального барьера. Оба эти процесса спо-
собствуют увеличению количества электро-
нов, улучшению компенсации, а, следователь-
но, ведут к снижению ϕpl. Поддержание та-
кого равновесия было бы невозможно без
присутствия источника энергии, который бы
компенсировал вынос энергии с частицами,
излучением и т.д. Таким источником может
являться нагрев электронного газа при куло-
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 23
новских столкновениях с ионами пучка и
γ-электронами.
Очевидно, что для адекватного описания
реальной системы не всегда достаточно тако-
го идеализированного описания и требуется
дополнительный учет большого количества
элементарных процессов.
Различные каналы рождения и гибели
электронов, а также процессы обмена энер-
гией подробно описаны в [59]. На рис. 17
представлена схема основных процессов,
учитываемых в теоретической модели. Здесь
же отметим, что анализ скоростей образова-
ния нейтрализующих электронов по всем
имеющимся каналам позволяет сделать вы-
вод о том, что суммарная скорость образова-
ния электронов при любых условиях меньше
тока ИП, т.е. токовая автокомпенсация без
дополнительной инжекции электронов невоз-
можна при низких энергиях ИП.
Скорости рождения и ухода электронов
определяются как потенциалом плазмы ϕpl,
так и температурой электронов Te, которая, в
свою очередь, зависит от ϕpl. Таким образом,
задача определения ϕpl и Te является само-
согласованной, а ее решение возможно при
совместном использовании уравнений балан-
са энергии и электронов, причем последние
требует знания вида функции распределения
электронов, которую можно получить в ре-
зультате решения кинетического уравнения.
Наиболее полное решение этой задачи
представлено в [59]. В этой работе в резуль-
тате численного решения уравнения баланса
энергии рассчитаны зависимости темпера-
туры максвелловского ядра ФРЭЭ от пара-
метров системы (для некоторых случаев по-
лучены аналитические решения). Получили
теоретическое объяснение различия в пове-
дении Te и ϕpl в открытой и закрытой систе-
мах, а также в присутствие термокатода. На
основании решения уравнения Фоккера-
Планка рассчитана функция распределения
электронов по энергии для различных слу-
чаев. Выявлено влияние различных факторов
(диэлектрики, молекулярные примеси) на
ФРЭЭ. Теоретически обоснованы экспери-
ментальные факты изотропности ФРЭЭ за-
пертых электронов и наличия в ней низко-
энергетичного максвелловского ядра и не-
максвелловского хвоста. Получены аналити-
ческие асимптотики ФРЭЭ для некоторых
частных случаев, а также численное решение
в общем случае. Проведено численное реше-
ние самосогласованной задачи определения
потенциала ИПП, результаты которого согла-
суются с экспериментальными данными.
Хорошее совпадение теоретических резу-
льтатов с экспериментальными данными поз-
воляет сделать вывод об адекватном опи-
сании моделью реальных процессов в ИПП
и возможности ее практического применения
при оптимизации процессов ионно-лучевого
и ионно-химического травления, ионно-лу-
чевого напыления, а также методов опера-
тивного контроля технологических процес-
сов. Полученные результаты также могут
быть полезны для дальнейших эксперимен-
тальных и теоретических исследований без-
столкновительной газоразрядной плазмы.
НЕЙТРАЛИЗАЦИЯ ИП НИЗКОЙ
ЭНЕРГИИ В ТЕХНОЛОГИЧЕСКИХ
ПРОЦЕССАХ
В качестве примера практической реализации
приведенных выше результатов эксперимен-
Рис. 17. Схема взаимодействия основных групп час-
тиц, которые учитываются теоретической моделью.
1 – резонансная перезарядка; 2 – ионизация; 3 – воз-
буждение; 4 – упругие столкновения; 5 – кулоновские
столкновения.
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-224
тальных и теоретических исследований при-
ведем следующий способ оптимизации про-
цессов ионно-лучевой обработки диэлектри-
ческих мишеней по зарядовому состоянию
ионно-пучковой плазмы [24].
При выполнении ряда технологических
операций ионно-лучевой обработки в произ-
водстве изделий микроэлектроники необхо-
димо проводить травление тонких (толщиной
от нескольких микрон до нескольких сот анг-
стрем) диэлектрических слоев таким обра-
зом, чтобы не были повреждены нижеле-
жащие функциональные или защитные слои.
Низкая селективность, плохая повторяемость
характеристик образцов и условий обработки
не позволяют с достаточной точностью опре-
делять момент завершения травления по вре-
мени. Вследствие этого требуется создание
методов оперативного контроля, обеспечи-
вающих возможность фиксировать момент
стравливания функционального слоя. Кроме
того, поверхность диэлектрической мишени
при обработке ее ионным пучком может за-
ряжаться до высоких потенциалов в зависи-
мости от соотношения площадей мишени и
пучка. Вместе с потенциалом мишени растет
и потенциал ионно-пучковой плазмы (в пол-
ном соответствии с изложенными выше резу-
льтатами). Тонкие диэлектрические пленки,
подвергающиеся ионно-лучевой обработке,
чрезвычайно чувствительны к наличию
поверхностного заряда, который приводит к
микропробоям пленки и, как результат, к
необратимому разрушению создаваемой
микроструктуры [4, 20, 21]. Это вызывает
необходимость производить нейтрализацию
поверхностного заряда в процессе обработки
при помощи внешнего источника электронов.
Традиционно в качестве нейтрализатора
используется термокатод, включенный с от-
рицательным смещением относительно зазе-
мленных электродов системы [20, 23], что по-
зволяет получать достаточно большие элект-
ронные токи с термокатода. При этом значи-
тельная часть электронов беспрепятственно
уходит на стенки камеры, практически не
взаимодействуя с плазмой, параметры ко-
торой в этом случае близки к параметрам
плазмы без термокатода.
Как показали эксперименты, в этих усло-
виях, остается почти нерешенной основная
задача токовой нейтрализации мишени – обе-
спечение отсутствия заряда на диэлектри-
ческой поверхности, поскольку практически
невозможно поддерживать уровень эмиссии
с термокатода на уровне, соответствующем
нулевому потенциалу поверхности, вследст-
вие всегда имеющейся на практике нестацио-
нарности процесса. Кроме того, на поверх-
ности мишени, как правило, после окончания
процесса на участках, близких к термокатоду,
остается след, значительно ухудшающий ка-
чество конечного продукта. Это заставляет
при разработке оборудования предусматри-
вать использование термокатода больших
размеров, размещаемого вокруг мишени, что,
однако, увеличивает уровень загрязнения
обрабатываемого образца.
Таким образом, возникает задача оптими-
зации процесса ионно-лучевой обработки
диэлектрических покрытий с тем, чтобы по-
лучить при минимально низком значении
потенциала поверхности возможность управ-
ления его значением.
Сток электронов с термокатода на стенки
камеры и перекомпенсация поверхности ми-
шени могут происходить только в том случае,
если на эмитирующей нити термокатода име-
ются участки с отрицательным относительно
стенок камеры потенциалом. Включение тер-
мокатода с положительным смещением обес-
печивает отсутствие стока электронов на
стенки камеры. При этом, ток электронов с
термокатода в точности равен току ионов
пучка на диэлектрическую поверхность, по-
скольку она в этих условиях является единст-
венно возможным местом стока. Поскольку
эмитирующая способность термокатода зна-
чительно превышает скорость образования
нейтрализующих электронов по другим кана-
лам, глубина потенциальной ямы пучка по-
нижается до значения, обеспечивающего уро-
вень эмиссии, равный току на диэлектрик
(току пучка). Эта же величина определяет и
потенциал диэлектрической поверхности, ко-
торый можно сделать достаточно малым и со-
вершенно независящим от флуктуаций пара-
метров ионно-пучковой плазмы. При таком
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 25
способе нейтрализации снимаются все требо-
вания к размерам и способу размещения тер-
мокатода, поскольку сток электронов на по-
верхность диэлектрической мишени проис-
ходит не непосредственно с термокатода, а
после изотропизапии электронов в ионно-
пучковой плазме.
Задача контроля момента окончания про-
цесса травления диэлектрика, при таком спо-
собе нейтрализации, оказывается автомати-
чески решенной. Поскольку, при исчезнове-
нии диэлектрика исчезает сток электронов и
ток эмиссии с термокатода стремится к нулю.
Т.е. полезный сигнал для устройства контроля
близок к 100%. Предлагаемый способ кон-
троля характеризуется существенной прос-
тотой и технологичностью по сравнению с
принятыми в плазменной технологии микро-
электроники масс-спектроскопическим и
спектрально-эмиссионным методами, т.к. ре-
ализуется, как мы видим, с помощью не-
сложных устройств. Значительное изменение
величины тока термокатода в момент страв-
ливания диэлектрического слоя позволяет
использовать простые схемные решения для
обработки сигнала с последних.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Таким образом, в настоящей работе проведен
обзор экспериментальных исследований ион-
но-пучковой плазмы, возникающей в прост-
ранстве транспортировки широкого интен-
сивного ИП низкой энергии при условиях, ха-
рактерных для технологических систем ион-
но-лучевого травления. Описаны экспери-
менты, в которых доказана определяющая
роль γ-эмиссии с поверхности мишени в ме-
ханизме автокомпенсации пучка. Приведены
зависимости температуры нейтрализующих
электронов и потенциала ИПП от параметров
системы в различных режимах нейтрализа-
ции при использовании атомарных и моле-
кулярных рабочих газов, а также при наличии
катода-нейтрализатора. Описана динамика
функции распределения электронов ИПП по
энергиям, ее угловая зависимость, принципи-
альное различие вида ФРЭЭ при наличии и
в отсутствие термокатода. Установлено, что
как при автокомпенсации, так и при компен-
сации посредством КН, нейтрализация ИП
обеспечивается низкоэнергетичными плаз-
менными электронами, запертыми в потен-
циальной яме.
Качественно рассмотрены механизм заря-
довой компенсации ИП и вопрос о влиянии
типа источника ионов на общие закономер-
ности процесса нейтрализации, сформулиро-
вана феноменологическая модель ионно-пуч-
ковой плазмы в технологических устройст-
вах.
Изучено влияние термоэлектронной эмис-
сии на нейтрализацию широкого пучка ионов
низкой энергии. Получил экспериментальное
обоснование вывод об оптимальном режиме
нейтрализации при небольшом положитель-
ном смещении КН. Обнаружено резкое ухуд-
шение нейтрализации при отрицательном
смещении КН с большими токами эмиссии.
Описан способ ионно-лучевой обработки ди-
электрических поверхностей, позволяющий
управлять потенциалом поверхности и обес-
печивающий возможность оперативного кон-
троля момента окончания травления диэ-
лектрика.
Обобщая изложенный материал, можно
сказать, что к настоящему времени накоплен
большой объем экспериментальных данных
по нейтрализации ИП в различных типах ла-
бораторных и технологических ионно-луче-
вых систем, что позволило не только выявить
основные закономерности процесса нейтра-
лизации, но и построить достоверную мате-
матическую модель ионно-пучковой плазмы.
Кроме того, имеется большой практический
опыт нейтрализации ИП в реальных техноло-
гических процессах. Все это позволяет сде-
лать вывод, что имеющихся на сегодняшний
день знаний вполне достаточно для решения
практических задач оптимизации процессов
ионно-лучевой обработки материалов и раз-
работки методик контроля этих процессов.
В заключение подчеркнем, что совокуп-
ность процессов, происходящих в ионно-
пучковой плазме можно охарактеризовать как
несамостоятельный безэлектродный газовый
разряд низкого давления. Принципиальным
отличием ИПП от других безэлектродных
разрядов (ВЧ индукционный, СВЧ разряды)
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-226
является “избыток” ионов. Это в сочетании
с относительно слабыми собственными ис-
точниками ионизации обусловливает доста-
точно высокие значения потенциала плазмы
(не соблюдается максвелловское равновесие,
когда ϕpl ≈ (3 ÷ 7)kTe) причем величина ϕpl, а
вслед за ней и все остальные параметры
ИПП, чрезвычайно чувствительны к эмисси-
онным характеристикам и проводимости об-
рабатываемой мишени.
Естественно, материалы данной работы не
исчерпывают весь комплекс физических за-
дач, связанных с ИПП. По нашему мнению,
первоочередными вопросами требующими
дальнейшего изучения и имеющими боль-
шую научную и практическую ценность яв-
ляются:
• механизм релаксации энергии и импульса
потока электронов, инжектируемых с тер-
мокатода в ИПП;
• исследование ИПП при работе источника
ионов на электроотрицательных газах и
газах сложного молекулярного состава.
• на базе аналитических моделей разра-
ботка математических моделей ИПП, аде-
кватных реальным технологическим сис-
темам и процессам.
Эти данные особенно необходимы при ор-
ганизации процессов реактивного ионно-лу-
чевого синтеза сложно-композиционных диэ-
лектрических и полупроводниковых струк-
тур.
Представленные результаты получены при
выполнении госбюджетных и хоздоговорных
работ, проводившихся в отделе плазменных
технологий Научного физико-технологичес-
кого центра Министерства образования и
НАН Украины, в Отраслевой научно-иссле-
довательской лаборатории диагностики плаз-
менных технологических процессов и на ка-
федре физических технологий Харьковского
национального университета им. В.Н. Кара-
зина, сотрудникам, которых автор благодарен
за помощь при подготовке настоящего обзора.
ЛИТЕРАТУРА
1. Габович М.Д., Плешивцев Н.В., СемашкоН.Н.
Пучки ионов и атомов для управляемого
термоядерного синтеза и технологических
целей. – М: Энергоатомиздат, 1986. – 364с.
2. Габович М.Д., Гусева М.И., Юрасова В.Е.
Ионная физика и технология/Препр. Инст.
физики АН УССР.– Киев, 1990. – 62 с.
3. Данилин Б.С., Киреев В.Ю. Применение
низкотемпературной плазмы для травления и
очистки материалов. – М.: Энергоатомиздат,
– 1987. – 204 с.
4. Маишев Ю.П. Ионные и ионно-плазменные
системы и пути их развития для задач микро-
электроники// Микроэлектроника. – 1977. –
Т. 3, № 2. – С. 31-42.
5. Kaufman H.R. Technology of ion beam sources
in sputtering// J. Vac. Sci. Technol. – 1979. –
Vol. 15, № 2. – P. 272-276.
6. Dan Nir. Dynamic interaction of floating sub-
strate with an ion beam from a three grid mic-
roetch system operated without neutralizer// Va-
cuum. – 1986. – Vol. 36, № 6. – P. 317-321.
7. Dan Nir. Space charge effects and dynamic inte-
ractions in the case of broad and intense ion beam
bombarding an insulated substrate// Vacuum. –
1986. – Vol. 36, № 6. – P. 311-315.
8. Lejeune C., Grandchamp J.P., Kessi O. Electro-
static reflex plasma source as a plasma bridge
neutralizer//Vacuum. – 1986. – Vol. 36,
№ 11/12. – P. 857-860.
9. Габович М.Д. Ионно-пучковая плазма и
распространение компенсированных ион-
ных пучков//УФН. – 1977. – Т. 121, – № 2. –
С. 259-284.
10. Габович М.Д. Физика и техника плазменных
источников ионов. – М.: Атомиздат, 1972. –
304 с.
11. Габович М.Д. Компенсированные ионные
пучки// УФЖ. – 1979. – Т. 24, № 2. –
С. 257-273.
12. Габович М.Д., Кацубо Л.П., Солошенко И.А.,
Шуба Я.М. Динамическая декомпенсация
пучка положительных ионов в отсутствие
магнитного поля// Физика плазмы. – 1980. –
Т. 6, Вып. 4. – С. 925-932.
13. Holmes A.J.T. Theoretical and experimental
study of space charge in intense ion beam// Phys.
Rev. A. – 1979. – Vol. 19, № 1. – P. 389-407.
14. Жаринов А.В., Тосунян Г.А., Чихачев А.С.
Температура вторичных электронов в пучке
заряженных частиц//Физика плазмы. – 1985.
– Т. 11, Вып. 3. – С. 314-319.
15. Никитинский В.А., Журавлев В.И., Гапоненко
А.Т. Компенсация заряда пучка без исполь-
зования термокатода// ЖТФ. – 1987. – Т. 57,
Вып. 9. – С. 1826-1828.
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 27
16. Аланакян Ю.Р., Штернов Н.П. О структуре
ионно-пучковой плазмы// Физика плазмы. –
1993. – Т. 19, Вып. 1. – С. 134-136.
17. Lu Jian-Quin. The calculations of low-energy
beam transport (part II)// Rev. Sci. Instrum. –
1994. – Vol. 65, № 4. – P. 1447-1449.
18. Кириченко Г.С. Нелинейные процессы в плаз-
менных системах с ионными пучками/ Препр.
Института физики АН УССР. – Киев, 1991.
19. Singer Peter. Trends in Plasma Sources: the
Search Continues// Semiconductor Internation-
al. – 1992. – Vol. 15, № 8. – P. 52-57.
20. Ивановский Г.Ф., Петров А.П. Плазменная
обработка материалов. – М.: Энергоатом-
издат, 1986. – 218 с.
21. Плазменная технология в производстве СБИС
/Под ред. Н. Айнспрука и Д. Брауна. – М.:
Мир, 1987. –472 с.
22. Зыков А.В., Маишев Ю.П., Фареник В.И.
Влияние условий в пространстве транспор-
тировки пучка на характеристики источника
ионов с анодным слоем. Ч. 2. (Киев) // В сб.
Тез. докл. III Всесоюзн. конф. по физике
газового разряда. – 1986. – С. 221-223.
23. Петров В.И., Ивановский Г.Ф., Маишев Ю.П.
Влияние степени зарядовой нейтрализации
на электрофизические параметры. ПТП// Сер.
“Микроэлектроника”. – 1975. – Т. 3, № 1 (41).
– С. 66-71.
24. Пат. РФ № 1580852 от 28.06.93. Способ об-
работки диэлектрических мишеней в ваку-
уме/Зыков А.В., Марущенко Н.Б., Качанов
Ю.А., Фареник В.И., Юнаков Н.Н.
25. Горбатов Ю.Б., Зиненко В.И. Температурная
зависимость распыления в системе Si/Ar+/F//
Письма в ЖТФ. – 1989. – Т. 15, Вып. 15. –
С. 1-4.
26. Зыков А.В., Марущенко Н.Б., Фареник В.И.
Роль γ-электронов в механизме автокомпен-
сации ионного пучка низкой энергии// Пись-
ма в ЖТФ. – 1989. – Т. 15, Вып. 9. – С. 9-13.
27. Зыков А.В., Марущенко Н.Б., Фареник В.И.
О зарядовой нейтрализации ионных пучков
средней энергии/ В сб. “Проблемы ядерной
физики и космических лучей”. – 1989. –
Вып. 31. – С. 55-58.
28. Бизюков А.А., Целуйко А.Ф., Юнаков Н.Н.
Осаждение алмазоподобных пленок из син-
тезированного ион-электронного потока//
Материалы IV Междунар. конф. по физике и
технологии тонких пленок. Ивано-Фран-
ковск. – 1993. – С. 174.
29. Бизюков А.А., Целуйко А.Ф., Юнаков Н.Н.
Исследование электронно- стимулированных
реакций травления кремния// Материалы IV
Междунар. конф. по физике и технологии
тонких пленок. Ивано-Франковск. – 1993. –
С. 287.
30. Исследование и разработка методов контроля
процессов травления для высокопроизводи-
тельной установки РИЛТ. Отчет о НИР (зак-
люч.). ХГУ. № ГР 0188.0082111. шифр 90-88,
Харьков. – 1989. – 51 с.
31. Бизюков А.А., Зыков А.В. Методы контроля
процессов ионного травления по параметрам
вторичной плазмы и потоков заряженных час-
тиц// В сб. Тез. докл. межотраслевого научно-
технич. семинара “Физические основы и но-
вые направления плазменной технологии в
микроэлектронике”. М.: ЦНИИТИ.– 1989. –
С. 206-207.
32. Фареник В.И., Власов В.В., Кривонос М.Г. и
др. Экспериментальны исследования разряда
с накаленным катодом в скрещенных полях//
ЖТФ. – 1973. – Т. 43, Вып. 10. – С. 2061.
33. Фареник В.И., Власов В.В., Рожков А.М. и
др. Энергетические спектры ионов и коллек-
тивные эффекты в ионном источнике с осцил-
лирующими электронами// ЖТФ. – 1974. –
Т. 44, Вып. 9. – С. 20-23.
34. Фареник В.И., Власов В.В., Рожков А.М. и
др. Экспериментальное исследование рас-
падной неустойчивости плазмы в скре-
щенных полях// ЖТФ. – 1974 – Т. 44, Вып. 8.
– С. 1788.
35. Власов В.В., Панченко В.И., Рожков А.М. и
др. Параметрические неустойчивости неод-
нородной плазмы в скрещенных полях//
ЖТФ. – 1975. – Т. 45, Вып. 5. – С. 986.
36. Бизюков А.А., Фареник В.И., Юнаков Н.Н.
Взаимодействие внешнего высокочастотного
сигнала с периферийным слоем вращающей-
ся плазмы // УФЖ. – 1982. – Т. 28, Вып. 2. –
С. 308.
37. Маишев Ю.П. Источник интенсивных ион-
ных пучков с компенсацией положительного
пространственного заряда внутри ускоряю-
щего промежутка // ПТЭ. – 1980. – № 1. –
С. 183.
38. Дмитриев Ю.А., Егоренков В.Д., Заха-
ров А.М. Исследования плазменного диода
как первой ступени ускорителя ионов// Тези-
сы докладов V Всесоюзной конференции по
плазменным ускорителям и ионным инжек-
торам. М. – 1982. – С. 89.
В.И. ФАРЕНИК
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-228
39. Пат. 5774. Украина / Зыков А.В., Кача-
нов Ю.А., Фареник В.И., Юнаков Н.Н. Опубл.
29.12.94. Бюл. № 8-1.
40. Будянский А.М., Зыков А.В., Фареник В.И.
ВЧ индукционный источник низкоэнерге-
тичных ионов// В сб. тез. докл. II межотрас-
левого научно-технич. семинара “Физические
основы и новые направления плазменной тех-
нологии в микроэлектронике”. – Харьков. –
1991. – С. 26-27.
41. Маишев Ю.П. Источники ионов для реактив-
ного ионно-лучевого травления и нанесения
пленок// Электронная промышленность. –
1990. – № 5. – C. 15.
42. Ляпин Е.А., Семенкин А.В. Современное сос-
тояние исследований ускорителей с анодным
слоем// В сб. Ионные инжекторы и плазмен-
ные ускорители. – М.: Энергоатомиздат. –
1990. – С. 20.
43. Зыков А.В. Формирование и нейтрализация
ионных потоков в плазменных технологичес-
ких системах с источниками холловского ти-
па/Диссертация на соискание ученой степе-
ни к.ф.-м.н. – Харьков. 1987. Госуниверситет,
физико-технический факультет. – 167 c.
44. Бизюков А.А., Целуйко А.Ф., Юнаков Н.Н.
Осаждение алмазоподобных пленок из син-
тезированного ион-электронного потока//
Мате-риалы IV Междунар. конф. по физике
и технологии тонких пленок. Ивано-Фран-
ковск. – 1993. – С. 174.
45. Солошенко И.А., Кацубо Л.П. Исследование
коллективного взаимодействия взаимопро-
никающих электронного и ионного пучков//
ЖТФ. – 1974. – Т. 44. – С. 2126.
46. Марущенко Н.Б. Транспортировка и заря-
довая нейтрализация ионных пучков средних
и низких энергий/Диссертация на соискание
ученой степени к.ф.-м.н. – Харьков. 1989. Гос-
университет, физико-технический факультет.
– 123 c.
47. Дудин С.В., Зыков А.В., Фареник В.И. Функ-
ция распределения электронов в ограничен-
ном пространстве транспортировки автоком-
пенсированного ионного пучка низкой энер-
гии // Письма в ЖТФ. – 1991. – Т. 17, Вып. 6.
– С. 22-26.
48. Dudin S.V., Zykov A.V., Farenik V.I. Low Ener-
gy Intense Ion Beams Space Charge Neutra-
lization. Part II// Rev. Sci. Instrum. – 1994. –
Vol. 65, № 4. – P. 1451-1453.
49. Дудин С.В. Нахождение энергетического
спектра электронов при зондовых измерени-
ях в плазме// Приборы и техника экспери-
мента. – 1994. – № 4. – С. 78-82.
50. Дудин С.В., Зыков А.В., Фареник В.И. Экс-
периментальное исследование ионно-пучко-
вой плазмы/ Препр. НФТЦ. Харьков. – 1993.
– 26 с.
51. Дудин С.В., Зыков А.В., Фареник В.И. Осо-
бенности зондовых измерений в ионно-пуч-
ковой плазме// В сб. Тез. докл. II межотрас-
левого научно-технич. семинара “Физические
основы и новые направления плазменной
технологии в микроэлектронике”. Харьков. –
1991. – C. 32-33.
52. Dudin S.V., Zykov A.V., Farenik V.I. Transport
and Neutralization of Low Energy Ion Beams in
Technological Systems// Proceedings of Inter-
national Conference “Physics in Ukraine”. –
Kiev. – 1993. – P. 86.
53. Dudin S.V. Probe Measurements in Ion-Beam
Plasma// 21st IEEE International Conference on
Plasma Science. Conference Record-Abstracts.
Santa Fe. USA. – 1994. – P. 179-180.
54. Dudin S.V., Zykov A.V., Farenik V.I. Neutral-
ization of Low Energy Broad Ion Beam// 21st
IEEE International Conference on Plasma Sci-
ence. Conference Record-Abstracts. Santa Fe.
USA. – 1994. – P. 156.
55. Дудин С.В. Исследование ионно-пучковой
плазмы в системе ионно-лучевого напыле-
ния// В сб. матер. IV международной конфе-
ренции по физике и технологии тонких пле-
нок. Ивано-Франковск. – 1993. – С. 170.
56. Дудин С.В., Зыков А.В., Фареник В.И.
Особенности зарядовой и токовой нейтра-
лизации ионных пучков низких энергий// В
сб. Тез. докл. II межотраслевого научно-тех-
нич. семинара “Физические основы и новые
направления плазменной технологии в мик-
роэлектронике”. Харьков. – 1991. – С. 34-35.
57. Дудин С.В. Разработка системы ионно-лу-
чевого напыления тонких пленок// В сб. ма-
тер. IV международной конференции по
физике и технологии тонких пленок. Ивано-
Франковск. – 1993. – С. 33.
58. Dudin S.V. Influence of Electron Emission on
Space Charge Neutralization of Low Energy
Broad Ion Beam// 21st EPS Conference on Con-
trolled Fusion and Plasma Physics. Abstracts of
Invited and Contributed Papers. Montpellier.
France. – 1994. – P. 477.
ПОЛУЧЕНИЕ И ТРАНСПОРТИРОВКА ИОННЫХ ПУЧКОВ МАЛЫХ И СРЕДНИХ ЭНЕРГИЙ
ФІП ФИП PSE, 2005, т. 3, № 1-2, vol. 3, No. 1-2 29
RECEIPT AND TRANSPORTATION
OF ION BEAMS OF LOW AND
AVERAGE ENERGY
Farenik V.I.
This work contains the review of experimental re-
searches of ion-beam plasma arising in the trans-
portation space of wide intense low energy ion beam
under conditions typical for technological systems
of ion-beam etching. The experiments proving
determinative role of γ-emission from a target surface
in the mechanism of auto-compensation of a beam
are described. We provide here the dependencies of
temperature of neutralizing electrons and ion-beam
plasma potential from system parameters in various
modes of neutralization obtained with using atomic
and molecular working gases, as well as with the
presence of cathode-neutralizer. Dynamics of elect-
ron energy distribution function and its angular de-
pendence is described. The principal difference of
EEDF form is discovered with presence and in ab-
sence of the cathode-neutralizer. The question of ion
source type influence on general regularities of the
neutralization process is considered. The influence
of thermal electron emission on the neutralization
of a wide low energy ion beam is investigated. It is
also described the technique of ion-beam processing
of dielectric surfaces allowing to control the surface
potential and providing a possibility of the operative
determination of the dielectric etching completion.
ОТРИМАННЯ ТА ТРАНСПОРТУВАННЯ
ІОННИХ ПУЧКІВ МАЛОЇ ТА
СЕРЕДНЬОЇ ЕНЕРГІЇ
Фареник В. І.
У цій роботі ми провели огляд експерименталь-
них досліджень іонно-пучкової плазми, що вини-
кає у просторі транспортування широкого інтен-
сивного іонного пучка низької енергії за умовах,
типових для технологічних систем іонно-проме-
невого травлення. Описані експерименти, у яких
доведена визначальна роль γ-емісії з поверхні мі-
шені у механізмі авто-компенсації пучка. Приве-
дені залежності температури нейтралізуючих
електронів та потенціала іонно-пучкової плазми
від параметрів системи у різних режимах нейтра-
лізації за використанням атомарних та молеку-
лярних робочих газів, а також за наявністю ка-
тода-нейтралізатора. Описана динаміка функції
розподілу електронів іонно-пучкової плазми по
енергіях, її кутова залежність, принципова різ-
ниця вида ФРЕЕ за наявності та у відсутності
термокатода. Розглянуто питання впливу типа
іонного джерела на загальні закономірності про-
цеса нейтралізації. Також був вивчен вплив
термоелектронної емісії на нейтралізацію широ-
кого інтенсивного іонного пучка низької енергії.
У роботі також був описан спосіб іонно-проме-
невої обробки диелектричних поверхонь, що доз-
воляє керувати потенціалом поверхні та забез-
печує можливість оперативного конролю момен-
та завершення травлення диелектрика.
В.И. ФАРЕНИК
59. Дудин С.В. Исследование ионно-пучковой
плазмы, создаваемой широким потоков ионов
низкой энергии/Диссертация на соискание
ученой степени к.ф.-м.н. Харьков. Госуни-
верситет, физико-технический факультет. –
1994. – 123 c.
60. Дудин С.В., Зыков А.В. Влияние термоэлект-
ронной эмиссии на компенсацию объемного
заряда широкого пучка ионов низкой энергии
// Письма в ЖТФ. – 1994. – Т. 20, Вып. 11. –
С. 58-63.
61. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. –
М.: Наука, 1971. – 544 с.
62. Бычков В.Л., Елецкий А.В., Ущаповский В.А.
Неравновесная переохлажденная пучковая
плазма// Физика плазмы. – 1988. – Т. 14, Вып.
12. – С. 1497-1503.
63. Бакшт Ф.Г., Колосов Б.И., Костин А.А. и др.
Математическое моделирование процессов в
низковольтном плазменно-пучковом разряде.
– М.: Энергоатомиздат, 1990. – 136 с.
|