Charge Splitting In Situ Recorder (CSIR) voor realtime onderzoek van het plasma-oplaadeffect in FinFET BEOL-processen

Verdeling van plasma-geïnduceerde oplaadsnelheid in de hartlijn van de wafer tijdens het etsproces op verschillende tijdstippen. De plasma-oplaadpolariteit op een bepaalde locatie kan in de loop van de tijd veranderen

De verschillende polariteiten voor het opladen van plasma resulteren in positieve of negatieve antennelading, Q _P , verzameld op een andere tijd en locatie. Ter verduidelijking, op het moment t ₁ , een negatieve J _p leidt tot negatieve antennelading Q . Bij t ₂ , een positieve J _p induceert een positieve antennelading Q+ op de identieke locatie op de wafer, zoals geïllustreerd in Fig. 1. Aldus kan positieve of negatieve lading zich ophopen op dezelfde antenne op verschillende tijdstippen tijdens het etsproces. Uit eerdere rapporten [27] blijkt dat de piekniveaus van J _e en J _ik zijn rond de − 0,15 en 0,35 mA/cm ² , respectievelijk. Er is gevonden [28, 29] dat DC- en AC/bi-directionele poortspanning op n-kanaal en p-kanaal FinFET resulteert in verschillende latente schade aan de poortdiëlektrische film. Hoogspanningsspanningen met positieve of negatieve DC-bias en AC-spanning met een schakelfrequentie van 0,1 Hz worden respectievelijk toegepast op conventionele FinFET-testmonsters. Zoals getoond in Fig. 2, is de time-to-breakdown (T _BD ) van een transistor die wordt benadrukt door positieve, negatieve en poortspanning in beide richtingen worden vergeleken. De resultaten geven aan dat DC-poortspanning grotere schade aan de monsters zal veroorzaken, terwijl AC-poortspanning resulteert in minder ernstige schade aan deze transistors, zoals gesuggereerd door de langere T _BD voor monsters onderworpen aan bidirectionele spanning. Figuur 2 laat ook zien dat de oxidedegradatie niet alleen afhangt van de laadpolariteit, maar ook van het type putjes onder de n-kanaals en p-kanaals transistoren, wat naar verwachting wordt veroorzaakt door het verschil in de ontladingspaden van deze test apparaten tijdens het proces. Vandaar de conventionele PID-detector, die gebruikmaakt van T _BD omdat de indicator voor de ernst van de schade het plasma-oplaadniveau tijdens het proces niet kan weerspiegelen. Aan de andere kant registreert de plasma-oplaadrecorder die in ons vorige werk is voorgesteld, het stressniveau door elektron te injecteren of uit te werpen naar / van een zwevende poort (FG) gekoppeld door een ladingsverzamelende antenne. De geregistreerde gegevens, zwevende poortlading (Q _FG ), wordt vervolgens na fabricage gelezen [24, 25]. De opname wordt dan gemeten door drempelspanningsverschuiving op de leestransistor, waarvan het kanaal wordt bestuurd en gestuurd door dezelfde zwevende poort. De verhoogde potentiaal op de antenne met Q _P van plasma-oplading kan zowel positieve als negatieve antennespanning induceren tijdens de vorming van een enkele metaallaag. Verder worden voor verschillende metaallagen verschillende fabricageparameters gebruikt. De etstijd, de gebruikte chemicaliën en de kamertemperaturen kunnen bijvoorbeeld variëren. Deze parameters kunnen de verdeling van de antennelading over een wafer tijdens het etsen beïnvloeden. In andere gevallen is een transistor met verbindingen met meerdere metaallagen onderhevig aan nog complexere plasma-oplaadsequenties, zoals geïllustreerd in Fig. 3a.

Tijd tot afbraak (T _BD ) van n-kanaal en p-kanaal FinFET's die worden benadrukt door positieve, negatieve en positieve + negatieve lading op de poortelektroden. T _BD van apparaten onder verschillende polariteitsspanningen suggereert dat de schade die wordt geaccumuleerd op het poortdiëlektricum niet alleen afhangt van de oplaadpolariteit, maar ook van de putten onder overeenkomstige FinFET's

een Het plasma-oplaadeffect voor de verschillende metaallagen varieert op verschillende locaties over de wafer. b De positieve en negatieve ladingen kunnen elkaar compenseren in de gestapelde metaallagen

In verschillende stadia van het BEOL-proces kan de plasma-laadstroom bij een bepaalde antenne schakelen tussen ionen- en elektronenstroom, d.w.z. de netto Q _P kan ook van positief naar negatief verschuiven. De opnames op samples met antenne bestaande uit metaal 2, metaal 3, metaal 4 en meerdere metaallagen zijn samengevat in Fig. 3b. Gegevens suggereren een nettolading van een enkele metaallaag [24] bij een bepaalde polariteitsverandering van laag naar laag. Bovendien is het middelingseffect gevonden op de Q _FG van de monsters met antennestructuren van meerdere metaallagen wordt verder ondersteund door de gemeten gegevens in Fig. 3b. Met zowel positieve als negatieve V _G op de antenne, de laatste Q _FG zal dan worden uitgemiddeld door elektroneninjectie en ejectie in/uit de FG, wat opeenvolgend kan plaatsvinden. Dit compensatie-effect zal de recorder beperken om de echte stresscondities te onthullen die een apparaat ervaart tijdens plasmaprocessen. De herziene CSIR is ontworpen om het probleem aan te pakken over hoe positieve en negatieve oplaadeffecten afzonderlijk kunnen worden geregistreerd zonder interferentie en om meer gedetailleerde gegevens te leveren over de oplaadsituatie in de plasmakamer.

Testpatroon voor ladingsscheiding

In dit onderzoek kunnen de positieve ionenlading en de negatieve elektronenlading op de antenne worden gescheiden met een nieuwe ladingsplitsing in situ recorder (CSIR) voorgesteld, zoals geïllustreerd in Fig. 4a. Een CSIR bestaat uit twee zwevende poorten, FG₁ en FG₂ die de verschillende soorten oplaadeffecten afzonderlijk opnemen. De antennestructuur is verbonden met de twee koppelingspoorten via respectievelijk een voorwaartse diode (D1) en een achterwaartse diode (D2). In de linkerhelft van de structuur zullen de positieve ladingen in de koppelingspoort 1 stromen (CG₁ ) via D1. Wanneer CG₁ positief geladen is, wordt de spanning gekoppeld aan de zwevende poort via de contactslots aan beide zijden. De zwevende poort zal negatief worden geladen als elektronen vanuit het substraat worden geïnjecteerd. De rechterhelft van de structuur daarentegen is het negatieve laadpad, waardoor stroom van de antenne naar de koppelingspoort 2 (CG₂) kan vloeien. ) tot en met D2, resulterend in een positieve Q _FG . Figuur 4b toont verder de dwarsdoorsnede van de CSIR met on-chip pn-diodes, die de positieve en negatieve laadpaden naar de afzonderlijke koppelingspoorten leiden, CG₁ en CG₂ , die de potentiaal op de antenne koppelen aan de FG₁ en de FG₂ , respectievelijk.

een Ladingssplitsing in situ recorder met twee afzonderlijke zwevende poorten door verbinding te maken met respectievelijk een voorwaartse diode (D1) en een achterwaartse diode (D2) voor het detecteren van elektron/ion-oplading. b Dwarsdoorsnede van de nieuwe ladingssplitsing in situ recorder met on-chip pn-diodes, die de positieve en negatieve lading naar de gescheiden koppelingspoorten leidt, CG₁ en CG₂

Wanneer de linkerhelft van de recorder is ingeschakeld in de CSIR onder een positief geladen antenne, is de rechterhelft inactief omdat de lading wordt geblokkeerd door de omgekeerde diode, en vice versa. Beide on-chip diodes zijn samengesteld uit n+/p-well. Om ervoor te zorgen dat D2 een negatieve spanning in zijn p-well ondersteunt, moet het p-gebied worden omgeven door een diepe n-well, die het laadpad rechtstreeks naar het substraat blokkeert. De gesimuleerde potentiaalverdeling op de doorsnede in een CSIR onder positieve en negatieve oplaadperioden van de antenne wordt respectievelijk getoond in Fig. 5a en b. Ervan uitgaande dat de potentiaal op een antenne 5 V bereikt, stroomt via de diode aan de linkerkant positieve lading naar de stuurpoort aan de linkerkant, wat resulteert in een hoge positieve spanning (V _CG1 ). Tegelijkertijd wordt de positieve lading geblokkeerd door de diode aan de rechterkant, wat resulteert in een bijna nul V _CG2 . Het verschil in potentiaal op de twee stuurpoorten wordt geverifieerd door de gesimuleerde potentiaalcontouren in figuur 5a. Het effect van negatieve lading op de antenne is weergegeven in Fig. 5b. Gesimuleerde potentiaalprofielen verifiëren dat de on-chip pn-diodes de potentiaal effectief naar CG₁ kunnen sturen en blokkeren en CG₂ , gratis, zoals ontworpen. Op deze manier kunnen positieve en negatieve oplaadeffecten die overeenkomen met verschillende bronnen in de plasmabehandelingen onafhankelijk worden verkregen, waardoor ladingscompensatie en interferentieproblemen op de detector worden voorkomen.

Gesimuleerde potentiaalverdeling in CSIR met positieve en negatieve antennepoortspanning. De voorwaartse en achterwaartse pn-diodes scheiden met succes de polariteit van de antennelading

Resultaten en discussie

De gemeten drempelspanningsverschuiving (ΔV _T ) op apparaat bestuurd door FG₁ met voorwaartse diode en dat door FG₂ met omgekeerde diode en monsters zonder diode worden vergeleken in Fig. 6. Gegevens langs de hartlijn van een wafer laten zien dat een recorder met een enkele zwevende poort onderhevig is aan ladingsneutralisatie, zelfs binnen de verwerking van een enkele metaallaag. Het middelingseffect van een recorder zonder diode bewijst dat de pieklaadsnelheden niet waarheidsgetrouw worden weergegeven. Aan de andere kant kunnen metingen van de nieuwe CSIR onafhankelijk van elkaar positieve en negatieve laadniveaus opleveren. Om het plasma-oplaadeffect in metaal 2 (M2)-vorming verder te onderzoeken, werd de verzamelde lading op FG₁ en FG₂ van de CSIR van elke matrijzen kan onafhankelijk worden berekend door Vgl. (2),

$$ {Q}_{\mathrm{FG}}={C}_{\mathrm{T}}\times \Delta {V}_{\mathrm{T}}\times {\alpha}_{\mathrm {RG}}\stippen $$ (2)

waar Q _FG is de lading in de zwevende poort. C _T is de totale capaciteit van de zwevende poort, zoals geïllustreerd in Fig. 7. ΔV _T is de drempelspanningsverschuiving gedetecteerd bij de leespoort van de recorder, terwijl α _RG is de koppelingsverhouding van de leespoort.

Verdeling van delta V _T op FG₁ met voorwaartse diode en FG₂ met omgekeerde diode en FG zonder diode langs de hartlijn van een wafer

een Het schematisch diagram van een capaciteitsnetwerkmodel in een CSIR-apparaat. b De totale capaciteit van de zwevende poort is alle genoemde capaciteiten in serie plus die in parallel

Wanneer de zwevende poortlading aanvankelijk nul is en Q _FG het verzadigde niveau bereikt wanneer het elektrische veld over de diëlektrische laag van de poort tot nul wordt teruggebracht, kan de uiteindelijke antennepoortpotentiaal aan het einde van een plasmaproces als volgt worden uitgedrukt,

$$ {V}_{\mathrm{ANT}}=\frac{V_{\mathrm{FB}}-\frac{Q_{\mathrm{FG}}}{C_{\mathrm{T}}}}{ \alpha_{\mathrm{ANT}}}\dots $$ (3)

waarin, V _ANT is het antennepoortpotentieel door plasma-oplading en α _ANT vertegenwoordigt de koppelingsverhouding met de zwevende poort van de antennepoort. V _FB is de vlakbandspanning van de metalen poort naar het vin-substraat. Onder een bepaalde procestijd is de gemiddelde plasmalaadstroomdichtheid, J _p kan dan worden geprojecteerd door Vgl. (4).

$$ {J}_{\mathrm{p}}=\frac{V_{\mathrm{ANT}}\times {C}_{\mathrm{ANT}}}{A_{\mathrm{ANT}}\times \Delta t}\stippen $$ (4)

waar Δt is de duur van een plasmaproces [28, 29] en C _ANT is de totale capaciteit van de metalen antenne, terwijl A _ANT is het oplaadgebied van een antenne. Alle parameters die in de bovenstaande berekeningen zijn gebruikt, zijn samengevat in Tabel 1.

De verdeling van positieve en negatieve laadsnelheden over een wafer tijdens de verwerking van de bovenste (metaal 9) en onderste metalen (metaal 2) lagen worden verder vergeleken in Fig. 8. Dit houdt in dat het opladen op de antennestructuur prominenter is bij hogere metalen niveaus (metaal 9), omdat op metaal 9 de hogere plasma-energie J . veroorzaakt _p groter zijn dan J _p van metaal 2 in termen van grootte. Gegevens suggereren ook dat zowel de elektronen- als de ionenlaadsnelheid in beide gevallen rond het centrum piekt. Zoals verwacht ervaren matrijzen die zich dicht bij het midden van de wafer bevinden een hoog laadniveau, wat kan worden toegeschreven aan het langere ontladingspad tijdens plasmabehandeling. Dit locatie-effect blijkt identiek te zijn voor zowel meer elektronen- als ionenladingsdominante omstandigheden. De verwachte plasma-oplaadsnelheid, J _P (x,y ), gemiddeld over de vorming van een enkele metaallaag, metaal 2 (M2) en metaal 9 (M9), worden verder vergeleken in Fig. 9. Deze waferkaarten laten zien dat de elektronenlaadsnelheid op een plateau lijkt te zijn, behalve aan de rand , terwijl de ionenladingssnelheden een grotere variatie vertoonden in het middengedeelte van de wafer. In de toekomst zullen deze waferkaarten onder verschillende verwerkingsomstandigheden naar verwachting inzicht verschaffen in de plasmakamer, of verdere optimalisatierichtlijnen door de oplaadeffecten beter te compenseren.

Vergelijking van positieve en negatieve laadsnelheid in de hartlijn van een wafer voor metaal 2 en metaal 9 processen. De oplaadsnelheden pieken rond het midden, wat betekent dat plasma-geïnduceerde schade ernstiger is in het midden van de wafer

De geprojecteerde laadsnelheid van elektronen en ionen, J _e (x ,j ) en J _ik (x ,j ) worden verkregen door de ladingsplitsers over het etsoppervlak tijdens de vorming van metaal 2 metaal 9

Antenneverhoudingseffect

Traditionele PID-bewakingsapparaten zijn meestal ontworpen om het PID-effect te versterken door de poorten van de transistor rechtstreeks op een grote antenne aan te sluiten, waarbij de stressniveaus worden geëvalueerd door een toename van de totale Q _P zal naar verwachting worden afgevoerd via een klein kanaalgebied [30, 31]. Antenneverhouding (AR) is evenredig met de spanningsstroomdichtheid door het poortdiëlektricum tijdens plasmaprocessen [32]. Grote Q _P op de antenne is bekend dat het latente schade en/of vallen in de diëlektrische laag veroorzaakt, wat uiteindelijk leidt tot verslechtering van de betrouwbaarheid [33]. Zoals verwacht, verhoogt een hogere AR op conventionele FinFET's de stressniveaus aanzienlijk, wat een ernstiger T_BD veroorzaakt degradatie, namelijk apparaatstoring binnen een kortere gebruiksperiode, zie Fig. 10. Anderzijds, in een CSIR, wordt het plasma-oplaadniveau geregistreerd als de zwevende poortlading, Q _FG , vertoont zeer weinig antenne-effect. Het reageert namelijk niet op een toenemend antennegebied, zoals blijkt uit de gegevens die zijn samengevat in Fig. 11.

een De time-to-breakdown kenmerken I _G versus tijd van de conventionele PID-detectoren met de toenemende antennegrootte. b T _BD neemt drastisch af als AR de 1000 overschrijdt

een Naarmate de capaciteit van de antenne toeneemt, V _CG wordt onafhankelijk van de AR. b V _FG verzadigt als de AR 100× overschrijdt

In de nieuwe op zwevende poorten gebaseerde CSIR zal de antenneverhouding (AR) het piekpotentieel op de koppelingspoorten beïnvloeden tijdens het opladen van plasma. In geschaalde technologieën wordt verwacht dat de parasitaire capaciteiten op de verbindings- en koppelingsstructuur afnemen, wat leidt tot minder AR-gevoeligheid op de opnameresultaten. De redenen om tot zo'n duidelijk verschil in AR-effect tussen CSIR en conventionele detectoren te leiden, zijn als volgt. In deze zwevende poortrecorders verzamelde de lading zich op de antenne, Q _P wordt niet afgevoerd via het kanaalgebied. Verhoogde Q _P verhoogt V _CG , wat leidt tot elektroneninjectie of -ejectie in/van de zwevende poorten. Zoals getoond in de gesimuleerde capaciteit in Fig. 11a, is de capaciteit van de antenne, C _mier , neemt proportioneel toe met het antenneoppervlak, A _mier . Met de totale laadstroom die recht evenredig is met het antennegebied, heeft een verhoogde AR in een CSIR geen invloed op de potentiaal op de antenne. Uit meetgegevens blijkt dat de Q _FG niveau blijft ongeveer hetzelfde voor SCIR met AR van meer dan 100×.

Deze functie slaat niet alleen het testpatroongebied op, maar maakt het ook mogelijk om J . te vinden _P (x ,j ) met hogere ruimtelijke resolutie voor het bestuderen van patrooneffect op PID. Bovendien kan een detector met een kleine antenne het ontwerpen van testpatronen vergemakkelijken voor het begrijpen van PID in middle-end of the line (MEOL) en contactprocessen.

Ten slotte is het prestatieoverzicht van de nieuwe CSIR voor het bewaken van PID in het geavanceerde BEOL FinFET-proces samengevat in tabel 2. Het meetbereik van de traditionele detector is AR, terwijl het meetbereik van de nieuwe in-situ-recorder is gebaseerd op de lengte van de zwevende poort. Verder kan het gebied van een nieuwe in situ recorder erg klein zijn. Het belangrijkste is dat de nieuwe CSIR de realtime feedback van het plasmaproces en afzonderlijke niveaus van ionenoplading en elektronenoplaadsnelheid kan bieden, onafhankelijk van elkaar.

Conclusies

Een nieuwe ladingssplitsing in situ recorder (CSIR) voor het monitoren van plasma-geïnduceerde schade is voor het eerst voorgesteld en gedemonstreerd. De CSIR biedt een krachtig hulpmiddel om gelijktijdig inzicht te krijgen in de snelheid van het opladen van elektronen en ionen in een plasmakamer. Waferkaarten kunnen verder onderzoek vergemakkelijken tussen de correlatie met de betrouwbaarheid van het apparaat en deze individuele oplaadeffecten.

Wijzigingsgeschiedenis