Matériaux à forte permittivité et électrodes métalliques

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Potentiel plasma

Les gaines de charge d’espace

Gaines

Etant donné leur masse plus faible, la température des électrons est plus élevée que celle des ions. Le flux thermique d’électrons perdus aux parois du réacteur est ainsi plus élevé que celui des ions. Si aucun phénomène de contre-réaction n’existait pour compenser cela, le plasma se chargerait positivement et le principe de quasi-neutralité ne serait rapidement plus respecté, provoquant l’extinction du plasma. Toutefois, au fur et à mesure que le plasma perd des électrons aux parois, une diﬀérence de potentiel électrique apparait entre les parois (recevant des électrons) et le plasma (perdant les électrons et devenant de plus en plus chargé positivement). Cette chute de potentiel prend place dans une petite région de charge d’espace positive appelée gaine qui va permettre de réduire le flux d’électrons perdus en surface.
Le champ électrostatique ainsi créé dans la gaine va confiner dans le plasma une grande partie des électrons incidents, les moins énergétiques, et accélérer les ions vers les surfaces (ce qui rend les plasmas très intéressants pour la gravure). Bien entendu, si trop d’électrons venaient à être repoussés, le plasma perdrait alors plus d’ions que d’électrons, ce qui réduirait alors la diﬀérence de potentiel paroi/plasma, laissant passer davantage d’électrons, ce qui augmenterait à nouveau la diﬀérence de potentiel et ainsi de suite. La chute de potentiel dans la gaine s’adapte donc automatiquement de manière à perdre autant d’électrons que d’ions sur les surfaces exposées au plasma. L’épaisseur de ces gaines est très faible par rapport aux dimensions du réacteur (50µm − 1cm).

Critère de Bohm

Il a été vu plus tôt que lorsqu’une séparation de charges de signes diﬀérents apparait dans le plasma, un champ électrostatique compense et rapproche les deux charges d’espace. Ceci s’applique aussi bien aux couples ion/électron. L’agitation thermique des électrons étant élevée ils tendent à diﬀuser plus vite que les ions vers les parois. Un champ électrique ambipolaire se forme donc : il freine la diﬀusion des électrons et accélère celle des ions en direction des parois. Lorsque l’énergie dirigée des ions approche de l’énergie thermique des électrons une réelle séparation de charge peut se produire menant à la formation de la gaine (dans laquelle les ions sont accélérés vers la surface et les électrons repoussés dans le plasma). Il existe donc dans le plasma une région de charge d’espace positive appelée pré-gaine dans laquelle les ions sont accélérés en direction des parois du réacteur jusqu’à atteindre une vitesse critique qui permet à la gaine de se former. Cette vitesse est connue sous le nom de vitesse de Bohm uB exprimée sous la forme : r kTe uB = Mi
Cela signifie que la chute de potentiel dans la prégaine est au moins de : kTeΦpre−sheath = 2e C’est-à-dire environ 1 V, ce qui est très faible par rapport à la chute de potentiel de la gaine elle-même.

Augmentation de l’énergie des ions par auto-polarisation RF

Bien que les parois d’un réacteur soient constituées de matériaux isolants (pouvant de ce fait se charger et présenter un potentiel flottant), seule la diﬀérence de potentiel entre le plasma et la surface intervient dans la détermination de l’énergie des ions (~ 15eV) bombardant la surface. Cette énergie est typiquement trop faible pour graver un substrat et une solution est alors de polariser négativement le porte substrat / plasma. Les portes substrats étant souvent recouverts de couches isolantes, l’application directe d’une polarisation DC n’est pas envisageable et il faut polariser le substrat en utilisant une tension radiofréquence et le phénomène d’autopolarisation. Lorsque le potentiel du substrat dépasse le potentiel plasma, celui-ci perdrait un excès d’électrons en l’absence de contre-réaction. Pour empêcher cela, un potentiel DC négatif Vbias se développe à la surface du substrat de telle sorte que la tension RF appliquée au substrat ait à tout instant une valeur inférieure à Vp. Une capacité de blocage entre le substrat et le générateur RF permet de maintenir cette autopolarisation négative en se chargeant négativement. Les ions quant à eux ne répondent qu’aux valeurs moyennes des potentiels dans le système en raison de leur inertie. Ils sont donc accélérés vers le substrat par la composante moyenne du potentiel de gaine (Vp − Vbias) qui peut être très importante (> 1 keV). Bien plus mobiles que les ions, les électrons peuvent suivre les oscillations du potentiel de la gaine à des fréquences de 13.56MHz très facilement, ce qui signifie que la barrière de potentiel qu’ils ont à franchir pour atteindre la surface sera minimum lorsque la tension RF appliquée au substrat est maximale (et vice versa). Ainsi, alors que les ions sont perdus continuellement sur les parois, les électrons, eux, arrivent par bouﬀées une fois par cycle rf. En appliquant par couplage capacitif une tension RF sinusoïdale d’amplitude VRF , la chute de potentiel DC à travers la gaine est donnée par : Vbias = VRF + 2ee1 + ln2πme− lnkTe kTMi2πeVRF

Si le potentiel RF imposé est important, les termes entre parenthèses peuvent être négligés. Il apparait alors que la valeur de la tension DC d’autopolarisation Vbias est du même ordre de grandeur que l’amplitude de la tension RF VRF appliquée au substrat. Contrôler cette tension RF crête permet donc de contrôler l’énergie de bombardement des ions sur le substrat.

Types de réacteurs

Il existe de nombreux types de réacteurs plasmas utilisés dans des laboratoires ou l’industrie. Deux grandes familles se démarquent cependant du lot : les réacteurs capacitifs ou CCP (Capacitively-Coupled Plasma) et les réacteurs inductifs ou ICP (Inductively-Coupled Plasma). Chacun de ces types de réacteur utilise un phénomène diﬀérent décrit par les équations de Maxwell. Les descriptions qui vont suivre sont succinctes, mais ont pour seul but de donner une vue globale des système utilisés dans le cadre de cette thèse.

Réacteur capacitif ou CCP

Un réacteur CCP est typiquement composé de deux électrodes, symétriques ou asymétriques, alimentées en puissance RF.

Dans ces dernières, l’application d’une tension rf sur une des électrodes se traduit par l’apparition d’un champ électrique axial. C’est ce dernier qui permet de fournir de l’énergie aux électrons et ainsi de créer puis maintenir le plasma. L’application directe d’une tension rf sur une surface en contact avec le plasma se traduit par une forte accélération des ions vers l’électrode. La conséquence est que les décharges capacitives ne fournissent pas de plasmas à très haute densité (< 1011ions/cm3) car une partie importante de la puissance rf injectée est absorbée par les ions plutôt que les électrons. Comme le flux d’ions est assez faible, l’énergie des ions peut alors atteindre des valeurs très élevées (plusieurs centaines d’eV, cf. figure 3) pour des puissances RF modestes. La contrepartie de ceci est que l’ on ne peut pas contrôler le flux d’ions et leur énergie indépendamment l’un de l’autre.

La figure ci-dessus illustre bien ce propos : le flux d’ions (intégrale de l’IVDF) est plus faible à basse énergie et plus élevé à haute énergie. C’est la raison pour laquelle les réacteurs CCP à double fréquence ont été introduits ultérieurement [Chabert 2011]. Nous ne décrirons pas ces derniers ici.

2.3.2 Réacteur inductif ou ICP

Dans le cadre de cette thèse, nous utilisons des « plasmas froids » à basse pression produits dans un réacteur à couplage inductif (ICP). Contrairement aux réacteurs CCP, le réacteur ICP exploite le fait qu’une évolution temporelle d’un champ magnétique engendre un champ électrique : →− →− −→ ∂B ∇ × E = − ∂t

Dans un réacteur ICP typique, une antenne de forme circulaire ou en spirale repose sur le toit en diélec-trique du réacteur (Fig. 3).

En utilisant un générateur RF pour forcer la circulation de courant RF dans cette antenne nous allons générer un flux magnetique rf dans la direction axiale. Ce flux va alors induire un champ électrique azimutal de faible amplitude dans l’enceinte. Les électrons vont absorber l’énergie de ce champ et être ainsi chauﬀé pour entretenir le plasma. Notons que par analogie avec les conducteurs exposés à des champs électromagnétiques à haute fréquence, il existe un eﬀet de peau dans les plasmas inductifs : l’onde électromagnétique générée par l’antenne ne peut pas se propager dans le plasma, mais y est absorbée (onde évanescente). L’intensité du champ électrique induit décroit donc exponentiellement en pénétrant dans le plasma sur une épaisseur caractéristique appelée épaisseur de peau (typiquement 1-3 cm). Cela est dû au fait qu’à 13 MHz la fréquence plasma électronique permet aux électrons de suivre les variations du champ électrique et donc d’en absorber la puissance s’il existe des mécanismes de déphasage entre le courant et la tension (comme les collisions menant au chauﬀage ohmique de ces derniers).

Dans les réacteurs inductifs, l’antenne alimentée en puissance RF étant séparée du plasma par un matériau diélectrique très épais, il n’y a pas de haute tension rf en contact direct avec le plasma. L’ensemble des gaines dans le réacteur est donc régi par l’eq. (1) : il s’agit de gaine de basse tension et les parois du réacteur sont bombardées par des ions de 15 eV. La puissance absorbée par les ions est par conséquent très faible et la majeure partie de la puissance ICP utilisée est absorbée par les électrons. C’est pour cela que ces sources peuvent fonctionner dans un régime haute densité avec de forts flux ioniques à basse énergie.

Une excellente approximation dans ces plasmas est que le flux ionique varie linéairement avec la puissance ICP absorbée par les électrons. Il est donc simple de contrôler le flux d’ions en jouant sur ce paramètre. En parallèle, il est possible d’utiliser un second générateur RF pour autopolariser le substrat via un couplage capacitif de puissance RF sur le porte substrat.

Le second générateur dit de « bias » permet alors de contrôler l’énergie des ions produit par la source ICP. L’utilisation de 2 générateurs permet ainsi de contrôler quasi-indépendamment le flux et l’énergie des ions, contrairement à un réacteur CCP mono-fréquence. Notons qu’il existe une relation très simple reliant la puissance RF bias PRF , le courant d’ions Iion et leur énergie eVbias (où Vbias est la tension dc d’autopo-larisation) : PRF ∼ Vbias.Iions ∝ Vbias.Φions

Cette relation simplifiée exprime simplement le fait que toute la puissance bias est utilisée pour accélérer les ions créés par le couplage inductif. Il s’agit d’une excellente approximation dans les plasmas denses.

Les collisions électroniques et physico-chimie d’un plasma

Les collisions électroniques

Après l’introduction apportée par la partie traitant de la création du plasma, le but de cette partie est de détailler davantage les collisions électroniques et les diﬀérentes réactions induites par les électrons. Le plasma est entretenu par les collisions ionisantes entre électrons énergétiques et atomes ou molécules (il faut compenser les pertes des paires électrons/ions sur les parois du réacteur). Les électrons sont également à l’origine de l’excitation des atomes, molécules et ions ainsi que de la dissociation des molécules. Parmi les nombreux processus collisionnels prenant place dans un plasma de gaz réactif certains jouent un rôle déterminant dans la gravure par plasma. Parmi eux :

— L’ionisation directe (AB + e− → AB+ + 2e−) et dissociative (AB + e− → A + B+ + 2e−). Ceci permet l’entretien de la décharge par production d’ions et d’électrons.

— L’excitation électronique directe : AB + e− → AB∗ + e−. L’atome ou la molécule se trouve dans un état quantique excité, c’est-à-dire dont l’énergie (électronique, vibrationnelle ou rotationnelle) est supérieure à son niveau fondamental. Deux cas peuvent alors survenir :

— le niveau est métastable, l’espèce peut rester dans cet état énergétique.

— le niveau n’est pas métastable, l’espèce doit se relaxer, par exemple par désexcitation radiative, ce qui conduit à l’émission d’un photon par le processus de type : AB∗ → AB + hυ. Ces photons peuvent jouer un rôle dans les procédés plasmas (prétraitement des résines, cf. chapitre 8 [Pargon

2011], photogravure [Shin 2012]) et permettent de nombreux diagnostics du plasma.

Dans le cas des molécules, les collisions électroniques peuvent provoquer aussi des excitations vibrationnelles, ce qui conduit au chauﬀage de la molécule, voire même à sa fragmentation.

— La dissociation : AB + e− → A + B + e− . Un électron énergétique cède une partie de son énergie pour fragmenter une molécule. Ce processus conduit à la production de radicaux réactifs impliqués dans les mécanismes de gravure mais également de radicaux précurseurs pour la polymérisation. — L’attachement électronique (AB + e− → AB−) et dissociatif (AB + e− → A + B−). La formation d’ions négatifs peut jouer un rôle important dans la physique du plasma notamment en réduisant le flux d’ions positifs atteignant les surfaces. Les ions négatifs ne les atteignent pas et restent confinés dans le plasma à l’exception de la post-décharge dans le cas d’un plasma pulsé [Ashida 1997]. Dans le cas de l’attachement électronique dissociatif (de loin le plus fréquent), il y a une faible production de radicaux.

Non détaillées ici sont les collisions élastiques ion-neutre et neutre-neutre (échange de charge, échange d’ex-citation, réarrangement de liaisons chimiques [Vempaire 2009]) qui peuvent jouer un rôle important sur la physico-chimie du plasma.

Une description des collisions par impact électronique dans le cas d’un plasma inerte de gaz rare inerte comme l’Argon a été faite [Chabert 2011]. Une question intéressante est de déterminer l’importance relative des phénomènes de dissociation et d’ionisation afin de déterminer quelle est le type d’espèce prédominant entre les ions et les radicaux dans un plasma donné.

Dans cet objectif, la fréquence de collisions inélastiques est un paramètre essentiel à étudier. Intuitivement, on se doute que cette fréquence va dépendre de la densité du gaz neutre (plus on a d’espèces par unité de volume, plus on augmente les chances d’interaction), de la probabilité d’interaction (section eﬃcace de collision σ en cm2) et de l’énergie de l’électron (seuls ceux suﬃsamment énergétiques peuvent participer à des collisions inélastiques).

Si l’on considère un électron ayant une vitesse V (cm/s) traversant un volume de gaz neutre de densité ngaz la distance moyenne que parcourt l’électron avant de subir une collision avec un atome est définie par son libre parcours moyen λ (en cm) : 1 λ = ngaz .σ

Le temps caractéristique entre deux collisions est alors donné par τ = Vλ , de sorte que la fréquence des collisions est égale à : υ = ngaz .σ.V

On définit souvent le taux collisionnel K tel que : K=σ.V

D’où : υ = ngaz .K

Par ailleurs les sections eﬃcaces de collision dépendant fortement de l’énergie il faut intégrer sur f (E) pour calculer le taux du processus collisionnel : ∞ K = ˆ r me f (E).σ(E).dE 2E ESEUIL où Eseuil est l’énergie seuil de la réaction considérée. En eﬀet , une des caractéristiques des collisions inélastiques est que seuls les électrons dont l’énergie est supérieure à cette énergie seuil sont susceptibles de participer au processus collisionnel. Il en résulte que dans la majorité des cas, seul un faible pourcentage de la population électronique peut prendre part aux collisions inélastiques. De ce phénomène, il découle alors que les réactions ayant un seuil en énergie faible sont favorisées. Etant donné que les énergies seuil de dissociation (quelques eV) sont très inférieures aux énergies seuils d’ionisation (10-20 eV) il s’ensuit que les plasmas de gravure peuvent être très fortement dissociés (à 100 % dans certains cas) mais demeurent toujours faiblement ionisés.

Physico-chimie d’un plasma

Création des espèces réactives

Les collisions inélastiques auxquelles participent les électrons et que nous venons de détailler sont à l’origine de la création de diverses espèces réactives telles qu’ions (positifs ou négatifs), radicaux et photons. Ces espèces constamment produites sont également constamment perdues par réaction chimique, diﬀusion aux parois, etc. . . La physico-chimie des plasmas est donc pilotée par l’équilibre entre les mécanismes de pertes et de production de ces espèces réactives [Lieberman 2005]. Hormis la production de molécules par recombinaison sur les parois du reacteur (et la neutralisation des ions en surface), les seuls mécanismes de production des radicaux sont les collisions électroniques. En revanche les espèces réactives du plasma peuvent être perdues par un grand nombre de chemin de réactions que nous allons détailler.

Pertes des espèces réactives

Dans les plasmas à basse pression que nous étudions, les principaux mécanismes de destruction des radicaux réactifs sont les collisions dissociatives par impact électronique, les réactions chimiques en phase gazeuse et les pertes aux parois du réacteur. Le pompage entraîne également la perte des radicaux mais à un taux souvent négligeable par rapport aux pertes sur les parois. Réactions en phase gazeuse

Deux mécanismes principaux de réactions chimiques peuvent conduire à la perte des radicaux dans le volume du plasma : les réactions bi-moléculaires et les réactions de recombinaison.

— Les réactions biomoléculaires A + BC → AB + C [Husain1978]. Elles ont des taux de réactions indépendant de la pression de travail et peuvent donc jouer un rôle dans les plasmas à basse pression [Vempaire2009].

— Les réactions de recombinaison A + B → AB∗. A et B forment un complexe instable AB∗ qui doit être stabilisé par collision avec un troisième corps M ou bien se fragmenter (AB∗ → A + B). Ce processus dépend donc fortement de la pression de travail (densité de M) et peut être négligé dans la gamme de pression à laquelle nous travaillons pour la phase gazeuse. Il peut en revanche être important au niveau des parois du réacteur, ces dernières jouant alors le rôle de troisième corps [Cunge 1999].

Réactions sur les parois

A basse pression, les radicaux ont un taux de collision élevé avec les parois ; les réactions entre radicaux et parois consomment les radicaux et font naturellement chuter la densité de ces derniers dans le plasma. La réactivité chimique du plasma peut donc être contrôlée par une température ou un conditionnement adéquat des parois du réacteur. Ceci fait de la production et la perte de radicaux aux parois un processus important [Haverlag 1994]. La probabilité de réaction sur les parois du réacteur par des espèces neutres est communément appelée coeﬃcient de collage β, par analogie avec la chimisorption d’un radical en surface (bien que cela représente parfois un abus de langage). β dépend à la fois de la surface sur laquelle se produit la réaction et de la nature de l’espèce incidente. Parmi les mécanismes de perte en surface, on dénote surtout la chimisorption/ physisorption qui mène à la formation de dépôts, mais aussi des réactions d’abstraction/ recombinaison ainsi que la gravure d’espèces redéposées en surface (ou de la paroi elle-même). Cas particulier des ions

Dans la mesure où les ions sont neutralisés à l’approche de la surface, ces derniers vont subir le même type de réactions que les neutres. La neutralisation des ions énergétiques en surface peut même mener à la production de radicaux [Cunge 1999]. La principale diﬀérence vient du fait qu’ils auront une énergie cinétique élevée due à la diﬀérence de potentiel entre le plasma et les parois, permettant ainsi des réactions chimiques, la fragilisation de surfaces mais aussi la pulvérisation d’espèce faiblement volatiles adsorbées sur ces dernières. Les ions de basse énergie (15 eV) sont suspectés d’avoir de fortes probabilités de collage en surface.

Principe de la gravure plasma

Il existe principalement deux méthodes pour retirer des atomes d’un matériau : utiliser ces atomes et les radicaux d’un plasma pour former des produits de gravure volatiles qui vont désorber de la surface (gravure chimique), ou bien déclencher une cascade de collision par impact ionique résultant en l’éjection d’un ou plusieurs atomes (pulvérisation).

La gravure chimique

Il a déjà été présenté précédemment comment sont produites les espèces réactives chimiquement (radicaux) à partir d’un gaz neutre introduit dans le réacteur. Les réactions lors de la gravure du Silicium en plasma CF4 sont par exemple ([Flamm 1990], [Coburn 1979a]) : e− + CF4 → CF3. + F . + e−

Les atomes de Fluor présentent une enthalpie de réaction négative avec les atomes de Silicium, ce qui cause des réactions spontanées. Les atomes de Fluor vont s’adsorber sur la surface du substrat (diﬀuser dans les premières monocouches) pour former des intermédiaires de réaction tels que : Si(s) + F (g) → SiF (s)

Les exposants signifiant respectivement état solide et gazeux. Par fluorination successive de ces intermédi-aires de réaction, des produits volatils tels que le SiF4 vont se former. En désorbant de la surface, les produits de gravure volatils vont être évacués vers le plasma puis pompés. SiF3(s) + F (g) → SiF4 ↑

Dans la situation (quasi-systématique en gravure) où plusieurs matériaux sont présents, ceux-ci ne seront gravés à des vitesses dépendant essentiellement de la réactivité des radicaux à leur égard. C’est ce qui fait le plus grand attrait de la gravure chimique : il est possible de graver un matériau tout en étant chimiquement inerte ou très peu réactif vis-à-vis d’un autre matériau (par exemple un masque de protection). La condition sine qua non pour que la gravure chimique puisse avoir lieu est la formation de produits de gravure volatils (et stables) sans laquelle la désorption des produits de gravure de la surface ne sera pas spontanée. L’encom-brement stérique et la taille des atomes jouent également un rôle important dans ce processus. En eﬀet, pour former SiF4 il faut que le fluor diﬀuse dans les matériaux pour casser les liaisons Si − Si sous la surface. De petite taille, le Fluor peut diﬀuser relativement facilement comparé à un plus gros atome tel que Br. Cela se reflète dans les vitesses de gravure du Si dans des plasmas fluorés comparés aux plasmas du type HBr. En revanche, les atomes de Fluor ne gravent pas l’Aluminium et il n’existe pas d’espèces gravantes connues pour le cuivre car dans les deux cas les produits de gravure ne sont pas volatils à la température des substrats [Lieberman 2005].

La gravure physique (pulvérisation)

Lorsqu’un substrat est exposé à un plasma, celui-ci est bombardé par les ions accélérés par le champ électrique de la gaine qui se forme à sa lisière. Lorsque ces ions impactent la surface, ils sont neutralisés et transmettent une partie de leur énergie cinétique aux atomes du matériau à chaque impact, pouvant entrainer la formation d’une cascade collisionnelle. Les conséquences principales de ce transfert d’énergie Ei se regroupent en quatre types d’interaction entre les ions et le substrat :

— La migration des atomes adsorbés : Ei ∼ 0.01 − 0.2eV

— La désorption d’espèces : Ei ∼ 0.2 − 10eV

— Le déplacement d’atomes : Ei > 10eV

— La pulvérisation (éjection d’atomes ou de groupes d’atomes) : Ei > Eseuil

Si la cascade collisionnelle mène à la gravure du matériau par envoi d’atomes de la surface vers le plasma [Sigmund 1969] (à noter qu’il ne s’agit que rarement des atomes ayant subi directement l’impact ionique – ceux-ci ne forment que le début de la cascade, les atomes éjectés à la fin de la cascade peuvent être très éloignés), les autres processus décrits assistent la gravure chimique par exemple et contribuent indirectement à la gravure.

La gravure plasma : synergie ions/neutres

Il existe une synergie entre les ions et les radicaux réactifs du plasma qui permet d’accélérer la vitesse de gravure d’un matériau. Ce phénomène a été mis en évidence par Coburn et Winters [Coburn1979b] : une surface de Silicium est successivement soumise à un flux de gaz XeF2, à un flux d’ion Ar+ d’énergie 450 eV puis à la combinaison des deux. Dans ce dernier cas, la vitesse de gravure du Silicium est augmentée environ d’un facteur 12 (cf. figure 4) et est donc très supérieure à la somme des deux eﬀets précédents.

Bien que toujours sujet à investigation, il est admis que le mécanisme de base de cette synergie est la formation d’une couche réactive (de quelques nanomètres et composée d’espèces provenant du plasma, d’atomes à graver et de produits de gravure en cours de formation) à la surface du matériau à graver. Très schématiquement, le bombardement ionique énergétique permet de mélanger les radicaux réactifs (F) avec les atomes du matériaux a graver menant à la formation de la couche réactive SiFx dans laquelle les produits de gravure sont facilement formés car les impacts ionique cassent en permanence des liaisons chimiques dans la couche réactive. De plus, non seulement la formation des produits de gravure est facilitée par le bombardement ionique mais leur désorption également. C’est ainsi que la vitesse de gravure en présence ‘ions et de radicaux et bien plus importante que la somme individuel des contributions chimiques et ioniques. [Mauer 1978].

Phénomènes liés à la gravure

Anisotropie

Il existe essentiellement deux types de gravure : gravure humide (attaque chimique) et gravure sèche (exposition à un plasma). Une des propriétés les plus intéressantes de la gravure plasma est la possibilité de gravure anisotrope. L’anisotropie A est définie selon le critère suivant : A = 1 − vlaterale´ v

A = 1 correspond donc à une gravure parfaitement anisotrope (anisotrope). Cette anisotropie est souvent désirable pour obtenir des flancs de motifs bien droits comme pour une grille de transistor et ainsi contrôler finement les dimensions des structures gravée.

La gravure plasma dépendant de la synergie entre les ions et les neutres, il est possible de contrôler la vitesse de gravure verticale et latérale raisonnablement indépendamment l’une de l’autre. En eﬀet, l’accéléra-tion des ions par la polarisation du substrat augmente drastiquement leur vitesse normale à la surface, ce qui améliore la vitesse de gravure verticale. Les radicaux sont alors davantage consommés sur les surfaces bombardées par les ions (eﬀet de loading), ce qui implique que ces derniers seront moins disponibles pour graver les flancs des motifs, réduisant la vitesse de gravure latérale. Cette dépendance de la vitesse de gravure latérale avec la quantité de matière retirée est appelée micro-loading [Mojab 1977]. Il est à noter que le load-ing des radicaux cesse aussitôt que les espèces du plasma ne sont plus consommées par la gravure verticale (comme par exemple, lorsque le plasma rencontre un matériau dont la gravure est lente), ce qui a pour conséquence d’augmenter la vitesse de gravure latérale. Ceci doit être pris en compte lors du développement de procédés de gravure. Cependant, pour éviter la gravure latérale, il faut souvent recourir à des chimies de plasma menant à la formation de couches de passivation sur les flancs d’un motif en les recouvrant d’une fine couche résistante à la gravure. La gravure latérale peut ainsi être bloquée, mais cette approche requiert de choisir précisément les chimies et proportions des mélanges de gaz qui fourniront les précurseurs nécessaires à un dépôt contrôlé. Les méthodes pour former une couche de passivation sur les flancs des motifs sont :

— L’introduction intentionnelle d’espèces responsables du dépôt. C’est le cas des gaz fluorocarbonés polymérisants tels que CHF3 ou CH2F2 par exemple. Dans ce cas, une couche de type CxHy Fz se forme sur les flancs des motifs [Labelle2004].

— Le re-dépôt de produits de gravure peu volatils et dont les coeﬃcients de collage sont importants. C’est le cas de la gravure des grilles de Silicium en plasma HBr/Cl2/02 pendant laquelle les produits de gravure de type SiClxBry vont se déposer sur les flancs des motifs où ils vont être oxydés par l’Oxygène de façon à former une couche de passivation de type SiOz ClxBry [Bell1996].

Sélectivité

Dans la vaste majorité des cas, il est nécessaire de graver un matériau sans endommager un autre alors que les deux vont être exposés au même plasma durant le procédé de gravure. Le rapport entre les vitesses de gravure des deux matériaux sous les mêmes conditions de gravure constitue ce que l’on appelle la sélectivité qui s’exprime donc sous la forme : S = vmateriau´ a` ne pas graver

En général, le matériau à ne pas graver est le masque (de résine ou bien une couche intermédiaire servant au transfert des motifs dans le substrat) ou bien une couche ultra-mince située en dessous du matériau à graver et sur laquelle la gravure doit s’arrêter. La sélectivité ne décrit que des diﬀérences de vitesse de gravure mais ne tient pas compte des dégâts réalisés aux diﬀérents matériaux, tant et si bien que ce paramètre est insuﬃsant pour caractériser un procédé de gravure visant à s’arrêter sur une couche ultra-mince : la couche peut subsister, mais sous une forme amorphe, fortement endommagée par le bombardement ionique, ce qui n’est pas acceptable. Ce paramètre peut être contrôlé par l’énergie des ions ainsi que par la nature du gaz choisi pour la gravure et sa réactivité vis-à-vis des diﬀérents matériaux exposés. Le plus souvent, la sélectivité de la gravure repose sur la formation d’un polymère sélectivement sur certains matériaux qui servira de couche sacrificielle. La sélectivité du SiO2 vis-à-vis du Silicium peut être augmentée significativement par augmentation du pourcentage de H2 dans le mélange CF4 − H2ce qui rend le plasma plus polymérisant : il est alors possible de trouver des conditions dans lesquelles un dépôt CFx se forme sélectivement sur le Silicium (i.e. mais pas sur SiO2) bloquant ainsi la gravure de ce matériau [Eprath1979].

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Table des matières

Table des matières
1 Introduction
1.1 La technologie CMOS
1.1.1 Principe du transistor CMOS
1.1.2 Pourquoi réduire les dimensions des transistors ?
1.1.2.1 Raisons économiques
1.1.2.2 Raisons physiques
1.2 Les problèmes posés par la réduction des dimensions
1.2.1 Les courants de fuite
1.2.2 Matériaux à forte permittivité et électrodes métalliques
1.2.3 Les transistors 3D ou FinFET
1.3 Principe et limites de la lithographie conventionnelle
1.4 Technologies envisagées pour les nœuds avancés
1.4.1 L’extrême UV
1.4.2 Le multiple patterning [Semiengineering 2]
1.4.3 L’auto-organisation des copolymères à blocs
1.4.3.1 Les copolymères à blocs
1.4.3.2 Origines et avantages du DSA
1.5 Description de l’étude et plan
2 Fondamentaux de la Physique des plasmas
2.1 Description du plasma et notion élémentaires
2.1.1 Principe de quasi-neutralité
2.1.2 Utilisation de fréquence RF et impact sur les ions et électrons
2.2 Potentiel plasma
2.2.1 Les gaines de charge d’espace
2.2.1.1 Gaines
2.2.1.2 Critère de Bohm
2.2.2 Autopolarisation
2.2.2.1 Différence de potentiel plasma/surface
2.2.2.2 Augmentation de l’énergie des ions par auto-polarisation RF
2.3 Types de réacteurs
2.3.1 Réacteur capacitif ou CCP
2.3.2 Réacteur inductif ou ICP
2.4 Les collisions électroniques et physico-chimie d’un plasma
2.4.1 Les collisions électroniques
2.4.2 Physico-chimie d’un plasma
2.4.2.1 Création des espèces réactives
2.4.2.2 Pertes des espèces réactives
2.5 Principe de la gravure plasma
2.5.1 La gravure chimique
2.5.2 La gravure physique (pulvérisation)
2.5.3 La gravure plasma : synergie ions/neutres
2.6 Phénomènes liés à la gravure
2.6.1 Anisotropie
2.6.2 Sélectivité
2.6.3 ARDE
2.6.4 Contrôle dimensionnel
2.6.5 Dégâts induits par le plasma dus à l’énergie des ions
2.6.6 Les effets de charge
2.7 Les plasmas ICP pulsés
2.7.1 Panorama des plasmas ICP pulsés
2.7.1.1 Paramètres d’un plasma ICP pulsé
2.7.1.2 Différentes configurations pour pulser un plasma
2.7.2 Impact sur la physico-chimie des plasmas
2.7.2.1 Influence de la pulsation sur les densités et la température électronique
2.7.2.2 Impact de la période OFF sur la période ON, rapport de cycle et fréquence de pulsation
2.7.2.3 Impact sur le potentiel plasma et l’énergie des ions
2.7.3 Les inconvénients majeurs des plasmas pulsés
3 Réacteurs et diagnostics
3.1 Le réacteur de gravure ICP
3.1.1 Description de l’ensemble
3.1.2 Les générateurs RF
3.1.3 Les diagnostics rattachés au réacteur
3.2 Diagnostics des surfaces
3.2.1 La spectroscopie de photoélectrons X
3.2.2 Spectroscopie infrarouge à Transformée de Fourier
3.3 Dispositifs d’analyse morphologique
3.3.1 La microscopie électronique à balayage (MEB)
3.3.2 Micro-usinage FIB et microscopie électronique à transmission (TEM)
3.4 Diagnostics plasma
3.4.1 L’analyseur en énergie des ions à champ retardé (RFEA)
3.4.2 La sonde de flux ionique
4 Métrologie
4.1 Mesures d’épaisseur, vitesses de gravure et défectivité
4.1.1 Ellipsométrie
4.1.2 Mesures de vitesses de gravure
4.1.3 Mesure de défectivité
4.2 Mesures des dimensions au SEM
4.2.1 Méthode de mesure des CD au SEM (ou CD-SEM)
4.2.2 Détermination de la robustesse de la méthode
4.2.2.1 Impact du seuil d’intensité et du grandissement sur la largeur à mi-hauteur et la valeur moyenne des distributions gaussiennes ajustées
4.2.2.2 Impact de l’astigmatisme sur la largeur à mi-hauteur et la valeur moyenne des distributions gaussiennes ajustées
4.2.2.3 Impact du seuil d’intensité et du grandissement sur l’ajustement des distributions gaussiennes aux distributions mesurées
4.3 Stratégie d’amélioration
4.3.1 Visualisation des défauts d’une image SEM
4.3.2 Reconstruction d’image SEM : post-traitement
4.3.3 Résultats et impact sur la méthode par seuil de détermination des dimensions au SEM
5 Avancement de la recherche sur les copolymères à blocs
5.1 L’approche auto-alignée par copolymères à blocs pour la Microélectronique
5.1.1 Deux approches pour exploiter les copolymères à blocs
5.1.2 Intérêt de l’industrie microélectronique pour le DSA
5.1.2.1 Avantages du DSA et premiers essais
5.1.2.2 La défectivité
5.1.2.3 Le temps nécessaire à l’auto-organisation
5.2 Etat de l’art de la gravure du PS-b-PMMA
5.2.1 Retrait du PMMA par exposition UV et acide acétique
5.2.1.1 Action de l’acide acétique
5.2.1.2 Action des UV
5.2.1.3 Limites de l’approche par UV et acide acétique
5.2.2 Retrait du PMMA par plasma
5.2.3 Ouverture de la couche de neutralisation
6 Gravure du PS-b-PMMA
6.1 Motivations pour le développement d’un procédé plasma de retrait du PMMA pour le PS bPMMA
6.1.1 Dispersion de CD intrinsèque importante
6.1.2 Résidus
6.1.3 Mise en place d’une stratégie
6.2 Etudes matériaux des effets d’un plasma de H2 et H2/N2 sur le PS-b-PMMA
6.3 Gravure du PMMA
6.3.1 Influence de H2 sur le PMMA
6.3.2 Importance de N2 dans le mélange H2/N2
6.4 Gravure du PS
6.4.1 Influence d’un plasma de H2 sur le polystyrène
6.4.2 Mécanismes de gravure de PS hydrogéné
6.4.2.1 Hydrogénation et érosion chimique
6.4.2.2 Erosion chimique assistée par bombardement ionique
6.4.2.3 Pulvérisation chimique
6.4.2.4 Pulvérisation chimique rapide
6.4.3 Flux d’ions, pression et rapports N2/H2
6.5 Conditions de parois et nettoyage
6.5.1 Les stratégies de contrôle des conditions de parois
6.5.2 Stratégie utilisée pour les copolymères à blocs
6.6 Mise au point d’un procédé de gravure par plasma de H2 N2
6.6.1 Pression
6.6.2 Puissance source et morphologie
6.6.3 Origine de l’impact de la puissance source sur la dispersion de CD
6.6.4 Facettage et réduction de la dispersion de CD
6.6.5 Influence de l’énergie des ions
6.6.6 Concentration en N2
Bibliographie