PLASMAPHYSIK V: Hochdichte-Plasmen

Plasmaphysik IV
Hochdichte-Plasmen
Gerhard Franz
ISBN 978-3-943872-03-3
30. September 2014
Inhaltsverzeichnis
1 HF-Kopplung: Quantitative Beschreibung
1.1 Reihenresonanzkreis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Parallelresonanzkreis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.3 Gekoppelte Parallelschwingkreise . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2 Hoch-Dichte-Plasmen
2.1 Einleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2 ICP-Kopplung . . . . . . . . . . . . . . . . .
2.2.1 Transformator-Modell . . . . . . . . .
2.2.2 Plasmawiderstand und Plasmaimpedanz
2.2.3 Kopplung zwischen Spule und Plasma .
2.2.4 Erregerkreis . . . . . . . . . . . . . .
2.2.5 Eingekoppelte Leistung . . . . . . . .
2.2.5.1 Hohe Plasmadichte. . . . . .
2.2.5.2 Niedrige Plasmadichte. . . .
3
3
4
4
.
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7
7
8
8
11
12
13
14
14
14
3 CCP-Entladungen vs. ICP-Entladungen
3.1 Qualitativer Vergleich . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 Nachteile von ICP-Entladungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
17
17
18
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
4.1 Einleitung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
4.2 ECR-Reaktoren . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
21
21
26
5 Ionenstrahlsysteme
33
1
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2
Inhaltsverzeichnis
1 HF-Kopplung: Quantitative
Beschreibung
Im Folgenden wird dargestellt, wie die Einkopplung im kapazitiven und induktiven Fall berechnet wird. Ausgegangen wird von den beiden Grenzfällen des
Reihen- und Parallelresonanzkreises, an die sich die Betrachtung gekoppelter
Parallelkreise anschließt.
1.1 Reihenresonanzkreis
1,00
L = 2 m H; C = 2m F
7,5
0,75
5,0
0,50
I [mA]
I [mA]
10,0
0,25
2,5
0,0
0,00
L=C=2
L=C=1
L=C=0,5
L=C=0,25
[L] m H; [C] m F
0,25
0,50
0,75
0,00
0,0
1,00
w [MHz]
2,5
5,0
7,5
10,0
12,5
w [MHz]
Abb. 1.1. Lks: Resonanzkurve eines Serienkreises für R = 0, 1 Ω und L = 2 µH, C = 2 µF.
Der Strom wird an der Resonanzstelle maximal.
Resonanzkurven eines Serienkreises für verschiedene Werte von L und C (von 1/4 bis 2 · 10−6
µH bzw. µF bei konstantem R = 1 Ω. Der Strom wird zwar an der Resonanzstelle maximal, ist
aber teilweise stark gedämpft.
3
4
1 HF-Kopplung: Quantitative Beschreibung
10
2,0
L = 3 m H, C = 3m F
8
1,5
I [mA]
U [mV]
6
4
L = 3 m H, C = 3m F
0,5
2
0
0,00
1,0
0,25
0,50
0,75
1,00
0,0
0,00
w [MHz]
0,25
0,50
0,75
1,00
w [MHz]
Abb. 1.2. In einem Parallelresonanzkreis ist der Strom am Extremwert im Minimum und die
Spannung im Maximum; hier gezeigt für R = 0, 1 Ω und L = 10 µH und C = 10 µF.
10,0
I [mA]
7,5
Abb. 1.3. In einem Parallelresonanzkreis ist der Strom am
Extremwert im Minimum; hier
gezeigt für verschiedene Werte
von L und C bei konstantem R
(0,1 Ω).
5,0
2,5
L=4 mH; C=4 mF
L=2 mH; C=2 mF
L=1 mH; C=1 mF
0,0
0
1
2
3
4
5
w [MHz]
1.2 Parallelresonanzkreis
1.3 Gekoppelte Parallelschwingkreise
1. induktive Spannungskopplung;
2. induktive Stromkopplung;
3. kapazitive Spannungskopplung;
4. kapazitive Stromkopplung;
5. Trafokopplung (Übertrager).
1.3 Gekoppelte Parallelschwingkreise
C1
L1
5
L2
C2
U1
R1
U2
R2
Abb. 1.4. Zwei induktiv gekoppelte Schwingkreise mit primärer Reihenspeisung (Trafokopplung).
0,50
I2
0,25
k = d 1/2
k = d2
k=d
k = d3
0,00
-10,0 -7,5
-5,0
-2,5
0,0
2,5
5,0
7,5
10,0
x
Abb. 1.5. Resonanzkurven für den im Resonanzkreis fließenden Strom I2 für vier verschiedene
Verstimmungen von k/d.
6
1 HF-Kopplung: Quantitative Beschreibung
2 Hoch-Dichte-Plasmen
2.1 Einleitung
RF-Antenne
Mikrowellen
Dielektrisches
Fenster
ECR-Reaktor
Helicon-Reaktor
Tuner
Dielektrisches
Fenster
RF
Anregungszone
RF-Bias
ECR-Reaktor
Induktiv
Abb. 2.1. Verschiedene Reaktortypen für Hoch-Dichte-Plasmen.
7
8
2 Hoch-Dichte-Plasmen
RF-Generator
n 13,56 MHz
CH4
p-Network
BCl3
ICP-Coil
Faraday-Shield
Gasring
Cl2
H2
O2
Ar
SEERS
Langmuir
OES
Substrat-Electrode with
He-Backside-Cooling
RF-Generator
n 13,56 MHz
L-Network
Abb. 2.2. Prinzipieller Aufbau einer ICP-Quelle mit Faraday-Abschirmung und kapazitiv angekoppelter Elektrode.
2.2 ICP-Kopplung
2.2.1 Transformator-Modell
Der RF-Strom in der Spule mit n Windungen und der Länge l induziert
ein senkrecht dazu stehendes magnetisches Wirbelfeld, das seinerseits ein
2.2 ICP-Kopplung
9
RF-Generator
n 13,56 MHz
2
ERF
p-Network
1
ERF
1
ERF
BRF
Afterglow
EDC
RF-Generator
n 13,56 MHz
L-Network
Abb. 2.3. Prinzipieller Aufbau der Felder in einer ICP-Quelle.
elektrisches Wirbelfeld induziert, das einen Plasmastrom auslöst, der anti-
10
2 Hoch-Dichte-Plasmen
parallel zum Spulenstrom steht. Wegen der hohen Plasmadichten schirmt
sich das Plasma gegen das Feld auf einer Länge δ ab. Da die beiden Spulen“ ineinandergeschoben sind, und die innere Spule nur eine Windung” hat,
ist die im Plasma induzierte Stromdichte sehr hoch. ICPs werden oft auch
als TCPs bezeichnet.
d
IRF
r
R
l
Plasma
IP
Abb. 2.4. Prinzipielles Bild der Ströme in einer ICP-Entladung. Der RF-Strom in der Spule
mit n Windungen induziert ein senkrecht dazu stehendes magnetisches Wirbelfeld, das seinerseits ein elektrisches Wirbelfeld induziert, das einen Plasmastrom auslöst, der antiparallel zum
Spulenstrom steht.
2.2 ICP-Kopplung
11
2.2.2 Plasmawiderstand und
Plasmaimpedanz
Wirbelstrom im Plasma:
IP = jlδP ,
(10.1)
Plasmawiderstand:
1 l
σA
L der Länge des Strompfades ⇒ l = 2πr
A die von ihm durchsetzte Fläche ⇒ A = lδP :
Rp =
RP =
2πr
σlδP
(10.2)
(10.3)
σ die DC-Leitfähigkeit:
e20 n
σ=
me νm
Magnetischer Fluß Φ in der Skin-Schicht der Dicke δP :
(10.4)
IP
Φ = LP IP = µ0 πr2
l
(10.5)
µ0 πr2
LP =
.
l
(10.6)
12
2 Hoch-Dichte-Plasmen
Z=iwLS + RS
I RF
IP
+
+
LP VP
VRF
-
RP
-
Abb. 2.5. Prinzipielles Schaltbild einer ICP-Entladung.
2.2.3 Kopplung zwischen Spule und Plasma
Induktionsmatrix:
VRF = iωL11 IRF + iωL12 IP
VP = iωL21 IRF + iωL22 IP ,
• Eigeninduktivitäten


(10.7)

– L11 in der Spule,
– L22 im Plasma
• und den Gegeninduktivitäten L12 = L21
L11
=
L22 = LP =
L12 = L21 =
µ0 πn2 R2
,
l
µ0 πr2
l ,
µ0 πnr2
l ,






(10.8)





(2) in (1) und VP = −RP IP ⇒ gesamte Impedanz an den Spulenenden:
ω 2 L221
VRF
= iωLS +
.
ZS = RS + iωLS =
IRF
RP + iωLP
(10.9)
2.2 ICP-Kopplung
13
2.2.4 Erregerkreis
ω 2 L221
VRF
= iωLS +
.
ZS = RS + iωLS =
IRF
RP + iωLP
(10.9)
• δP ≪ r ⇒
• RP ≪ iωLP ,:
•
1
RP +iωLP
−→
1
iωLP
(iωLP − RP ):
RP
iωL221
1−
ZS = iωLS +
LP
iωLP
!
L12
L2
= iω(LP + 12 ) + RP
LP
LP
!2
, (10.10)
verkürzt also
ZS = iωLS + RS
mit RS = n2 RP und LS = L11 − nL12 .
(10.11)
14
2 Hoch-Dichte-Plasmen
2.2.5 Eingekoppelte Leistung
2.2.5.1 Hohe Plasmadichte.
1
Pabs = I2P RP :
2
RP =
δ=
1
=
k
q
2πr
σlδP
c
c
:
≈
ωP
ωP2 − ω 2
(10.12)
(10.3)
(10.13)
v
u 2
u e nP
t 0
(10.14)
1
Pabs ∝ √
nP
(10.15)
δP ≥ r ⇒:
(10.16)
ωP =
ε0 me
2.2.5.2 Niedrige Plasmadichte.
j∝
IRF
IRF · n0
IRF
=
=
,
A
V/r
r
(10.17)
j(r)2
j2 2
Pabs =
πrldr ≈ πr l :
(10.18)
0
σ
σ
die eingekoppelte Leistung ist bei festgehaltenem Strom proportional der Plasmadichte.
Z r
2.2 ICP-Kopplung
15
Power Input [a. u.]
low density: linear increase
high density: 1/
Ö-behavior
Product
nP [a. u.]
Abb. 2.6. Induktive Einkopplung: bei niedrigen Plasmadichten ist die Skintiefe größer als der
Durchmesser der Plasmasäule: linearer Anstieg. Zu höheren Plasmadichten begrenzt die Skinschicht die Feldeinkopplung.
16
2 Hoch-Dichte-Plasmen
3 CCP-Entladungen vs.
ICP-Entladungen
3.1 Qualitativer Vergleich
Tab. 3.1. Eigenschaften von Entladungen (CCP und ICP)
CCP
ICP
Eigenschaft
Anregung
E
B
Richtung d. elektr. Feldes
⊥ zur Elektrode
k zur Elektrode
−3
10
ne [cm ]
≤ 10
≤ 1012
EEDF
Non-Maxwellian
Oft Maxwellian
Te [eV]
2−8
2−8
Schichtdicke [mm]
1 − 15
0.05 − 1
Aufheizung
Ohmsch, Stochastisch
Ohmsch
Obere Anregungsgrenze
Ionische Aufheizung
Skineffekt
17
18
3 CCP-Entladungen vs. ICP-Entladungen
3.2 Nachteile von ICP-Entladungen
• np,source > np,substrate ; 1 − 2 Dekaden.
• np = np (r) ⇒ räumlich auflösende Verfahren
B. Bai, H. Sawin; J. Vac. Sci. Technol. A 22, 2014 (2004).
• Skintiefe,
• zusätzliches Potential (Poisson-Gl.)
M.A. Lieberman, and A.J. Lichtenberg: Principles of Plasma Discharges and Materials Processing, J. Wiley, New York, N.Y., 1994, np ∝
nn ∝ Tn ):


n
V = kB Te ln   ,
np
• Zellkonstante (Abbn. 11.1)?
(11.1)
3.2 Nachteile von ICP-Entladungen
Counterelectrode with Shower Head
19
Counterelectrode with Shower Head
Counterelectrode with Shower Head
Plasma Bulk
Plasma Bulk
Plasma Bulk
Plasma Sheath
Plasma Sheath
Plasma Sheath
RF-driven Electrode with
Dark Space Shield
RF-driven Electrode with
Dark Space Shield
RF-driven Electrode with
Dark Space Shield
L-Type
Matching
Network
RF-Generator
L-Type
Matching
Network
RF-Generator
L-Type
Matching
Network
RF-Generator
Pumping System
Pumping System
Pumping System
Abb. 3.1. Verschiedene Modelle für den Strompfad. Die Abb. lks. ist wahrscheinlich für eine
(begrenzte) CCP-Entladung, während die beiden anderen mehr oder weniger gut eine ICP-Entladung beschreiben — je nach Plasmadichte.
20
3 CCP-Entladungen vs. ICP-Entladungen
4 Magnetfeldunterstützte
Einkopplung
4.1 Einleitung
Bewegungsrichtung
der Elektronen
E
k
+
_
+
_
+
_
+
_
+
_
+
_
+
_
+
_
+
_
+
_
E
E
Plasma
Abb. 4.1. Transversale (elektromagnetische) Wellen können tief (einige hundert Dec Academic Press).
bye-Längen) ins Plasma eindringen [?] (
Der Brechungsindex n = ck/ω wird durch ein statisches Magnetfeld modifiziert von
21
22
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
n=
v
u
u
t
ωP
1−
ω
!2
−→ n =
bzw.
v
u
u
u
t1
ωP2
,

−
ω(ω ± ωc )


(12.1)
c2 k2
ωP2
ε=n = 2 =1−
,
ω
ω(ω ± ωc )
2
(12.2)
wenn die Wellen sich parallel zum Magnetfeld bewegen (k k B0 ); d. h. für
ωc > ω wird der Subtrahend negativ, der Brechungsindex folglich größer als
Eins. Für die R-Welle findet eine Resonanz mit Elektronen, für die L-Welle
eine Resonanz mit Ionen statt.
B0
B0
B
B
E
E
kL
kR
Abb. 4.2. Polarisation der sich im anisotropen Plasma parallel zum statischen Magnetfeld
ausbreitenden Wellen: lks.: QT-l, re.: QL-r.
Tab. 4.1. Zusammenstellung der Frequenzen für Cutoff“ und Resonanz der Prinzipalwellen“
”
”
Welle
R-Welle
L-Welle
Cutoff“q
Resonanz
”
ωR = 1/2 −ωc + (ωc2 + 4ωP2 ) ω = ωc,e
q
ωL = 1/2 +ωc + (ωc2 + 4ωP2 )
ω = ωc,i
Für eine gegebene Elektronendichte findet der Cutoff“ im
Vergleich zur Resonanz bei niedrigeren magnetischen”Feldstärken
4.1 Einleitung
23
statt. Eine Resonanz kann also nur dadurch erreicht werden, indem
die Wellen an Stellen höheren Magnetfeldes, als für die Resonanz
erforderlich ist, eindringen. Kommen sie von der Niederfeldseite,
werden sie reflektiert.
24
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
50
R-Wellen (Whistler)
n2
25
0
L-Wellen
-25
-50
0
R-Wellen
500 1000 1500 2000 2500 3000
w [MHz]
100
R-Wellen (Whistler)
n2
10
1
L-Wellen
R-Wellen
0,1
0
0
500 1000 1500 2000 2500 3000
w [MHz]
Abb. 4.3. Dispersionskurven für R- und L-Wellen. Dargestellt ist die Abhängigkeit der Dielektrizitätskonstanten von der Frequenz für ein Modell, das der Ionosphäre ähnelt (ωc = ωP = 900
MHz). Links oben ist die Region der Whistlerwellen, unten sind die Äste der L- und R-Welle
(oben: L, unten: R) zu sehen, die im Hochfrequenzbereich zusammenlaufen.
Intensität [a. u.]
4.1 Einleitung
25
RHS-Welle
in der Resonanzzone
Restwelle nach Absorption
Begrenzung der
Resonanzzone
x [a. u.]
Abb. 4.4. Die Welle läuft an der höchsten Stelle des Magnetfelds in das Plasma hinein und
gibt in der bei niedrigen Entladungsdrücken sehr scharf begrenzten Resonanzzone ihre Energie
an die Elektronen ab.
26
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
4.2 ECR-Reaktoren
Dummy Load
Orthogonaler
Zirkulator
DreistabTuner
Magnetron
Detektordiode
Koppler
l/4-Fenster
ECRPlasma
Solenoide
c Oxford Instruments 1993).
Abb. 4.5. Schematische Darstellung einer ECR-Quelle (
Magnetron −→ TM-Welle in einen angeflanschten Rechteck-Hohlwellenleiter.
Schutz des Magnetrons durch orthogonalen Zirkulator, der den reflektierten Grundton der Welle
in ein wassergekühltes Dummy Load“ abführt.
”
Detektordiode: Messung der reflektierten HF-Leistung.
45◦ -Spiegel: Umlenkung der Welle um 90◦ .
Fenster aus Quarz oder Saphir.
Wellenleiter-Transformator:
TM-Rechteckwellen
−→
TM-Zylinderwellen
ψ1,2 = A1,2 Jm (γ1,2 r)eikz eimϑ eiωt
4.1 Einleitung
27
TE10
Rechteck
k
TE10
Rechteck
TE 11
Circular
TM10
Circular
TM10
Circular
Abb. 4.6. Anregung von geführten Whistlerwellen, sog. Heliconwellen. Darstellung der Transformation einer TE10 -Rechteckwelle in eine Circularwelle, oben in die TE11 , unten dagegen in die
TM01 -Welle. Bei 2,45 GHz benötigte die TE11 -Mode einen Reaktorradius von 3,59 cm [?]. Da
das elektrische Feld jedoch sein Maximum auf einer Achse hat und nicht azimutal symmetrisch
ist, könnte dies zu nicht-achsensymmetrischen Profilen auf dem Wafer führen. Daher wird meist
ein Konverter (Hohlzylinder) verwendet, der die T E01 -Rechteck-Welle in eine T M01 -Zylinderwelle transformiert, die allerdings einen minimalen Radius von 4,67 cm zur Ausbreitung braucht
[?]. Ihr Profil ist centrosymmetrisch mit nach außen ansteigendem magnetischen Feld.
28
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
Typisches ECR-System
Magnetspule
Gaseinlaß
B
R
Mikrowellen
Substrathalter
Zur Turbomolekularpumpe
Plasma
L
Quarzfenster
Massenspektrometer
B
Br
Fenster
Resonanzzone
Substratebene
Z
Abb. 4.7. Prinzipskizze eines typischen ECR-Systems mit dazu gehörigem Magnetfeldverlauf:
durchgezogen für einen, punkt-strichliert für zwei Magneten [?]. Zwar ist mit zwei Magneten
die Effizienz der Ionisierung höher (die magnetische Flasche spiegelt heiße Elektronen hin und
her), gleichzeitig aber auch die Verluste durch Diffusion.
4.1 Einleitung
29
rx [a.u.]
ry [a.u.]
Abb. 4.8. Ein Elektron wird
an der Stelle stärksten Magnetfeldes in longitudinaler Richtung reflektiert, an der Stelle schwächsten Magnetfeldes in
dieser Richtung dagegen beschleunigt. Die Steigung der
Schraubenlinie hängt vom Gradienten des Magnetfeldes ab.
ry [a.u.]
vy [a.u.]
Bz [a.u.]
Bz [
a.u.
]
.]
a.u
[
rx
Bz [
a.u.
]
vx
u.]
[a.
Abb. 4.9. Nach re. hin offene magnetische Flasche. Das Magnetfeld weist ein Minimum in der
Mitte der B-Achse auf. Lks.: Radius des gyrierenden Elektrons als Funktion der Flußdichte, re.:
Cyclotrongeschwindigkeit senkrecht zu den Linien des Magnetfeldes. Die Cyclotrongeschwindigkeit nimmt mit der Wurzel aus der Flußdichte zu, die Cyclotronfrequenz ist proportional zu
dieser (Eine ähnliche Abhängigkeit gilt für die Trajektorie einer Partikel im eindimensionalen
Newtonschen Kraftfeld; auch hier nimmt die Bahngeschwindigkeit v umgekehrt zur Wurzel
aus dem Radius r zu.).
30
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
v
v
v : max
v:0
a
vy
v : min
v : max
v
vx
v : max
v:0
Abb. 4.10. Ein Elektron wird an der Stelle stärksten Magnetfeldes (Stärke B0 ) in longitudinaler
Richtung reflektiert, an der Stelle schwächsten Magnetfeldes in dieser Richtung dagegen beschleunigt, und zwar Elektronen mit positivem Drehsinn (CW oder R), Ionen mit negativem
(CCW oder L). Innerhalb des Geschwindigkeitskegels sich befindliche Elektronen können nicht
gefangen werden: vk = v 2 B0B−B
! Für Annäherung an die Cyclotronfrequenz ist das magnetische
0
Moment keine Invariante!
4.1 Einleitung
31
Mikrowellen-Magnetron
Inertgas-Zuführung
Symmetrischer
Plasmakoppler
Rechteck-Wellenleiter
Spiegel
l/4-Quarz-Fenster
Monochromator
Magnet 1
Photomultiplier +
Photodioden-Array
Magnet 2
Reaktivgas-Zuführung
QuadrupolMassen-Spektrometer
Wafer
HR-Gitter
RF
Heiße Elektrode
RF-Generator +
Anpaßnetzwerk
Turbomolekularpumpe
Mechanische Pumpe
Computer
Computer
Abb. 4.11. Neben der Verwendung von zwei Magneten zur effizienten Ausblendung der Elektronen aus dem Bulk“-Plasma ist die Trennung der Gase in inerte und reaktive (d. h. insbesondere
”
c
solche, die bei den hohen Ionisierungsgraden des ECR-Plasmas polymerisieren) von Vorteil (
Oxford Instruments 1993).
32
4 Magnetfeldunterstützte Einkopplung
0,8
TE 012
Q [d/l]
0,6
TE 011
TE 112
0,4
TM 012
TE111
TE 211
TM 011
0,2
TM 010
0,0
0
1
2
3
2r/h
Abb. 4.12. Q als Funktion der Dimension eines zylindrischen Hohlraumresonators für verschiedene Moden [?].
5 Ionenstrahlsysteme
33
34
5 Ionenstrahlsysteme
Reaktivgaseinlaß (CAIBE-Verfahren)
Ionenstrahlquelle
Einschwenkbare
Ionenstrom-Meßblende
Reaktivgaseinlaß
(RIBE-Verfahren)
Schleusenventil
Prozeßkammer mit
Schleusenfunktion
Ionenstrahl
Argon
Rotierender, wassergekühlter, von 0-90° kippbarer Substratteller
Beschleunigungsgitter
Substrate
Turbomolekularpumpe
Einschwenkbare
Prozeßkammer in
Strahlprofilsonde
geöffneter Position
Vorpumpe
Abb. 5.1. Schematische Darstellung einer RIBE-Anlage mit CAIBE-Option. Mittels eines einschwenkbaren Faraday-Käfigs kann die Charakteristik des Ionenstrahls bestimmt werden.
a
rB
rG
s
Abb. 5.2. Der Breitstrahl oder Broad Beam“ besteht aus einem Bündel von Einzelstrahlen,
”
den sog. Beamlets“, die mittels einer Gitter- oder Ionenoptik aus der Plasmaquelle extrahiert
”
werden. Je nach Potentialvariation erhält man im Prinzip einen fokussierten (α < 0◦ ), kollimierten (α = 0◦ ) oder defokussierten (α > 0◦ ) Strahl. rG ist der Radius des breiten Strahls in
der Gitteroptik, rB der Strahlradius am Target, die um die Distanz s voneinander entfernt sind,
woraus sich die Bestimmungsgleichung des Divergenzwinkels ergibt (Gl. (8.1)). Das Target kann
ein Substrat sein, das geätzt oder abgestäubt wird, zu Zwecken der Optimierung kann aber auch
ein Aggregat aus zahlreichen Faraday-Bechern installiert werden.
Potential [a. u.]
35
Vn
Vt
Erde
Aperturpotential
Schirmgitter
Gitterpotential
Beschleunigungsgitter
Abb. 5.3. Potentialvariation in
dem Beschleunigungssystem einer ZweigitterIonenstrahlquelle.
Das für die Fokussierung wichtige Verhältnis ist Vn /Vt [?]
c
(The
American Institute of
Physics).
Abstand [a. u.]
Abb. 5.4. Parameter für eine
Zwei-Gitter-Quelle. Die für die
Fokussierung wichtige Länge ist
le (s. Gl. (8.7)). Die Stelle stärkster Einschnürung ist der Plasmameniskus.
36
5 Ionenstrahlsysteme
Abb. 5.5. Erscheint der Gesamtstrahl am Target fokussiert, bezeichnet man ihn als konvergent
(lks.), ist er dagegen defokussiert, als divergent (re.). Die laterale Homogenität des Ionenstrahls
kann — je nach Anwendung — durch die Gitterspannungen und durch die Form der Gitter
eingestellt werden. Eine hohe Strahldichte (lks.) wird für das Sputtern, hohe Uniformität (re.)
c Oxford Instruments 1993).
dagegen für das Ätzen verlangt (
relative Strahlaufweitung
1,00
0,75
Vn /Vt = 0,5
0,50
0,9
0,25
0,00
0,00
Abb. 5.6.
Strahldivergenz
für ein Zweigittersystem in
Abhängigkeit der Perveanz [?]
c The American Institute of
(
Physics).
0,7
0,25
0,50
0,75
relative Perveanz
1,00