Состав газовой фазы и кинетика атомов фтора в плазме SF₆

Полный текст

1. ВВЕДЕНИЕ

Фторсодержащие газы находят широкое применение в технологии микро- и нано-электроники при проведении процессов «сухого» травления кремния, материалов кремниевой группы (SiO₂, Si₃N₄, SiC), а также ряда металлов и их оксидов [1–6]. Исторически, основную нишу здесь занимают соединения вида C_xH_yF_z, общей особенностью которых является высаживание фторуглеродной полимерной пленки на контактирующих с плазмой поверхностях [7–9]. Кроме очевидного загрязнения обрабатываемой поверхности, толстая сплошная пленка снижает плотность потока атомов фтора на границе полимер/поверхность, что приводит к значительному уменьшению скорости травления [7, 8]. Положительными эффектами полимеризации являются высокие значения анизотропии процесса (из-за маскирования полимером боковых стенок формируемого рельефа) [3, 9, 10] и селективности в паре SiO₂/Si (из-за меньшей толщины полимерной пленки на поверхности диоксида кремния) [10, 11]. В то же время, существует достаточно широкий круг задач, в которых в качестве источника атомов фтора предпочтительно использование неполимеробразующего газа. Так, например, гексафторид серы (SF₆) находит применение в Bosch-процессах (совместно с C₄F₈) и процессах криогенного (совместно с O₂) травления, обеспечивающих глубокое анизотропное структурирование кремния при изготовлении микро-электро-механических систем (МЭМС) [7, 12, 13]. Кроме этого, плазмообразующие смеси на основе SF₆ используются и в обычных процессах реактивно-ионного травления (РИТ) при комнатной температуре, сочетающих высокие требования к скорости травления и чистоте поверхности, но низкие – к анизотропии [14]. Таким образом, исследование взаимосвязей между условиями проведения РИТ, физико-химическими свойствами плазмы SF₆ и кинетикой целевых гетерогенных процессов является важной задачей, обеспечивающей понимание механизма травления и, следовательно, эффективную оптимизацию его выходных характеристик. Принимая во внимание сложный состав нейтральной и ионной компонент плазмы SF₆, одним из действенных методов исследования является сочетание методов диагностики плазмы и моделирования кинетики плазмохимических процессов.

В настоящее время имеется несколько работ, посвященных исследованию электрофизических параметров и состава плазмы SF₆ [15–17], SF₆ + Ar [16–18] и SF₆ + O₂ [19, 20] в характерном диапазоне условий РИТ (давление  < 20 мтор, удельная мощность w > 0.01 Вт/см³). По результатам этих работ а) выявлены механизмы и сформированы реакционные схемы, формирующие стационарные концентрации нейтральных и заряженных частиц в объеме плазмы; б) проведены модельные исследования влияния условий возбуждения плазмы (давление, вкладываемая и доля газа-добавки) на ее состав; и в) проведена верификация моделей при сравнении расчетных концентраций атомов фтора с результатами независимого эксперимента. Особенностью ситуации здесь является то, что все авторы использовали практически идентичный набор реакций, при этом расчет констант скоростей процессов под действием электронного удара проводился с использованием единого источника по их сечениям [21]. Соответственно, в упомянутых работах практически отсутствуют (с учетом различий в исследованных диапазонах условий) разночтения, как по типам доминирующих частиц, так и по характеру зависимостей их концентраций от давления и вкладываемой мощности. В то же время, анализ имеющихся данных позволяет выделить несколько недостатков, определяющих направления для дальнейших исследований. Во-первых, каждый из расчетов «привязан» к реактору конкретной конфигурации, при этом исследованные диапазоны входных параметров соответствуют изменению концентрации электронов менее чем на порядок величины. Таким образом, нет понимания того, как изменяется состав газовой фазы и какие концентрации активных частиц в принципе достижимы при переходе от плазмы низкой (N_e < 10⁹ см^–3) к плазме высокой (N_e > 10¹⁰ см^–3) плотности. Фактически, такая ситуация не обеспечивает условий для выбора оптимальной системы и/или условий возбуждения плазмы для целей конкретного процесса. И, во-вторых, все авторы используют заведомо избыточные кинетические схемы, включающие высокопороговые ( > 15 эВ) процессы с пренебрежимо малым влиянием как на химический состав, так и на параметры электронной компоненты плазмы в типичном диапазоне условий РИТ. К таким процессам, в частности, относятся реакции диссоциации и диссоциативной ионизации молекул SF_x с изменением параметра «х» на две единицы и более. И хотя на точности расчетов такая ситуация явно не отражается, работа с более простыми (сокращенными за счет исключения неэффективных процессов) кинетическими схемами, на наш взгляд, облегчает понимание взаимосвязей между условиями возбуждения плазмы и концентрациями активных частиц.

С учетом вышесказанного, целью настоящей работы являлся модельный анализ состава нейтральной и заряженной компонент плазмы SF₆ в широком диапазоне концентрации электронов. Основное внимание было уделено а) выявлению процессов, не оказывающих принципиального влияния на кинетику и концентрации отдельных групп частиц (исходные молекулы, нейтральные продукты плазмохимических реакций, положительные и отрицательные ионы); б) определению типов доминирующих нейтральных и заряженных частиц в условиях плазмы низкой и высокой плотности; и в) анализу кинетики атомов фтора, как основного типа химически активных частиц в процессах РИТ.

2. МЕТОДИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ

Для получения информации по составу газовой фазы и анализа кинетики плазмохимических процессов использовалась 0-мерная модель, оперирующая величинами, усредненными по объему плазмы. Кинетическая схема (набор реакций и соответствующих констант скоростей, см. Табл. 1 и 2) была сформирована на основе предшествующих работ по моделированию плазмы SF₆ и SF₆ + Ar [15–17]. Алгоритм моделирования базировался на совместном решении уравнений химической кинетики для нейтральных (SF_x при  = 0–6, F и F₂) и заряженных (SF_x⁺ при  = 0–5, SF_x^– при  = 2–6, F⁺, F^–, F₂⁺ и F₂^–) частиц в квазистационарном приближении при задаваемых параметрах электронной компоненты плазмы. В качестве последних выступали температура электронов ( = 3 эВ) и их концентрация ( = 10⁹–10¹¹ см^–3). Абсолютные значения и диапазоны изменения данных величин являются характерными для плазмы индукционного ВЧ (13.56 МГц) разряда низкого ( < 20 мтор) давления, возбуждаемой в типовых реакторах реактивно-ионного травления кремния и его соединений [2, 3, 7]. Общепринятая система допущений при создании простейших моделей плазмы в таких условиях [7, 15, 17] предполагает, что:

1) Функция распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ) при высоких степенях ионизации плазмообразующего газа формируется при значительном вкладе равновесных электрон-электронных соударений. Это обуславливает применимость Максвелловской ФРЭЭ для расчета констант скоростей процессов R1–R6 и R13–R28.

2) Рекомбинация атомов и радикалов на стенках разрядной камеры (R9–R12) протекает по первому кинетическому порядку с постоянной вероятностью . Константы скоростей рекомбинации могут быть найдены как $k\approx \gamma {\upsilon }_T\left(r+l\right)/2rl$ [22], где ${\upsilon }_T={\left(8k_B{T}_{gas}/\pi m\right)}^{1/2}$. В наших расчетах величина  полагалась постоянной и равной 400 К.

3) Суммарная концентрация положительных ионов $N_{+}$ при заданном значении $N_e$ определяется условием квазинейтральности плазмы и кинетическим уравнением отрицательных ионов, устанавливающим равенство суммарных скоростей диссоциативного прилипания (R21–R28) и ион-ионной рекомбинации (R29–R34). Определение $N_{+}$ при этом сводится к нахождению положительного корня квадратного уравнения $k_{ii}{N_{+}}^2-k_{ii}{N}_e{N}_{+}-{\nu }_{da}{N}_e=0$, где $k_{ii}$ – усредненная по группе процессов R29–R34 константа скорости ион-ионной рекомбинации, а ${\nu }_{da}$ – частота прилипания, как сумма произведений констант скоростей R21–R28 на концентрации соответствующих частиц.

 

Таблица 1. Кинетическая схема процессов с участием нейтральных частиц

Reaction		x	${\epsilon }_{th}$, eV	A, cm3/s	B	C
R1	SFx + e → SFx-1 + F + e	6	9.6	1.50×10–7	0	8.10
		5	5.0	1.46×10–7	0	9.00
		4	8.5	6.20×10–8	0	9.00
		3	5.0	8.60×10–8	0	9.08
		2	8.2	4.54×10–8	0	9.00
		1	7.9	6.20×10–8	0	5.00
R2	SFx + e → SFx-2 + 2F + e	6	12.4	9.00×10–9	0	13.40
R3	SFx + e → SFx-3 + 3F + e	6	16.0	2.50×10–8	0	33.50
R4	SFx + e → SFx-4 + F2 + 2F + e	6	18.6	2.30×10–8	0	23.90
R5	SFx + e → SFx-5 + F2 + 3F + e	6	22.7	1.50×10–9	0	26.00
R6	F2 + e → 2F + e	—	4.3	1.18×10–8	0	5.77
R7	SFx + F → SFx+1	0	—	2.00×10–16	0	0
		1	—	2.90×10–14	0	0
		2	—	2.60×10–12	0	0
		3	—	1.60×10–11	0	0
		4	—	1.70×10–12	0	0
		5	—	1.00×10–11	0	0
R8	SFx + SFx → SFx-1 + SFx+1	1	—	2.50×10–11	0	0
		3	—	2.50×10–11	0	0
		5	—	2.50×10–11	0	0
R9	F → F(s.) F(s.) + F → F2 F(s.) + SFx → SFx+1	—	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ = 0.20
		—	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.50
		0–5	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 1.00
R10	SFx → SFx(s.)	0	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 1.00
		1–5	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.08
R11	SFx(s.) + F → SFx+1(s.)	0	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 1.00
		1	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.70
		2	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.60
		3	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.50
		4	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.20
		5	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 0.03
R12	SFx(s.) + F → SFx+1	0–5	—	$f\left(\gamma , T_{gas}\right)$, γ  = 1.00

(Примечание: серым цветом выделены неэффективные процессы, не оказывающие принципиального влияния на стационарные концентрации исходных и результирующих частиц)

 

Таблица 2. Кинетическая схема процессов с участием заряженных частиц

Reaction		x	, eV	A, cm3/s	B	C
R13	SFx + e → SFx+ + 2e	5	11.0	1.00×10–7	0	17.80
		4	13.0	4.77×10–8	0	16.35
		3	11.0	1.00×10–7	0	18.90
		2	10.8	1.96×10–7	0	18.90
		1	10.3	1.93×10–7	0	18.20
		0	10.0	1.40×10–7	0	9.00
R14	SFx + e → SFx-1+ + F + 2e	6	16.0	1.19×10–7	0	18.10
		5	15.0	9.40×10–8	0	22.20
		4	14.5	5.31×10–8	0	17.67
R15	SFx + e → SFx-2+ + 2F + 2e	6	20.0	8.40×10–9	0	19.90
R16	SFx + e → SFx-3+ + 3F + 2e	6	20.5	3.20×10–8	0	26.00
R17	SFx + e → SFx-4+ + F2 + 2F + 2e	6	28.0	7.60×10–9	0	24.40
R18	SFx + e → SFx-5+ + F2 + 3F + 2e	6	37.5	1.20×10–8	0	26.00
R19	F2 + e → F2+ + 2e	—	15.7	3.37×10–8	0	21.17
R20	F + e → F+ + 2e	—	17.4	1.30×10–8	0	16.50
R21	F2 + e → F + F–	—	0	3.05×10–9	0.87	0
R22	SFx + e → SFx–	6	0	2.45×10–10	1.49	0
R23	SFx + e → SFx-1–+ F	6	0	2.02×10–11	1.46	0
R24	SFx + e → SFx-2–+ 2F	6	5.4	3.90×10–12	0.45	0.04
R25	SFx + e → SFx-3–+ 3F	6	11.2	1.20×10–13	0.70	0.05
R26	SFx + e → SFx-4–+ 4F	6	12.0	5.40×10–15	0.77	0.05
R27	SFx + e → SFx-2+ F + F–	6	5.4	3.40×10–11	0.46	0.04
R28	SFx + e → SFx-2+ F2–	6	5.4	2.20×10–13	0.71	0.05
R29	SFx+ + SFx– → SFx + SFx	0–6	—	1.00×10–7	0	0
R30	SFx+ + F– → SFx + Fx	0–6	—	1.00×10–7	0	0
R31	SFx+ + F2– → SFx + F2	0–6	—	1.00×10–7	0	0
R32	F+ + SFx– → SFx + SFx	0–6	—	1.00×10–7	0	0
R33	F+ + F– → 2F	—	—	1.00×10–7	0	0
R34	F+ + F2– → F + F2	—	—	1.00×10–7	0	0
R35	SFx+ → SFx	0–5	—	$f\left(m_i, T_e\right)$
R36	F+ → F	—	—	$f\left(m_i, T_e\right)$
R37	F2+ → F2	—	—	$f\left(m_i, T_e\right)$

(Примечание: серым цветом выделены неэффективные процессы, не оказывающие принципиального влияния на стационарные концентрации исходных и результирующих частиц)

 

Использование концентрации электронов в качестве свободного параметра модели мотивировано следующими причинами. Во-первых, широкий диапазон варьирования $N_e$ позволяет отследить особенности состава газовой фазы в плазме низкой и высокой плотности, характерной, соответственно, для разрядов емкостного и индукционного типов. По нашему мнению, наличие такой информации позволяет более осознанно подойти к выбору системы травления и условий возбуждения плазмы для целей конкретного процесса. И, во-вторых, величина $N_e$ однозначно связана с уровнем удельной электрической мощности, рассеиваемой в плазме [7, 15, 16]. Таким образом, с достаточной степенью уверенности можно полагать, что полученные зависимости адекватно отражают изменение состава плазмы при варьировании вкладываемой мощности в условиях  = const.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ

На рис. 1 представлены расчетные данные по влиянию температуры электронов на константы скоростей процессов, приводящих к распаду молекул SF₆. В предшествующих работах [15, 16] было показано, что характерные значения $T_e$ в плазме SF₆ в условиях индукционного (13.56 МГц) разряда при  < 20 мтор не выходят за границы диапазона 2–4 эВ. На основании этого можно сделать следующие выводы о механизмах диссоциации SF₆ в рассматриваемом диапазоне условий:

1) Основным механизмом распада молекул SF₆ на нейтральные фрагменты является реакция R1 ($k_1$ ~10^–8 см³/с при  = 3 эВ), при этом вклад ближайшего «конкурента» R2 ($k_2$ ~10^–10 см³/с при $T_e$ = 3 эВ) не превышает нескольких процентов (рис. 1(а)). Константы скоростей реакций R3–R5 ниже по сравнению с $k_1$ на три и более порядка величины ($k_1/k_3$ ~28600, $k_1/k_4$ ~1270 и $k_1/k_5$ ~39100 при $T_e$ = 3 эВ) из-за высоких пороговых энергий, определяемых разрывом нескольких химических связей в элементарном акте процесса. Поэтому даже их совокупный эффект не оказывает заметного влияния на кинетику диссоциации SF₆.

2) В группе процессов диссоциативной ионизации R14–R18 (рис. 1(б)) наиболее эффективной является реакция R14, которая характеризуется минимальной пороговой энергией ~16 эВ. В то же время, сравнение констант скоростей R1 и R14 показывает, что вклад последней в общую скорость диссоциации SF₆ не превышает 3% при $T_e$ = 3 эВ и достигает лишь 10% при $T_e$ = 5 эВ. Константы скоростей R15–R18 ниже по сравнению с $k_{14}$ как минимум на порядок величины и лежат в диапазоне 10^–11–10^–12 см³/с. Фактически это означает, что процессы диссоциативной ионизации не оказывают принципиального влияния на формирование стационарных концентраций нейтральных продуктов плазмохимических реакций.

3) В группе процессов диссоциативного прилипания R23–R28 (рис. 1(б)) наиболее эффективными являются R24 ($k_{24}$ ~10^–11 см³/с при $T_e$ = 3 эВ) и R27 ($k_{27}$ ~9×10^–11 см³/с при $T_e$ = 3 эВ), при этом соответствующие константы скорости более чем в 100 раз ниже по сравнению c $k_1$. Таким образом, фрагментация молекул SF₆ по этим механизмам также не составляет конкуренции R1. Отметим, что аналогичная ситуация является характерной для многих электроотрицательных газов, например для Cl₂ [23, 24], O₂ [23, 25] и CF₄ [26, 27]. Универсальной причиной здесь является низкая абсолютная величина сечений прилипания в области максимума ФРЭЭ.

 

Рис. 1. Константы скоростей реакций под действием электронного удара с участием молекул SF₆, приводящие к образованию нейтральных (а) и заряженных (б) продуктов. На рис. б): сплошные линии – ионизация, пунктир – прилипание. Числовые метки на сплошных кривых соответствуют номеру реакции в табл. 1 и 2.

 

Резюмируя вышесказанное можно заключить, что особенностью плазмы SF₆ в рассматриваемом диапазоне условий являются слабые, фактически отсутствующие, обратные связи между подсистемами ионной и нейтральной компонент плазмы. Это позволяет оперировать локальными (с существенно сокращенным набором процессов) моделями, описывающими только кинетику нейтральных частиц, а также реализовывать простейшие алгоритмы расчета, основанные на последовательной схеме «ФРЭЭ – нейтральные частицы – ионы».

Расчеты состава нейтральной компоненты плазмы показали, что увеличение плотности плазмы вызывает рост степени диссоциации исходных молекул (16–77% при $N_e$ = 10⁹–10¹¹ см^–3) и сопровождается сменой доминирующего типа частиц с SF₆ на F и SF₄ (рис. 2(а)). Аналогичные результаты для области $N_e$ > 10¹⁰ см^–3 были получены в работе [15] при варьировании вкладываемой мощности при постоянном давлении газа. Относительно высокие концентрации молекул F₂ также согласуются с данными других авторов [15–17] и обусловлены эффективным образованием этих частиц по R9, при рекомбинации атомов фтора на стенках разрядной камеры. Соответственно, наличие максимума на зависимости $n_{F_2}=f\left(N_e \right)$ является следствием опережающего, по сравнению с R9, роста скорости диссоциации F₂ по R6. При анализе кинетики атомов фтора было найдено, что основной (более 85%) вклад в суммарную скорость их образования у нижней границы исследованного диапазона $N_e$ вносит диссоциация SF₆ по механизму R1 (рис. 2(б)). Увеличение концентрации электронов приводит к более медленному (в ~27 раз при $N_e$ = 10⁹–10¹¹ см^–3) росту скорости R1 для  = 6 из-за снижения концентрации SF₆, но ускоряет аналогичные процессы для основных молекулярных продуктов диссоциации – SF₄ и SF₅. Совместно с ростом скорости диссоциации молекул F₂, совокупный эффект от R1 (x = 4, 5) и R6 увеличивается до ~ 30% от общей скорости образования атомов при $N_e$ = 10¹⁰ см^–3 и достигает ~ 50% при  = 10¹¹ см^–3. Напротив, из рис. 2(б) можно видеть, что суммарный вклад диссоциации SF_x с изменением параметра «x» более чем на единицу (R2–R5) и диссоциативной ионизации (R14–R18) не превышает нескольких процентов во всем исследованном диапазоне $N_e.$ Поэтому исключение этих реакций при моделировании плазмы SF₆ в типичном диапазоне условий РИТ не приведет к значимым погрешностям расчетных данных по составу плазмы. Фактически это означает, что набор процессов из табл. 1 без учета R2–R5 является достаточным для описания кинетики нейтральных частиц при известных (например, по результатам зондовой диагностики) параметрах электронной компоненты плазмы. Косвенным подтверждением этого предположения служит рис. 3, на котором представлены расчетные концентрации атомов фтора, определенные с использованием температуры и концентрации электронов из работ [15, 16], в сравнении с экспериментальными данными из этих же работ, полученными методом оптической актинометрии. Хотя формально согласие расчета с экспериментом не является идеальным, такая ситуация может быть объективно обусловлена суперпозицией погрешностей входных параметров модели и метода измерения. Во-первых, использованные нами значения $T_e$ и $N_e$ также являются расчетными, определенными авторами работ [15, 16] при решении уравнений баланса вкладываемой мощности и образования/гибели заряженных частиц. Таким образом, наши концентрации атомов фтора несут на себе совокупную погрешность таких расчетов, обусловленную, как минимум, неопределенностью данных по сечениям упругих и неупругих процессов для всех компонентов плазмы. И, во-вторых, количественная интерпретация актинометрического эксперимента зависит от актинометрического коэффициента, определяемого отношением констант скоростей возбуждения использованных аналитических линий [28], в нашем случае – F 703.8 нм и Ar 750.4 нм. В работе [29] отмечается, что многовариантность данных по сечениям возбуждения приводит к практически равновероятному нахождению актинометрического коэффициента в диапазоне 0.6–2.0. С учетом вышесказанного, качество оптимизированной (упрощенной за счет не эффективных реакций) модели химии нейтральных частиц представляется нам вполне приемлемым.

 

Рис. 2. Концентрации нейтральных частиц (а) и кинетика образования атомов фтора (б) при T_e = 3 эВ. Числовые метки на сплошных кривых рис. б) соответствуют номеру реакции в табл. 1 и 2, при этом число в скобках отражает значение параметра «х» в формуле SF_x. Пунктирная линия показывает суммарную скорость образования атомов.

 

Рис. 3. Сравнение расчетных (пунктир) и экспериментальных (сплошная линия + символы) концентраций атомов фтора из работ [15] (а) и [16] (б). Обе экспериментальные кривые на рис. а) соответствуют одинаковым условиям возбуждения плазмы, но получены при различных значениях актинометрического коэффициента.

 

На рис. 4 представлены расчетные данные по составу ионной компоненты плазмы. Из данных рис. 4(а) можно заключить, что распределение концентраций положительных ионов в группе SF_x⁺ характеризуется снижением параметра «x» на единицу относительно нейтральных частиц, что отвечает доминированию (или, как минимум, существенному вкладу) диссоциативного механизма ионизации. Так, максимальная концентрация SF₅⁺ обусловлена образованием этого иона по R14 (x = 6), при этом участок насыщения в области $N_e$ > 10¹⁰ см^–3 отражает снижение концентрации SF₆, отмеченное на рис. 2(а). Хотя конкурирующий процесс прямой ионизации R13 (x = 5) имеет близкую константу скорости, его вклад в суммарную скорость генерации SF₅⁺ не превышает 15% при $N_e$ = 10¹⁰ см^–3 и 35% при $N_e$ = 10¹¹ см^–3 из-за $n_{C{F}_5}$<<$n_{C{F}_6}$. Аналогичная ситуация имеет место и для SF₃⁺, образование которого в области 10¹⁰ < $N_e$ < 10¹¹ см^–3 более чем на 70% обеспечивается процессом R14 (x = 5). У нижней границы исследованного диапазона $N_e$ примерно равный вклад вносит R16 (x = 6), низкая константа скорости которого компенсируется условием $n_{C{F}_4}$ << $n_{C{F}_6}$. Напротив, стационарная концентрация SF₄⁺ более чем на 70% формируется за счет прямого процесса R13 (x = 4) за счет существенного преимущества как в константе скорости, так и в концентрации исходных частиц. Отметим, что тенденция к росту фракций более легких ионов приводит к заметному изменению их эффективной (усреднённой по типам частиц) массы, которая снижается в диапазоне 111–34. Последнее означает снижение интенсивности ионной бомбардировки (а, следовательно, и эффективности ионно-стимулированных гетерогенных процессов) даже в условиях постоянного потенциала смещения на подвергаемой травлению поверхности.

 

Рис. 4. Концентрации положительных (а) и отрицательных (б) ионов при T_e = 3 эВ. Пунктирная линия показывает суммарную концентрацию.

 

В группе отрицательных ионов (рис. 4(б)) доминирующей частицей является F^– (78–94% в составе ) по причине максимальных констант скоростей и скоростей образования этих частиц в реакциях R21 и R27 (x = 6). Заметный, 16%, вклад SF₆^– в области низких концентраций электронов обусловлен эффективным протеканием беспорогового недиссоциативного процесса R22. Аналогичные диссоциативные механизмы R23–R26, продуктами которых являются SF_x^– (x = 5–2), характеризуются высоким пороговыми энергиями и меньшими, на порядок величины и более, константами скоростей по сравнению с $k_{22}$. Поэтому исключение этих процессов и соответствующих ионов из баланса заряженных частиц не приводит к заметным различиям при определении как суммарной абсолютной ($N_{-}$), так и относительной ($\alpha =N_{-}/N_e$) концентрации отрицательных ионов. В частности, расчеты с использованием сокращенной кинетической схемы показали, что относительная концентрация отрицательных ионов снижается в диапазоне 15.5–1.1 при $N_e$ = 10⁹–10¹¹ см^–3, что соответствует переходу от сильно- к умеренно-электроотрицательной плазме. Аналогичные результаты были получены в работах [15] ($\alpha$ ~ 5 при $N_e$ = 2×10¹⁰ см^–3 и ~ 1 при $N_e$ = 10¹¹ см^–3) и [17] ($\alpha$ ~ 12 при $N_e$ = 10⁹ см^–3 и ~ 6 при $N_e$ = 10¹⁰ см^–3) на основе полной кинетической схемы, учитывающей указанные выше не эффективные процессы. Таким образом, предложенная в данной работе сокращенная кинетическая схема обеспечивает адекватное описание стационарного состава плазмы SF₆ в типичном диапазоне условий РИТ.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Поведены расчеты состава нейтральной и заряженной компонент плазмы SF₆ в диапазоне концентраций электронов 10⁹–10¹¹ см^–3 с использование кинетической схемы (набора реакций и констант скоростей), скомпилированной по результатам предшествующих работ. Определены доминирующие компоненты газовой фазы и ключевые плазмохимические процессы, формирующие стационарные концентрации атомов фтора в условиях плазмы низкой и высокой плотности при характерном значении температуры электронов 3 эВ. Показано, что в области $N_e$ < 10¹⁰ см^–3 единственно значимый вклад в суммарную скорость образования атомов вносит реакция SF_x + e → SF_x-1 + + F + e (х = 6), при этом диссоциация с изменением параметра «х» более чем на единицу и диссоциативная ионизации не «работают» вплоть до верхней границы исследованного диапазона $N_e$. В то же время, диссоциативная ионизация SF_x (x = 4, 6) составляет реальную конкуренцию процессам вида SF_x + e → SF_x⁺ + 2e по вкладу в суммарную скорость ионизации. Установлено, что сокращенные за счет не эффективных реакций кинетические схемы обеспечивают а) однозначную качественную корреляцию с расчетными данными других авторов по типам доминирующих нейтральных частиц и ионов; и б) удовлетворительное количественное согласие с имеющимися в литературе экспериментальными данными по концентрации атомов фтора.

ФИНАНСИРОВАНИЕ

Исследование выполнено за счет средств гранта Российского научного фонда No 24–69–00039, https://rscf.ru/project/24–69–00039/

Об авторах

А. В. Мяконьких

ФГБУН Физико-технологический институт им. К. А. Валиева РАН

Автор, ответственный за переписку.
Email: miakonkikh@ftian.ru
Россия, Москва

В. О. Кузьменко

ФГБУН Физико-технологический институт им. К. А. Валиева РАН

Email: miakonkikh@ftian.ru
Россия, Москва

А. М. Ефремов

ФГБУН Физико-технологический институт им. К. А. Валиева РАН; АО «НИИ Молекулярной электроники»

Email: miakonkikh@ftian.ru
Россия, Москва; Зеленоград

К. В. Руденко

ФГБУН Физико-технологический институт им. К. А. Валиева РАН

Email: miakonkikh@ftian.ru
Россия, Москва

Список литературы

Дополнительные файлы