Siliziumwafern
Diplomarbeit
Fakultat fur Physik
Lehrstuhl Prof. Dr. P. Leiderer
Universitat Konstanz
Florian Lang
Juli 2002
Einleitung 3
1 Theoretische Grundlagen 6
1.1 Adhasion von Partikelnauf Oberachen . . . 6
1.1.1 Lifshitz -van-der-WaalsTheorie . . . 6
1.1.2 Modelle mitelastisch deformierbarenPartikeln . . . 7
1.2 Benetzung und Kapillarkrafte . . . 9
1.2.1 Benetzungsverhalten vonFlussigkeiten . . . 10
1.2.2 Kapillarkrafte und Laplacedruck . . . 11
1.3 UberhitzbarkeitvonFlussigkeiten und Blasennukleation. . . 12
1.3.1 Grenzen der Uberhitzbarkeit . . . 12
1.3.2 Nukleationstheorie . . . 14
1.4 Flussigkeitskondensation anOberachen . . . 16
1.4.1 Dampfdruck an gekrummten Flachen . . . 17
1.4.2 Tropfenwachstum anOberachen . . . 17
1.5 Wechselwirkung vonLichtmit Materie . . . 19
1.6 Reexion und Transmission an Schichtsystemen . . . 20
1.7 Feldverstarkung anPartikeln: Mie-Theorie . . . 21
1.8 Warmediusion . . . 24
1.9 Thermoelastische Eekte . . . 24
2 Stand der Forschung 26 2.1 Dry Laser Cleaning (DLC) . . . 26
2.2 Steam Laser Cleaning (SLC) . . . 28
3 Experimenteller Aufbau 31 3.1 Aufkondensieren der Flussigkeiten . . . 31
3.2 Optischer Aufbau . . . 33
4 Durchfuhrung der Messungen 36
4.1 Probenpraparation . . . 36
4.2 Eichung des Laserusses . . . 37
4.3 Reektometer- und Streulichtsignale . . . 39
4.4 Messung der Reinigungsschwelle . . . 44
4.5 Schadensanalyse . . . 45
5 Ergebnisse und Diskussion 48 5.1 Reinigungsschwellen im SLC . . . 48
5.1.1 H 2 O-SLC . . . 49
5.1.2 IPA-SLC . . . 51
5.1.3 Diskussion und Vergleichmit Vorhersagen der Theorie . . 52
5.1.4 SLC Modellnach X.Wu . . . 55
5.2 Schichtdickeneinusse imIPA-SLC . . . 56
5.2.1 Untersuchungen zum UbergangvonDLC zu SLC . . . 56
5.2.2 Interferenzeekte im SLC . . . 59
5.3 Verdampfungsstudien anWassertropfen . . . 60
5.4 Oberachendefekteim SLC . . . 62
5.4.1 Defekte im IPA-SLC . . . 63
5.4.2 Defekte im H 2 O-SLC . . . 64
6 Ausblick 66
7 Zusammenfassung 68
Lasercleaning ist eine Methode zur Reinigung von Oberachen, bei der Schich-
ten oder Schmutzpartikel durch Bestrahlen mitLaserpulsen entferntwerden. Bei
der indieser Arbeituntersuchten Partikelentfernung werdenimAllgemeinen zwei
Varianten unterschieden: Das Dry Laser Cleaning (DLC) und das Steam Laser
Cleaning (SLC). Im SLC wird vor dem Auftreen des Laserpulses ein
"
Energie-
transfermedium\, meist eine Flussigkeit aufgebracht. Dieses wird anschlieend
durch die Laserenergie explosionsartig verdampft, wobei die entstehende Druck-
welle zur Reinigung fuhrt. Beim DLC ging man lange Zeit davon aus, dass die
Partikelentfernung ausschlielich durch thermische Expansion der Oberache bei
der Erwarmung erfolgt. Erst neuere Untersuchungen zeigten, dass noch weitere
Mechanismen beteiligt sind.
Die ersten Experimente zum Lasercleaning wurden bereits ab dem Jahr 1987
durchgefuhrt. Mehrere Forschungsgruppen entdeckten diese neue Reinigungs-
methode nahezu zeitgleich und unabhangig voneinander. Werner Zapka unter-
suchte die Partikelentfernung von Lithographiemasken aus Silizium am IBM-
Forschungsinstitut Sindelngenim Hinblick auf eine industrielle Anwendung die-
ser Technik. Insbesondere hervorzuheben sind seine grundlegendenArbeitenzum
Steam Laser Cleaning[Zap91, Tam92] inZusammenarbeit mitAndrew Tam, die
im IBM-Forschungszentrum in San Jose durchgefuhrt wurden. Bei ihren ersten
Experimenten verwendeten sie Excimerlaserstrahlung zur Reinigung, welche im
Substrat absorbiert wird. Das transparente Energietransfermediuman der Ober-
ache erhitztsichdanndurchWarmeleitunguberdieGrenzache. Parallelhierzu
erforschte Susan D. Allen an der Iowa State University ebenfalls das SLC Ver-
fahren [Ime91, Lee91], wobei sie zum Erhitzen der Flussigkeit einen Infrarotlaser
einsetzte, dessen Licht direkt im Energietransfermedium absorbiert wird. Das
DLC wurde von Audrey Engelsberg per Zufall bei Arbeiten mit einem Excimer-
Laser im Rahmen ihrer Dissertation am Rensselaer Polytechnic Institute beob-
achtet [Eng93]. Siemeldete das Verfahren unter dem Namen
"
RadianceProcess\
zum Patent an. Erste Publikationen aus Russland zur Partikelentfernung von
Oberachen durch Bestrahlung mit Laserlicht wurden ebenfalls zur selben Zeit
veroentlicht [Bek87, Ass88].
Die wahrend des Reinigungsvorgangs ablaufenden Vorgange sind bis heute
noch nicht vollstandig verstanden. Hochinteressant ist insbesondere das Zu-
sammenspiel der vielfaltigen zugrundeliegenden physikalischen Prozesse. Hierzu
zahlen unter anderem die Adhasion von Partikeln auf Oberachen, Wechselwir-
kungvonMateriemitLaserlichtaufkurzenundultrakurzenZeitskalen,thermoela-
stische Eekte im Substrat und Phasenubergange in den Energietransfermedien.
Der Einuss einiger aus anderen Bereichen bekannten Phanomene wie optische
Nahfelder, dieanden Schmutzpartikelnauftreten,undAblationdes Substrats als
Reinigungsmechanismuskonnten sogar erstinjungererVergangenheitnachgewie-
sen werden [Lei00, Mos01].
Inzwischen ist die Leistungsfahigkeit des Lasercleanings ineiner Vielzahl von
Experimenten demonstriert worden. Es hat bisher gebrauchliche Reinigungsme-
thoden bereits in vielen Bereichen abgelost und wird in diesen Gebieten auch
kommerziell eingesetzt. Die Bandbreite der Anwendungen reicht hierbei von der
schonendenEntfernungderSchmutzschichtenaufKunstwerken
uberdieReinigung
vonGebaudenund Flugzeugen, biszum Abtrennen hochverstrahlterSchichten in
Atomkraftwerken.
InderHalbleiterindustrie,dieimmerwiederalsParadebeispielfurdieNotwen-
digkeit neuer Reinigungstechniken angefuhrt wird, hat der Schritt vom Labor in
die Produktionslinien bisherallerdingsnochnichtstattgefunden. Die Entfernung
aller Verunreinigungen mitAbmessungen,diegroer oder vergleichbar mit denen
der Strukturen des Chips sind, ist hier Grundvoraussetzung fur eine einwand-
freieFunktionsfahigkeit. DurchdieimmerweiterfortschreitendeMiniaturisierung
derintegriertenSchaltkreisestoenherkommlicheReinigungsmethodenwieUltra-
schallbader oder Bursten zunehmend an ihre Leistungsgrenzen. Bereits 2003 soll
dieMarkteinfuhrungvonSpeicherchips mit90nmStrukturen stattnden [Phy02 ]
unddiePlanungenderSemiconductorIndustriesAssociation(SIA)sehenbis2010
eine weitere schrittweise Verkleinerung auf 45nm vor, was extrem hohe Anforde-
rungen an die Reinigungsverfahren stellt. Die Hauptursache fur den bisherigen
Verzicht aufden EinsatzvonLasercleaning indiesem Gebietist,neben den tech-
nischen Anforderungen der Halbleiterindustrie, die hohe Empndlichkeit der zu
reinigenden Flachen. Bereits Defekte mit einer Tiefe von wenigen nm, wie sie
beispielsweisedurchNahfelderanPartikelnerzeugt werdenkonnen,sind nichtto-
lerierbar. DennochscheintinsbesonderedasSLCeinvielversprechenderAnsatzzu
sein, umdieinZukunftnochstarkerauftretendenProblememitVerunreinigungen
zu losen. Im Vergleich mit dem DLC zeichnet sich SLC durch eine hohere Rei-
nigungseÆzienz und eine universelle Cleaningschwelle bezuglich des Laserusses
aus [Mos00]. Daruber hinaus geben neuere Experimente starke Hinweise darauf,
dass die Entfernung von Partikelnauf Siliziumim DLC stets mit der Erzeugung
eines Defekts durch dieauftretende Feldverstarkung verbunden ist [Mos01].
Dievorliegende Arbeituntersucht das SteamLaser Cleaningvonindustriellen
Siliziumwafern. Der Einuss der Flussigkeitsmenge auf die EÆzienz des Reini-
gungsprozesses ist bereits durch Experimente bei unterschiedlicher Luftfeuchtig-
keit nachgewiesen worden [Fou01]. Dennoch wurdedieauf der Probe vorliegende
Situation in den bisher durchgefuhrten Experimenten zum SLC bestenfalls sehr
grob kontrolliert.
An diesem Punkt setzen die im Rahmen dieser Arbeit durchgefuhrten Ex-
perimente an, bei denen die exakte Kontrolle der Versuchsbedingungen auf der
Oberache einen der zentralen Aspekte darstellt. Als Energietransfermedien
wurden in den durchgefuhrten Messungen Wasser und Isopropanol (IPA) einge-
setzt. Die gewahlte Versuchsanordnung ermoglicht es dabei prinzipiell die Zu-
sammensetzung von Flussigkeitsgemischen direkt auf der Probe zu bestimmen.
Erstmals wurde eine Messung der beim Auftreen des Laserpulses vorhandenen
Flussigkeitsschichtdicke auf nm-Skalarealisiert. Da die als Modellverschmutzung
verwendeten Kolloide ebenfalls Durchmesser im Bereich von einigen hundert nm
haben, erwartet man eine
Anderung des Reinigungsverhaltens indiesem Bereich.
Die genaue Kontrolle des auf der Oberache aufgebrachten Energietransferme-
diums ermoglicht jedoch nicht nur eine Optimierung der ReinigungseÆzienz in
Bezug auf diesen Parameter, sie ist daruber hinaus Voraussetzung fur reprodu-
zierbare Messungen,erlaubteinengenauenVergleichmitVorhersagenzukunftiger
Modelle und istdaher zum Verstandnis der ablaufenden physikalischen Vorgange
erforderlich.
Lasercleaning im Allgemeinen und Steam Laser Cleaning im Besonderen ist ein
komplexer Prozess, bei dem eine Vielzahl von Aspekten zusammenwirken. In
diesem Kapitel sind diezum Verstandnis der beschriebenen Experimente notigen
theoretischen Grundlagen erklart. Dabei werden diefur das SLC relevanten phy-
sikalischen Vorgange inmoglichst kompakter Form dargestellt.
1.1 Adhasion von Partikeln auf Oberachen
Voraussetzung fur ein genaues Verstandnis des Lasercleanings ist die Kenntnis
der zwischen Partikeln und Oberache wirkenden Haftkrafte. Bei der Entfer-
nung der Verunreinigungen mussen diese durch die erzeugten Reinigungskrafte
uberwunden werden. Die Wechselwirkungen zwischen Partikel und Oberache
lassen sich in drei Kategorien einteilen: langreichweitige Krafte, wie die van-der-
WaalsunddieelektrostatischeKraft, Krafte,dieerstbeiKontaktwirksamwerden
(z.B. Kapillarkrafte,vgl. Abschn.1.2.2) und sehr kurzreichweitige Krafte,wie sie
beispielsweise bei chemischen Bindungen auftreten. Meist dominiert hierbei die
van-der-Waals-Kraft
uber dieanderen Beitrage [Bow88]. Charakteristisch fur sie
ist eine Variation des Wechselwirkungspotentials als Funktion des Abstands mit
1=r 6
. ImFolgendenwerdenverschiedeneModellezurBeschreibungdervonihrver-
ursachten Adhasionskrafte vorgestellt. Die tatsachlich wirkenden Krafte konnen
aufgrund von Oberachenrauhigkeitenallerdingsdeutlich geringersein als diefur
ideal glatte Partikelund Oberachen berechneten.
1.1.1 Lifshitz - van-der-Waals Theorie
Der Ansatz von Lifshitz vernachlassigt die elastischen Eigenschaften der Parti-
kel vollstandig. Ausgangspunkt ist eine an der Oberache sitzende deformierte
Kugel. Die beteiligten Materialienwerden durch ihre makroskopischen dielektri-
schenEigenschaftenbeschrieben. VerglichenmitdemalterenmikroskopischenAn-
satz von Hamaker [Ham37], bei dem unabhangige Dipole betrachtet werden und
deren gegenseitige Anziehung integriert wird, besitzt diese Vorgehensweise zwei
wichtige Vorteile. Das Lifshitz-Modell ist nicht auf Systeme beschrankt, bei de-
nen sichnichtabsorbierende Materialienineiner Vakuumumgebungbenden und
zusatzlich wird die Annahme einer linear additiven Dipol-Dipol-Wechselwirkung
nichtbenotigt. Furdiepro Einheitsache wirkendeAdhasionskraft zwischen zwei
Materialien imGleichgewichtsabstand
0
ergibt sich [Lif56]
F
VDW;Lif
=
123
8 3
0
(1.1)
mit der materialabhangigen Lifshitz-van-der-Waals-Konstanten
123
. In num-
merischen Berechnungen wird fur
0
meist einWert von 4
A eingesetzt, den man
aus Abschatzungen der Gitterkonstanteeines van-der-Waalsgebundenen Edelga-
ses erhalt.
Zum Vergleichliefert der Ansatz vonHamaker alsErgebnis
F
VDW;Ham
= A
103
6 3
0
: (1.2)
Die hier auftretende Hamakerkonstante ist somit durch dieBeziehung
A
123
= 3
4
123
(1.3)
mit der Lifshitz-van-der-Waals-Konstanten verknupft. Fur die betrachtete Geo-
metrie einer deformierten Kugel auf einer Ebene wird die totale Adhasionskraft
im Lifshitzmodellhaug als Summeder auf eine undeformierte Kugel wirkenden
Haftkraft und der Kraftauf dieKontaktache berechnet
F
adh;tot
=F
adh;Kugel +F
adh;Kontaktfl :
=
123 R
8 2
3
0 +
123 a
2
8 2
0
; (1.4)
wobeiRdenPartikelradiusundadenRadiusderKontaktachebezeichnet. Diese
Vorgehensweise ist jedoch bestenfalls eine grobe Naherung, da sich das Volumen
einer deformierten Kugel oensichtlich nicht als Summe einer Kugel und einer
dunnen Scheibeschreiben lasst.
1.1.2 Modelle mit elastisch deformierbaren Partikeln
Aus dem Lifshitzmodell folgt, dass Partikel an der Oberache typischerweise
Drucken ausgesetzt sind, die im Bereich einiger MPa liegen. Unter ihrem Ein-
uss verformen sich die meisten Materialien. Ein praziserer Ansatz zur Bestim-
mung der Adhasionskrafte muss daher die elastischen Eigenschaften der Partikel
berucksichtigen.
1.1.2.1 JKR-Theorie
DasersteModell,daselastischeVerformungendesPartikelsbeinhaltet,wurdevon
Johnson, KendallundRoberts entwickelt[Joh71]. Dabeiwird angenommen, dass
die wirkenden Krafte so kurzreichweitig sind, dass sie nur in der Kontaktregion
wirken und dass der Gleichgewichtsabstand der Grenzachen in diesem Bereich
konstant ist. Ausgehend von der Energiebilanz, in der elastische Deformations-
energie,mechanische EnergieundOberachenenergieberucksichtigtwerden,lasst
sichdann der Kontaktradiusa berechnen
a
JKR
= R
2
3
K
123
8 2
0 +
F
ext
R
+3+
3
123
4 2
0
+9 2
2
1
2
! 1
3
; (1.5)
bezeichnet hierdieAdhasionsenergie,F
ext
fasstallevonauenwirkendenKrafte
zusammen und Kist der eektive Elastizitatsmodul
K = 4
3
1
2
1
E
1 +
1
2
2
E
2
1
; (1.6)
wobei E
i
die Young-Moduli und
i
die Poissonzahlen der beteiligten Materialien
bezeichnen. Fordertmana =0alsBedingungfurdasAblosen desPartikels, folgt
einedafurbenotigteZugkraft,dievondenelastischenEigenschaftendesSubstrats
und des Partikelsunabhangig ist
F
Adh;JKR
= 3
2
R: (1.7)
1.1.2.2 DMT-Theorie
Die idealisierenden Annahmen des JKR-Modells veranlassten Derjaguin, Muller
und Toporov dazu,ein neuesAdhasionsmodell, zu entwickeln [Der75]. Allerdings
mussten sie dabei neue Naherungen einfuhren. Eine der wesentlichen Vorausset-
zungen der DMT-Theorie ist,dass der Elastizitatsmoduldes Partikels wesentlich
kleiner istals der des Substrats. Es muss jedoch hart genugsein, damit sich sein
Verhalten auerhalb der Kontaktache durch die Theorie von Hertz beschreiben
lasst [Her81], die das Verhalten einer Kugel beschreibt, die mit der Kraft F
ext
gegen eine Ebene gepresst wird. Die Abhangigkeiten der Kontaktache und der
Ablosekraft vomPartikelradiusbleiben dabeidieselben wie imJKR-Modell, wo-
beijedochandere Vorfaktoren auftreten:
a
DMT
=R 2
3
1
4
3
2
0 1
3
1
2
E
1
3
(1.8)
F
Adh;DMT
=2R: (1.9)
1.1.2.3 MYD-Theorie
Nach kontroversen Diskussionen
uber die beiden Theorien zur Beschreibung der
AdhasionelastischverformbarerPartikelzeigtenMuller,YushenkoundDerjaguin
1983 [Mul83], dass sowohl JKR- als auch DMT-Ansatz Spezialfalle eines umfas-
senderen Modells sind. Ausschlaggebende Groe ist hierbei das Verhaltnis des
Partikelradius zum eektiven Elastizitatsmodul R =K. Ist es sehr gro, so liefert
der JKR-Ansatz bessere Ergebnisse, wogegen fur kleine Werte die DMT-Theorie
geeigneter ist. Fur das in den durchgefuhrten Experimenten untersuchte System
aus PS-Kolloiden auf einem Siliziumwafer stellt die JKR die bessere Naherung
dar.
Abschlieend ist noch zu bemerken, dass dieVerunreinigungen auf der Ober-
ache unter hohen Kraften auch plastisch verformt werden konnen, was die vor-
gestellten Theorien jedoch nicht beinhalten. Solche Eekte werden nur in den
modernsten Adhasionsmodellenberucksichtigt, auf die hier aber nicht naher ein-
gegangen werden soll.
1.2 Benetzung und Kapillarkrafte
Fur das Verhalten von Flussigkeiten an Oberachen sind zwei Gesichtspunkte
vonganz wesentlicher Bedeutung. Zumeinensind dies dieBenetzungseigenschaf-
ten und zum anderen die von gekrummten Flussigkeitsachen erzeugten Kapil-
larkrafte. Beide Aspekte sind Folgen der selben Ursache, namlich der Ober-
achenenergie . Diese ist deniert als die zur Erzeugung einer Einheitsache
benotigte freie Energie. Physikalische Ursache dieses Eekts ist die veranderte
Umgebung der Molekule an der Oberache. Im Volumen sind die Wechselwir-
kungskrafte (Kohasionskrafte) abgesattigt und es wirkt im Gegensatz zu der Si-
tuation an einer Grenzache keine eektive Kraft auf die Molekule. Daher wird
Energie frei bzw. muss Energie aufgewandt werden, wenn sich die Groe der
Oberache einesMaterialsverandert. DerBegri Oberachenenergiebezieht sich
dabei auf eine
Anderung in Vakuumumgebung.
Andert sich die Kontaktache
zweier Medien, somuss stattdessen dieGrenzachenenergie
12
=
1 +
2 W
12
(1.10)
betrachtet werden,wobeiW
12
dieKohasionsenergiezwischen den beidenbeteilig-
ten Materialienbezeichnet.
1.2.1 Benetzungsverhalten von Flussigkeiten
Bringt man einen Flussigkeitstropfen auf eine Oberache, so entsteht die in
Abb.1.1 dargestellte Situation. Die gesamte Grenzachenenergie des gezeigten
Abbildung1.1: GeometrieeinesFlussigkeitstropfensauf einerOberache.
Systems betragt
W
tot
=
23 A
23 +
12 A
12
13 A
12
: (1.11)
Der Tropfen nimmt die Form an, die der minimalen Energie entspricht. Des-
halb besitzt er, bei Vernachlassigung der Gravitation, stets die Geometrie einer
Kugelkappe,weil dadurchdie Grenzache zu Luft amgeringsten wird. Der Kon-
taktwinkel dient als makroskopisches Ma fur die Benetzbarkeit. Seine Groe
kann durch Bestimmen des Minimums fur W
tot
berechnet werden
dW
tot
dA
12
=0: (1.12)
Unter Berucksichtigung der fur eine Kugelkappegeltenden Beziehung
dA
23
dA
12
=cos (1.13)
ergibt sich dieYoung-Gleichung fur den Kontaktwinkel
cos=
13
12
23
: (1.14)
Alternativ kann diese Beziehung auchdurch Betrachten des Kraftegleichgewichts
an der Dreiphasenkontaktlinie hergeleitet werden. Oberachen, fur die der Be-
netzungswinkeleiner Flussigkeitkleiner als90 Æ
ist,werdenalslyophilbezeichnet.
Ist der Winkel groer, heien sie lyophob. Im Fall eines Kontaktwinkels von 0 Æ
spricht man auch von vollstandigerBenetzung. Anzumerken bleibt, dass der Be-
netzungswinkel unabhangig von der Oberachengeometrie ist,also beispielsweise
auch an der gekrummten Flache eines Kolloids seine Gultigkeit behalt. Fur die
beiden Reinigungsmessungen verwendeten PS-Kolloide wurden furWasser Kon-
taktwinkel zwischen 40 Æ
und 60 Æ
gemessen [Had96]. Fur die Benetzbarkeit des
Siliziumwafers muss berucksichtigt werden, dass sich an dessen Oberache eine
dunne SiO
2
-Schicht bendet. FurWasser aufQuarzglas ndetmanin derLitera-
tur einen Benetzungswinkel von59 Æ
[LB97]. Allerdingsistdas Benetzungsverhal-
ten aufdemWafersehrstarkdavonabhangig,wie dieOberache zuvorbehandelt
wurde.
1.2.2 Kapillarkrafte und Laplacedruck
Die Kohasionskrafte ander Oberache beeinussen auchden ineiner Flussigkeit
herrschenden Druck. Fur konvexe Formen ister verglichen mitdem Dampfdruck
ubereinerebenenOberachederselbenFlussigkeiterhohtundfurkonkaveernied-
rigt. DieseDierenzwirdalsLaplacedruckbezeichnet. Siekannausgeometrischen
Uberlegungen hergeleitet werden,was zur Laplacegleichung fuhrt
p
l p
v
=
l v
1
R
1 +
1
R
2
: (1.15)
R
1
und R
2
sind hierbei die Hauptkrummungsradien. Diese werden an der Stelle
maximaler bzw. minimalerKrummung gemessen. Die aufeinenKorperwirkende
KapillarkraftkanndurchIntegration desDruckes
uberseineOberacheberechnet
werden. Betrachtet man beispielsweise zwei vollstandig benetzbare kreisformige
Platten mit Radius R imAbstand d zwischen denen sich einFlussigkeitslmbe-
ndet, so ergibtsich furden Laplacedruck imZwischenraum
p=
2
l v
d
(1.16)
und aufjede der Platten wirktdie Kraft
F =R 2
2
l v
d
: (1.17)
DurchanalogesVorgehen kann der Beitrageines Flussigkeitsmeniskuseszwischen
einem alsundeformierbarangenommenen KolloidpartikelmitRadiusR undeiner
Oberache zur Adhasionskraft bestimmt werden. Unter der Annahme nahezu
vollstandigerBenetzung und eines kleinen Meniskus erhalt man [Isr92 ,Pri69]
F
KE
=4R
l v
cos: (1.18)
FurdieKapillarkraftzwischenzweiKugeln(=0)ergibtsich geradeeinhalb so
groer Wert.
F
KK
=2R
l v
(1.19)
AufdiealsModellfurVerunreinigungenverwendetenKolloidekonnenbeiVerwen-
dung von Wasser als Energietransfermedium auf diese Weise Drucke im Bereich
einiger Gigapascal und Krafte von mehreren hundert Mikronewton wirken. Die
vonIPA(
l v
=20;4mJ=m 2
beiT=25 Æ
C[LB97])erzeugtenKapillarkraftesindda-
beideutlichgeringeralsdiebeiWasser(
l v
=72;0mJ=m 2
). DerGrunddafurliegt
in der starkeren gegenseitigen Wechselwirkung der Wassermolekule. Bei hoheren
Temperaturen nehmen dieKapillarkrafteab, dadieGrenzachenenergienmitzu-
nehmender Temperatur sinken.
1.3
Uberhitzbarkeit von Flussigkeiten und
Blasennukleation
Tritder LaserpulsaufdenSiliziumwafermitder aufkondensierten Flussigkeit, so
wirddieseinnerhalbeinigerzehnNanosekundenstarkerhitzt. Entwedergeschieht
diesdurchdirekteAbsorptiondesLaserlichtsinderFlussigkeit,oderdiePulsener-
gie wird zunachst an das Substrat oder diePartikel
ubertragen und das Energie-
transfermedium indirekt erwarmt. Bei der verwendeten Wellenlange = 532nm
ndet die Absorption hauptsachlich im Silizium statt. Die Warmeleitung in die
FlussigkeitwirdinAbschn.1.8genauerbetrachtet. DurchdieschnelleErwarmung
kann dieFlussigkeitstark
uberhitztwerden, was anschlieendzu Blasennukleati-
onund einemexplosionsartigenVerdampfen fuhrt. Dietheoretischen Grundlagen
dieser Vorgangewerden an dieser Stelle dargestellt.
1.3.1 Grenzen der
Uberhitzbarkeit
Eine Flussigkeit wird als uberhitzt bezeichnet, wenn ihre Temperatur hoher als
die Sattigungstemperatur T
S
fur den herrschenden Druck ist. Bei Normaldruck
liegt die Siedetemperatur von IPA bei 82 Æ
C und die von Wasser bei 100 Æ
C. Ei-
ne Darstellung des Phasendiagramms einer reinen Flussigkeit zeigt Abb.1.2. Es
wird angenommen, dass das Phasendiagrammin den durchgefuhrtenExperimen-
ten naherungsweise entlang der Isobaren von von A nach B durchlaufen wird.
Im thermodynamischen Gleichgewicht trennt die Dampfdruckkurve die Bereiche
gasformiger und ussiger Phase voneinander. Das Gebiet, in dem eine meta-
stabile Flussigkeit existieren kann, wird zu steigenden Temperaturen hin durch
1.3 UberhitzbarkeitvonFlussigkeiten und Blasennukleation
Flussigkeit stabile
kritischer
Punkt
Flussigkeit metastabile
kinetische
Uberhitzungsgrenze (T
c
;p
c )
p
0
T
k (p
0 ) T
t (p
0
) T
p
A B
T
sat (p
0 )
Dampfdruckkurve
p
sat
(r !1)
Spinodale
Abbildung 1.2: Phasendiagramm einer Flussigkeit. Die Dampfdruckkurve bezieht sich
auf eine ebene Oberache (r! 1). Der Weg von A nach B entspricht der angenom-
menen isobaren Erwarmung durchdenLaserpuls. (aus [Dob01])
zwei Linien begrenzt. Die Spinodale ist die Grenze, an der das Medium intrin-
sisch instabil wird. Dies entspricht Zustanden, fur die das Volumen mit stei-
gendem Druck zunimmt. Die zweite Grenzlinie stellt das kinetische Limit der
Uberhitzbarkeit dar. Wie im Abschn.1.3.2 gezeigt wird, steigt die Blasennu-
kleationsrate in einem schmalen Temperaturbereich steil an. In dieser Region
konnenVariationenimmK-Bereichzu
Anderungender Nukleationsrate ummeh-
rere Groenordnungenfuhren. Der Mittelwert dieses Temperaturgebietsdeniert
die kinetische
Uberhitzungsgrenze.
Die Dampfdruckkurven furWasser und IPA sind inAbb.1.3dargestellt. Auf-
grund der ihnen zugrundeliegenden kinetischen Prozesse erwartet man einen ex-
ponentiellen Funktionsverlauf
p(T)=p
0 exp
W
k
b T
; (1.20)
wobei W die auf ein Molekul bezogene Verdampfungswarme bezeichnet. Haug
wird als Naherung auch dieAntoine-Gleichung verwendet.
log
10
(p)=A B(C +T) 1
; (1.21)
A,B undCsindempirischeParameter,dieinNachschlagewerken verzeichnetsind
[LB00].
Abbildung 1.3: Dampfdruckkurven furIPAundWasser.
1.3.2 Nukleationstheorie
In einer metastabilen Flussigkeit konnen Gasblasen entweder durch spontane
Keimbildung im Medium oder an einer Grenzache entstehen. Im ersten Fall
sprichtmanvonhomogenerNukleation. Derzweiteinnahezu allenAnwendungen
dominierende Prozess wird als heterogene Nukleation bezeichnet. Die vorgestell-
ten Modelle beruhen aufdersogenannten Kapillarnaherung,beider angenommen
wird, dass sichdiemikroskopischen Blasendurch makroskopische thermodynami-
sche Groen beschreiben lassen. Zusatzlich wird eine spharische Form der wach-
senden Blasen vorausgesetzt. Angemerkt werden muss daruber hinaus, dass die
Beschreibung des dynamischen Nukleationsprozesses durch Gleichgewichtsther-
modynamik ebenfallsnur eine Naherung darstellt.
1.3.2.1 Homogene Nukleation
Die Gibbsche freie Enthalpie einer Gasblase in einer
uberhitzten Flussigkeit ist
die Summeeines Oberachenanteils, eines Volumenanteilsund eines molekularen
Beitrags
G
hom
(r)=4r 2
+ 4
3 r
3
(p
l p
v )+(
v
l )m
v
: (1.22)
1.3 UberhitzbarkeitvonFlussigkeiten und Blasennukleation
Dabei bezeichnet die Oberachenenergie, r den Blasenenradius, p
l
und p
v die
Drucke in der Flussigkeit und in der Blase,
l
und
v
die entsprechenden che-
mischen Potentiale und m
v
die Molekulmasse. Den Verlaufder Gibbschen freien
Enthalpie als Funktion des Radius zeigt Abb.1.4. Spontan entstehende Gasbla-
G
r G
cr
r
cr
Abbildung1.4: Gibbsche freieEnthalpie einerGasblase alsFunktion desRadius.
sen wachsenfurRadien,diegroeralsr
cr
sind. Andernfallskollabierensiewieder.
DiekritischeEnthalpiestellteineBarrieredar,diebeiderNukleation
uberwunden
werden muss. Sie kann aus den Bedingungen fur chemisches und mechanisches
Gleichgewichtbeider kritischen Blasengroe berechnet werden:
G
cr;hom (r)=
16 3
3(p
v p
l )
2
: (1.23)
DadieBlasenkeimedurchthermischeFluktuaktionenentstehen, sindsiebezuglich
ihrer Groe boltzmannverteilt:
N
n
=N
l exp
G
hom (r)
k
B T
l
: (1.24)
Hier bezeichnet N
n
die Anzahl der Keime, die aus n Molekulen bestehen und
N
l
dieAnzahlder Flussigkeitsmolekule, jeweilsbezuglicheinesEinheitsvolumens.
Die Nukleationsrate J
hom
erhalt man, indem die Zahl der Blasen, die groer als
der kritische Radiussind, miteinemkinetischen KoeÆzienten B
hom
multipliziert,
der dieDynamik des Wachstums berucksichtigt[Car92]
J
hom
=B
hom N
l exp
G
hom;cr (r)
k
B T
l
: (1.25)
Da B
hom
nur schwach als Funktion der Temperatur variiert, ist die Haupt-
abhangigkeitdurch den Exponentialfaktorgegeben. Dies verursacht einensteilen
Anstieg der Nukleationsrate in einemschmalen Temperaturintervall. Der Mittel-
wert dieses Bereichsdeniert dieimExperiment theoretisch maximalerreichbare
Uberhitzungstemperatur dar. FurWasser ergibt sichein Wert von 305 Æ
C.
1.3.2.2 Heterogene Nukleation
Die Gasblasenentstehung an einer ideal glatten Grenzache zu einem Festkorper
kann analog zur homogenen Nukleation behandelt werden. Allerdings fuhrt die
veranderte Geometrie bei der Blasenbildung zu Korrekturfaktoren in den herge-
leiteten Formeln. Die auf der Flache entstehende Blase hat die Form einer Ku-
gelkappe miteinem spezischen Kontaktwinkel . Die freie Enthalpie betragt in
diesem Fall [Car92]
G
het;cr
=F()G
hom;cr
(1.26)
mit
F()= 1
4
(2+3cos cos 3
) (1.27)
und furdie Nukleationsrate ergibtsich entsprechend
J
het
=B
het N
2
3
l exp
G
het;cr (r)
k
B T
l
; (1.28)
N 2
3
l
ist dabei die Oberachendichte der Flussigkeitsmolekule. Fur den Ver-
gleich mit experimentellen Ergebnissen ist diese Betrachtungsweise jedoch nur
beschranktaussagekraftig,dadieVerhaltnisseander Grenzachestarkidealisiert
wurden. ImNormalfalltrittbeimindirektenAufheizenderFlussigkeit
ubereinen
FestkorpereinTemperaturgradientsenkrechtzurKontaktacheauf. Daruberhin-
aus konneninFurchenaufderOberacheGaseinschlusseexistieren,wenn derBe-
netzungswinkelderFlussigkeitgroeralsder
Onungswinkelder Furche ist. Diese
Gaspolster in den Vertiefungen wirken bei der Erhitzung als Nukleationszentren
und komplizieren dietheoretische Beschreibung des Vorgangs.
1.4 Flussigkeitskondensation an Oberachen
Die ussige und die gasformige Phase eines Materials benden sich im Gleich-
gewicht, wenn im Gas der Sattigungsdampfdruck p
s
(T) herrscht. Dabei wird
eine ebene Grenzache vorausgesetzt. Kuhlt man den Dampf des Mediums mit
Temperatur T
D
, beispielsweise durch Kontakt mit einer Oberache, an der eine
TemperaturT
O
herrscht,soweitab,dassdieDampfdruckkurve
uberschrittenwird,
dann wird dieAtmosphare als ubersattigt bezeichnet. Im Phasendiagramm, das
inAbb.1.2dargestelltist,entsprichtdiesdemWegvonB nachA.DerDampfkon-
densiert dann ineinem heterogenen Nukleationsprozess, wie er inAbschn.1.3.2.2
beschrieben ist,aufder Oberache. DieserVorgangwird imSLC ausgenutzt, um
Energietransfermedien aufzubringen.
1.4.1 Dampfdruck an gekrummten Flachen
Der Dampfdruck angekrummten Flussigkeitsoberachen weicht von deman ebe-
nen Grenzachen bestimmten Sattigungsdampfdruck ab. Ursache hierfur sind in
AnalogiezumLaplacedruckdieanderOberachewirkendenKohasionskrafte. Der
Zusammenhang zwischen Krummung und Druck wird durch die Kelvingleichung
beschrieben
p(R
K )=p
0 exp
v
0
R
k k
B T
p
0
1+ v
0
R
k k
B T
: (1.29)
Dabei bezeichnet v
0
das molekulare Volumen und R
K
= ( 1
R
1 +
1
R
2 )
1
den
Kelvinradius. R
1
und R
2
sind die bereits in Abschn.1.2.2 denierten Haupt-
krummungsradien. An konvexen Oberachen, wie sie bei Tropfen auftreten, ist
der Druck erhoht. Fur konkave Geometrien erniedrigt sich der Dampfdruck hin-
gegen, was unter anderem zur Folge hat, dass sich an der Grenzache zwischen
Partikeln und einer Oberache Wassermenisken bilden konnen. Diese benden
sichmitder Umgebung imthermodynamischen Gleichgewicht,obwohl dieAtmo-
sphare nicht mit Wasser gesattigt ist. Die relative
Anderung des Dampfdruckes
fureinen Kelvinradius von10nm liegt dabeiim Bereichvon 10% [Ada97].
1.4.2 Tropfenwachstum an Oberachen
Wird die Oberache durch die kondensierende Flussigkeit nicht vollstandig be-
netzt,sondetdasAufwachseninFormvonTropfenstatt. Diesisteinkomplexer
Vorgang, an dem zahlreiche physikalische Prozesse, wie z.B. Phasenubergange,
Benetzungsverhalten, WarmetransportundWechselwirkungenzwischeneinzelnen
Tropfenbeteiligtsind. ImFolgendenwirddaher nuraufdiewesentlichenAspekte
eingegangen. Die Darstellungorientiert sich an[Bey90].
1.4.2.1 Wachstum eineseinzelnen Tropfens
Ein Tropfen ineiner ubers attigtenAtmosphare istvon einem Konzentrationsgra-
dienten derDampfmolekuleumgeben. DurchdieKondensationanderOberache
bendensichdortkeine Gasmolekule,wahrendihreKonzentrationingroemAb-
stand durch einen stetigen Gasuss konstant gehalten wird. Nimmt man eine
gleichbleibendeTemperaturT
O
der Substratoberache an,sokann aus derDiu-
sion der Molekulezum Tropfenhin das folgendeWachstumsgesetz furdenRadius
hergeleitet werden:
R (t)/ p
U t 1
3
: (1.30)
U bezeichnet dabei die durchschnittliche Geschwindigkeit des einstromenden
Dampfes. Experimentell wird stets ein Anwachsen als Funktion der Zeit beob-
achtet, beidem der Exponent kleiner als 1=3 ist. Dies kann durch Warmeleitung
im Substrat erklart werden. Die Abweichungen werden umso groer, je schnel-
ler die Kondensation voranschreitet. Die exakten mikroskopischen Ablaufe beim
Wachstum sind nicht vollstandig geklart. Denkbar ist sowohl eine direkte Auf-
nahme der Molekule
uber die Tropfenoberache als auch die Bildung kleinster
Tropfchenvonder Groedes kritischenRadiusaufdemSubstrat,diedannzu den
groeren Tropfen diundieren.
1.4.2.2 Wachstum von Tropfenmustern
Das Wachsen von Mustern aus mehreren Tropfen kann in drei Phasen eingeteilt
werden. DabeiistdieOberfachenbedeckung 2
dieausschlaggebendeGroe,durch
die festgelegt wird in welchem Regime man sich bendet. Die hier angegebenen
Richtwerte fur 2
stammen aus [Bey90] und beziehen sich auf Wassertropfen an
einer Glasoberache (=90 Æ
).
Zunachst beeinussen sich dieTropfen kaum und der mittlere Radius wachst
wie in Abschn.1.4.2.1 beschrieben. Bei zunehmender Oberachenbedeckung
( 2
>0;4)beginntder interessanteste Bereichdes Wachstums. Die Tropfen wech-
selwirken
uber Koaleszenz. Dabei beschleunigt sich die Wachstumsgeschwindig-
keit bezogen auf die durchschnittliche Tropfengroe. Die Oberachenbedeckung
stabilisiert sich und nimmt in diesem Regime einen konstanten Wert 2
konst von
etwa 0;55 an. Trotz der stetig zunehmenden Flussigkeitsmenge auf der Flache
steigt dieBedeckung nicht an, dadurchdieVereinigung vonTropfen wieder freie
Bereiche entstehen. Die entstehenden Muster sind selbstahnlich. Skaliert man
die Radien der einzelnen Tropfen mit ihrer mittleren Groe, so sind die Struk-
turen zeitinvariant. In der dritten Phase steigt die Bedeckung der Oberache
wieder an. In den bei der Koaleszenz freiwerdenden Bereichen bildet sich eine
neue Tropfengeneration. Diese durchlauft die selben Stufen des Wachstums wie
die ursprunglichen Tropfen. Nachdem die p-te Generationen ihre zweite Wachs-
tumsphase erreicht hat, betragt dieOberachenbedeckung
2
p
=1 (1
2
konst )
p
: (1.31)
Abschlieend sollte angemerkt werden, dass das hier beschriebene Verhalten nur
auf glatten Substraten beobachtet werden kann. Chemische oder topologische
Inhomogenitaten konnen zu einem veranderten Wachstum mit kontinuierlich zu-
nehmender Bedeckung fuhren.
1.5 Wechselwirkung von Licht mit Materie
Inder makroskopischenElektrodynamikwerdendieoptischenEigenschafteneines
Materials durchdessen komplexen Brechungsindex m beschrieben
m =(n+ik): (1.32)
Er ist mit der Dielektrizitatskonstante uber die Beziehung = m 2
verknupft.
Der ExtinktionskoeÆzientk istdiefurLichtabsorbtionimMediumentscheidende
Groe. Die Intensitat einer senkrecht auftreenden elektromagnetischen Welle
falltin einemabsorbierenden Material exponentiellab.
I(z)=I
0
exp( x)=I
0 exp
x
d
opt
; = 4k
: (1.33)
Der Parameter wird als AbsorptionskoeÆzient bezeichnet. Die typische
Langenskala, auf der die Energie der Welle deponiert wird, ist durch die opti-
sche Eindringtiefegegeben
d
opt
= 1
: (1.34)
Fur Silizium betragt die Eindringtiefe bei einer Wellenlange von = 532nm
etwa 1m. Der reelle Brechungsindex ist 4,17 und der ExtinktionskoeÆzient
4,210 2
. WasserundIPAsindfursichtbaresLichtnahezuvolligtransparent. Ihre
Brechungsindizes bei einer Wellenlangevon635nm sind 1,332 und 1,376 [LB96].
UntersuchtmandiemikroskopischablaufendenVorgangedetaillierter,sondet
man eine Kette vonProzessen, dieaufultrakurzen Zeitskalen ablaufen. Zunachst
werden dieElektronen des Materials durch dieelektromagnetische Strahlung an-
geregt. Anschlieend thermalisiert das Elektronensystem, bevor das Material
schlielichdurchElektron-Phonon-Relaxationendasthermische Gleichgewichter-
reicht. Alle diese Vorgange laufen auf Zeitskalen unterhalb einer Pikosekunde ab
[Lin00]. Daher konnen nichtthermische Prozesse, bei denen dem Medium noch
keine einheitliche Temperatur zugeordnet werden kann, nur beobachtet werden,
wenn Laser mit Pulsdauern, die zumindest im selben Zeitbereich liegen, einge-
setzt werden. Fur die im Rahmen dieser Arbeit durchgefuhrten Messungen mit
Laserpulsen, die eine Lange von einigen Nanosekunden haben, sind die beschrie-
benen ultraschnellenAblaufe nur von untergeordneter Bedeutung. Im vorliegen-
den Fall kann in guter Naherung davon ausgegangenwerden, dass die absorbier-
te Laserenergie bis zur optischen Eindringtiefe im Material deponiert wird und
anschlieend durch thermische Diusion in umliegende Regionen abiet. Bei
genugendstarkerErhitzungeinzelnerBereiche kannesindiesendabeizu Ablation
durch Schmelzen und darauf folgendes Verdampfen kommen. Die Warmeleitung
ermoglicht auch das indirekte Erhitzen eines transparenten Energietransfermedi-
ums. Siewird nochmals genauer in 1.8beschrieben.
1.6 Reexion und Transmission an
Schichtsystemen
Dem Verhalten von elekromagnetischen Wellen an Schichtsystemen kommt beim
SLC eine zentrale Bedeutung zu. Wird auf dem Substrat ein Energietransfer-
medium in Form eines Films aufkondensiert, so benotigt man fur eine optische
Messung der aufgebrachten Menge dieReektivitat des SystemsalsFunktion der
Filmdicke. Furden Reinigungsvorgang selbst istes entscheidend, in welchen Be-
reichen wieviel Laserenergieabsorbiert wird.
Fur eine Grenzache zwischen zwei Medien ergeben sich Reektivitat R und
Transmissivitat T furs- und p-polarisiertes Licht aus den Fresnelschen Formeln:
R
s
=
p
1 cos
1 p
2 cos
2
p
1 cos
1 +
p
2 cos
2
2
(1.35)
R
p
=
p
2 cos
1 p
1 cos
2
p
2 cos
1 +
p
1 cos
2
2
(1.36)
T
s
=
1 p
1 cos
1 p
2 cos
2
p
1 cos
1 +
p
2 cos
2
2
(1.37)
T
p
=
1 p
2 cos
1 p
1 cos
2
p
2 cos
1 +
p
1 cos
2
2
: (1.38)
Eine Anordnung aus mehreren planaren Schichten kann die theoretische Be-
schreibung deutlich komplizieren. Insbesondere konnen inhomogene elektroma-
gnetische Wellen auftreten,bei denen dieFlachengleicher Phase nichtmehr par-
allelzuden Flachen gleicherFeldstarkeliegen. DieTransfermatrixmethode istfur
solche Situationen einsehr leistungsfahiges Verfahren, mitdem das Verhalten an
beliebigenSystemen dieser Art bestimmt werden kann. Mehrfachreexionen und
Interferenzeekte werdenautomatisch korrekt behandelt.
Manbetrachtet eine einfallendeebene Welle, dieunter dem Winkel
0
auf die
oberste Schicht trit. Fur den im allgemeinen komplexen Propagationswinkel
j
und die Komponenten des Wellenvektors senkrecht und parallel zu den Grenz-
achen k
?
j
und k jj
j
in der j-ten Schicht ergeben sich
cos
j
= r
1
0
j sin
2
0
; (1.39)
k
?
j
= 2
p
j cos
j
; k
jj
j
= 2
p
0 cos
0
: (1.40)
AnjederGrenzachemussenvierverschiedeneKomponentendes Wellenfeldesbe-
trachtet werden. DiessinddieinTransmissionsrichtungundinReexionsrichtung
laufendenWellenausder oberenundderunterenSchicht,derenelektrischeFelder
wie folgt bezeichnet werden E
j;trans , E
j;ref ,E
j+1;trans , E
j+1;ref
. Die Stetigkeitsbe-
dingungen lassen sich inForm einer Matrizenmultiplikation schreiben:
E
j;trans
E
j;refl
=T
j
E
j+1;trans
E
j+1;refl
: (1.41)
Die Komponentendieser Tansfermatrixkonnenaus denDielektrizitatskonstanten
unddenWellenvektorenindenbeidenaneinandergrenzendenSchichtenberechnet
werden. Die Propagation in den einzelnen Schichten kann ebenfalls durch eine
Matrix
j
beschrieben werden.
Dem Gesamtsystem lasst sich dann eine Transfermatrix zuweisen, die man
durch Multiplikationder einzelnen Matrizen erhalt
T =T
0
N
Y
j=1 T
j
j
: (1.42)
ReektivitatR undTransmissivitatT folgendannaus den Amplitudenimersten
und letzten Medium. Um die Energieabsorption in der j-ten Schicht zu bestim-
men, werden zunachst die dort vorliegenden elektrischen Felder berechnet. Die
absorbierte Energie erhalt man dann mitHilfe des Poyntingschen Theorems.
1.7 Feldverstarkung an Partikeln: Mie-Theorie
TritLaserlicht aufdie ander Oberache des Waferssitzenden Kolloide,sowird
es an diesen gestreut. Das auf diese Weise ins Fernfeld gelangende Licht wird
in den durchgefuhrten Experimenten zur Detektion der Partikel verwendet. Die
an der Oberache der Kolloide enstehende Intensitatsverteilung im Nahfeld hat
direkten Einuss auf den Reinigungsprozess.
Die theoretische Berechnung der Wechselwirkung einer ebenen Lichtwelle mit
spharischen Partikelnwurde erstmalsvonGustavMie1908 durchgefuhrt[Mie08],
als er Untersuchungen zur Lichtstreuung an truben Medien durchfuhrte. Daher
wird dieser Vorgang auch als Mie-Streuung bezeichnet. Im folgenden Abschnitt
wird dieVorgehensweise zur Berechnung der Feldverteilungskizziert und dieent-
stehenden Intensitatsmuster fur einige in den Messungen verwendete Partikel-
groen dargestellt. Fur diebeimLasercleaningvorliegende Situationmuss streng
genommenauchderEinussdesSubstratsberucksichtigtwerden. Zusatzlichfuhrt
dieDeformationderKolloidedurchAdhasionskrafte(sieheAbschn.1.1)zuAbwei-
chungenvondenResultatenfurspharische Partikel[Dub01]. Dennochergebendie
aus Mie-RechnungenfolgendenIntensitatsverteilungeneine brauchbare Naherung
furdietatsachlichvorliegendeSituation,wieMessungenmitfs-Laserpulsengezeigt
haben [Mue02 ].
Zunachst kann das elektrische Feld nahe einer Kugel, die aus einem Mate-
rial mit komplexen Brechungsindex m besteht, als Summe des einfallenden, des
gestreuten und des internen Feldes geschrieben werden
E
ges
=E
ein +E
streu +E
int
: (1.43)
Die einzelnen Beitrage werden anschlieend nach Vektorkugelfunktionen ent-
wickelt. Die EntwicklungskoeÆzienten ergeben sich aus den Stetigkeitsbedingun-
gen. Dabeitritt alsentscheidende Groe der dimensionslose Mie-Parameter auf
x= n
0 d
: (1.44)
n
0
bezeichnet hier den Brechungsindex des Mediums von dem das Partikel um-
geben ist. Die Komponenten des elektrischen Feldes konnen dann mit num-
merischen Verfahren berechnet werden. Die auf diese Weise bestimmten Inten-
sitatsverteilungen an Polystyrolkolloiden (m=n=1,58) in verschiedenen Medien
zeigt Abb.1.5. Fur die Simulation wurden zwei Partikelgroen gewahlt, die in
den Experimenten als Modellverunreinigungen verwendet wurden. Im Vergleich
zur Wellenlange groe Kolloide verhalten sich dabei wie eine Kugellinse, deren
Brennweite mitHilfe der geometrischen Optik berechnet werden kann
f =R
2 n
2(n 1)
: (1.45)
KleinePartikelsindhingegeneinemnahezuhomogenenzeitlichoszillierendenFeld
ausgesetzt. Ihr Nahfeld entspricht dem eines Dipols in einem elektrostatischen
Feld.
Abbildung1.5: MitHilfederMie-TheorieberechneteIntensitatsverteilunganPolystyrol-
kolloidenin verschiedenen Medien. Die Farbskalen geben die Intensitatsverstarkungen
an und sindauf deren Maximalwert normiert. In den oberen Spalten ist jeweils eine
SeitenansichtzusehenundindenunterenistdieVerteilungineinerEbenedirekt unter
dem Kolloid dargestellt. Die Polarisationsrichtung ist in allen Bildern die selbe und
durch denentsprechenden Pfeilgekennzeichnet.
Neben der Felduberh ohung treten an den transparenten Kolloiden Mie-
Resonanzen auf. Fur bestimmte Werte des Mie-Parameters wirkt das Partikel
dabeiwie einResonator, dessenEigenmodenangeregt werden. Dabeitritt ander
Oberache ein kompliziertes Muster stehender Wellen auf. Die maximale Inten-
sitatsverstarkung 2
max
=E 2
=E 2
ein
erhoht sich. Die auftretenden Maxima werden
dabei mit steigender Partikelgroe hoher und scharfer ausgepragt. Im Fernfeld
macht sich der Resonanzeekt durch eine erhohte StreueÆzienz bemerkbar.
1.8 Warmediusion
NachdemdieEnergiedesLaserpulses,wieinAbschn.1.5erklart,absorbiertwurde,
verteilt sich die Warme im Substrat durch einen Diusionsprozess. Die Ausbrei-
tung erfolgtdabeidurch Phononen. Dieser Vorgang lasst sich in guter Naherung
durch die parabolische Warmeleitungsgleichung beschreiben, solange die thermi-
scheDiusionslangeaufdenbetrachtetenZeitskalenkleingegenuberderLauange
des Schalls ist. DieseBedingungistfurdie8nslangenLaserpulse beialleninden
Experimenten beteiligtenMaterialienerfullt. Imeindimensionalen Falllautet die
Warmeleitungsgleichung
(z;t)C
P (z;t)
@T(z;t)
@t
=
@
@z
(z;t)
@T(z;t)
@z
+Q(z;t): (1.46)
Hierbei bezeichnen , C
p
, T und Dichte, Warmekapazitat, Temperatur und
Warmeleitfahigkeit. Q(z;t) beschreibt die dem System von auen zugefuhrte
Warmeenergie. Die fur die Warmediusion relevanten Kenngroen der in den
Experimenten eingesetzten Materialien sind in Tab. 1.1 aufgefuhrt. Fur exakte
Berechnungen mussen ihre Temperaturabhangigkeiten berucksichtigt werden.
Zubeachtenist,dassbeim
UbergangzwischenzweiMaterialieneinthermischer
Grenzachenwiderstand auftritt, der durchden WarmeubergangskoeÆzienten
=
@Q=@t
AT
(1.47)
charakterisiert werden kann. Dieser Widerstand fuhrt zu einer Temperaturdie-
renz der an der Grenzache aufeinandertreenden Medien. Erklartwerden kann
der EektdurchStreuungderPhonenanOberachenrauhigkeitenundderenaku-
stische Fehlanpassungbeim
Ubergang zwischen zwei Materialien.
1.9 Thermoelastische Eekte
Bei der schnellen Erwarmung durch den Laserpuls dehnt sich das Substrat ther-
misch aus. Die daraus resultierendeOberachenbeschleunigung wurde lange Zeit
Groe Silizium Wasser IPA
Dichte
2334 996 776
[kg/m 3
]
Warmekapazitat
718 4182 2610
C
p
[J/(kgK)]
Warmeleitfahigkeit
149 0.611 0.14
[W/(mK)]
therm. Diusionskoe.
88700 147 68
D [nm 2
/ns]
therm. Diusionslange
1880 77 52
d
therm
bei10ns[nm]
Tabelle 1.1: Kenngroen der benutzten Materialien. Die Werte beziehen sich auf eine
Temperaturvon300K.(aus [Dob01 ])
fur den Mechanismus gehalten, der zur Partikelentfernung im DLC fuhrt. Im
SLC geht mandavonaus, dass diezur ReinigungfuhrendenKraftehauptsachlich
durch das Verdampfen des Energietransfermediums entstehen. Der thermischen
Ausdehnung kommt hier nur eine untergeordnete Bedeutung zu. Daher wird an
dieserStellenureineinfacherAnsatzzuihrerBerechnungvorgestellt. Eine exakte
Modellierung des Vorgangs muss dieelastischen Eigenschaften des Substrats, die
Temperaturabhangigkeit der Materialkonstanten und dieKopplung der Verschie-
bung einzelner Volumenelemente und ihrer Temperatur berucksichtigen.
Vernachlassigt man diese Eekte, so kann die Expansion der Oberache mit
Hilfe des linearenWarmeausdehnungskoeÆzienten und der pro Flache imSub-
strat deponierten Energieberechnet werden
d(t)=
C
p
(1 R )F Z
t
1 f(t
0
)dt 0
; (1.48)
wobei R die Reektivitat der Oberache, F den Laseruss und f(t) die auf
eins normierte zeitliche Pulsform bezeichnen. Der WarmeausdehnungskoeÆzient
fur Silizium betragt 2;5 10 6
K 1
bei Zimmertemperatur und kann bei star-
ker Erwarmung bis in die Nahe der Schmelztemperatur von 1685K auf bis zu
4;510 6
K 1
ansteigen.
Lasercleaningisteinvergleichsweise jungesForschungsgebiet. Obwohlseit dener-
sten Publikationen vor etwas mehr alseinem Jahrzehnt die Reinigungeiner Viel-
zahl verschiedenster Systeme untersucht wurde, ergeben sich noch immer neue
Erkenntnisse, wie die Entwicklung der letzten drei Jahre eindrucksvoll gezeigt
hat. Bei den Untersuchungen besteht haug ein enger Bezug zu moglichen kom-
merziellen Anwendungen. Dies ist mit ein Grund dafur, dass die Anzahl der
Veroentlichungenzur ReinigungvonOberachenmitLaserninzwischen sostark
zugenommenhat, waseinevollstandigeAbhandlung nahezuunmoglichmacht. In
dergesamtenEntwicklunglassensichdabeizweiwesentlicheForschungsrichtungen
unterscheiden. Dieeine behandelt das EntfernenvonSchmutzschichten, wahrend
bei der anderen das Ablosen von Partikeln untersucht wird. An dieser Stelle soll
ausschlielich auf die Partikelentfernung eingegangen werden, da die Reinigung
von Schichten nicht Gegenstand dieser Arbeit ist. Wie bereits in der Einleitung
angemerkt wurde, kommen dabeizweiverschiedene Techniken zum Einsatz. Dies
ist zum einen das DLC, aufdas hier der Vollstandigkeithalberkurz eingegangen
wird, unddasindenExperimenten,dieinKapitel4beschrieben sind,untersuchte
SLC.
2.1 Dry Laser Cleaning (DLC)
Nachdem die ersten Veroentlichungen gezeigt hatten, dass DLC eine lei-
stungsfahigeMethodezur Partikelentfernung darstelltund mitder Reinigungvon
Lithographiemasken aus Silizium bereits eine mogliche industrielle Anwendung
existierte, wurde gezeigt, dass die Methode auch bei anderen Systemen genutzt
werdenkann. Erwahnt werden mussenhier diezahlreichen Arbeiten von Y.F. Lu
am Data Storage Institute in Singapur. Aufgrund einer engen Zusammenarbeit
mit Unternehmen aus der Speichermedienindustrie liegt ein Schwerpunkt seiner
ForschungaufdendafurrelevantenThemen[Lu96,Lu97]. Bisheutewerdenimmer
neue Materialien auf eine Anwendbarkeit des Lasercleanings untersucht. Als ein
Beispiel seien die Experimente zur Reinigung von Polymeroberachen am Lehr-
stuhl von Prof. Dr. Bauerlein Linz genannt [Fou01].
Lange Zeit wurde der Reinigungsvorgang ausschlielich auf die bei der ther-
mischen Expansion von Partikel oder Substrat auftretenden Tragheitskrafte
zuruckgefuhrt. In den ersten theoretischen Modellen zum DLC wurde daher
versucht, die Beschleunigung der Oberache auf einfache Weise zu bestimmen.
Bereits A. Tam und W. Zapka berechneten fur transparente Partikel auf einem
absorbierenden Material unter der Annahme, dass ein homogener Laseruss F
zu einer gleichmaigen Erwarmung des Substrats bis zur Tiefe der thermischen
Diusionslange d
therm
fuhrt, dieAusdehnung der Oberache [Tam92]
s=d
therm
T = d
therm
(1 R )F
C
p d
therm
=
(1 R )F
C
p
: (2.1)
Setzt man die Halbwertsbreite des Laserpulses als die Zeitdauer an, in der die
Expansion stattndet, so erhaltman naherungsweise dieBeschleunigung
a s
2
: (2.2)
FurdieBestrahlung einer Siliziumoberache miteinemNd:YAG Laser ( =8ns,
F 100mJ/cm 2
) ergeben sich Werte im Bereich von 10 7
g. Die auf ein Partikel
wirkende Tragheitskraft kann durch Multiplikation mit dessen Masse berechnet
werden. Sie ist also proportional zu R 3
. Ein verbesserter Ansatz, bei dem ein
Laserpuls mit gauformigem Prol in Gleichung 1.48 eingesetzt wird, ergibt die
selben Abhangigkeiten, wobeimanallerdingseinenleichtabweichenden Vorfaktor
erhalt. Messungen der Oberachenbeschleunigung mitHilfe eines Interferometers
[Dob99] zeigten, dass die Resultate dieser einfachen Modelle recht gut mit den
experimentellen Ergebnissen
ubereinstimmen.
Parallel zur stetigen Weiterentwicklung der klassischen DLC-Methoden, bei
denen der Laserpuls im Substrat oder in den Schmutzpartikeln absorbiert wird,
entstandenneueIdeen,wieeineReinigungerzieltwerdenkann. G.Vereeckeschlug
einen Mechanismusvor,beidem ein nahezu parallel zur Oberache auftreender
Laserstrahl diePartikel durch den auf siewirkenden Lichtdruck entfernt [Ver00].
Eine Methode, bei der durch Fokussieren des Laserstrahls dicht
uber dem Sub-
strat ein Plasma entsteht, wurde von K.G. Watkins untersucht [Lee01]. Bei der
Plasmazundung entwickelt sich dabei eine Druckwelle, wodurch auf dieVerunrei-
nigungen ander nahegelegenen Oberache starke Krafte wirken.
Erst vor kurzem wurde bei Untersuchungen der gesauberten Flachen auf nm-
Skala miteinem Rasterkraftmikroskopgezeigt, dass Nahfeldeekte anden Parti-
keln einen ganz wesentlichen Aspekt bei der Reinigung darstellen [Mos01]. Die
durch Partikel erzeugte Felduberhohung fuhrt dabei nicht nur zu einer starkeren
Expansion an den Stellen hoherer Intensitat, sondern kann auch zu ganz neuen
Reinigungsmechanismen,wieder AblationdesSubstrats, fuhren,wobeiallerdings
Defekte erzeugt werden [Mos02a]. Neueste theoretische Modelle zum DLC bein-
halten bereits an den Partikeln auftretenden Nahfeldeekte [Luk02 ]. Auerdem
berucksichtigen sie die elastischen Eigenschaften der beteiligten Materialien und
behandeln die Wechselwirkung zwischen Partikel und Oberache exakter als die
alteren Modelle [Arn02]. Vergleicht man diese Theorien mit den stark verein-
fachenden Modellen der ersten Generation, so scheint es kaum ubertrieben, von
einer neuen Verstandnisebene zu sprechen.
2.2 Steam Laser Cleaning (SLC)
Der
Ubergang vom DLC zum SLC ist ieend. Experimente bei verschiedenen
Luftfeuchtigkeiten [Fou01] und unterschiedlichen Drucken [Mos02a] zeigen, dass
bereits kleinste Wassermengen, die in Menisken unter den Kolloiden kondensie-
ren, dasReinigungsverhaltenbeeinussen. DieshatzurKonsequenz,dass esnicht
moglichist, bei Experimenten an Luft einen reinenDry CleaningProzess zu rea-
lisieren.
Bereits sehr fruh wurde erkannt, dass die EÆzienz im Lasercleaning erhoht
werden kann, wenn vor der Laserbestrahlung ein Energietransfermedium aufge-
bracht wird. Dabei wurden zumeist Wasser-Alkohol-Gemische eingesetzt. Der
AlkoholverbessertdabeidieBenetzungaufdenuntersuchten Siliziumoberachen,
wodurchTropfenbildungvermiedenwerdenkann. DieReinigungwirdinallenPu-
blikationenzumThema SLC auf die beimexplosiven Verdampfen der Flussigkeit
entstehendenhohenDruckezuruckgefuhrt. VonAnfanganstandensichdabeizwei
Konzepte gegenuber. Entweder kann dieFlussigkeitindirekt erhitzt werden, wo-
beider Laserzunachst dasSubstraterwarmtunderstanschlieendWarmeleitung
insEnergietransfermediumstattndet[Zap91],odereswirdeineLaserwellenlange
gewahlt,diedirektinderFlussigkeitabsorbiertwird[Ime91]. Zusatzlichkanneine
teilweise Absorption inden Verunreinigung auftreten.
Ein Vergleich der beiden Methoden lieferte hohere ReinigunseÆzienzen fur
den Fall der Laserabsorption im Substrat [Tam92]. Auerdem wurde gezeigt,
dass Pulse mit einer Halbwertsbreite im ns-Bereich bessere Ergebnisse liefern als
solche mit einer Dauer von s oder ms. Die Untersuchungen wurden dabei an
Siliziumoberachendurchgefuhrt. Aufgrund desAuftretens vonInterferenzringen
an den Flussigkeitslmen wurdeabgeschatzt, dass derenDickeimBereich einiger
m lag. Der zur direkten Erhitzung der Flussigkeiten verwendete Er:YAG Laser
(= 2,94m)besitztdabeieine optische Eindringtiefevon 0,8m. Dieniedrigere
EÆzienz bei Absorption im Energietransfermedium wurde dadurch erklart, dass
diemaximaleTemperaturnahederOberachedes Filmsauftrittundnichtander
Grenzache zum Silizium.
Die vielversprechenden Ergebnisse bei Experimenten zum SLC mit Excimer-
Lasern fuhrten dazu, dass 1994 erstmals eine auf dieser Technologie basierende
Maschine konstruiert wurde, die fur den praktischen Einsatz in der Halbleiter-
und Mikroelektronikindustrie konzipiert war [Par94a]. Bei der Entwicklung wur-
den neben der ReinigungseÆzienz auch Gesichtspunkte wie die Zuverlassigkeit
des Systems und die zur Sauberung einer bestimmten Flache benotigte Zeit
berucksichtigt. Ein KrF Laser, der bei einer Pulsfrequenz von 100Hz arbeite-
te, wurde
uber die zu reinigende Oberache gefuhrt. Zur Partikelentfernung lie
man kontinuierlich ein Wasser-Isopropanol-Gemisch auf der Oberache konden-
sieren. Fur das Abtragen organischer Filme wurde der einfachere DLC Prozess
eingesetzt. Obwohl die Apparatur als vielversprechend prasentiert wurde, fand
eine industrielle Anwendung nicht statt. Vom heutigen Standpunkt muss ange-
merkt werden,dassdiegereinigtenBereiche nurmitdemoptischenMikroskopauf
Schaden untersucht wurden. Oberachendefekte imnm-Bereich konnen aufdiese
Weise jedoch praktisch nicht erkannt werden. Sie sind aber beieinem Einsatz in
der Halbleiterindustrie aufjeden Fallzu vermeiden.
Zum besseren Verstandnis der dem SLC zugrundeliegenden Prozesse wurden
ab 1993 intensive Forschungen zur laserinduzierten Gasblasennukleation durch-
gefuhrt [Yav93, Par94b, Yav94, Par96a, Yav97b]. Die entstehenden Blasen wur-
den dabei meist durch Reektivitats- oder Streulichmessungen nachgewiesen. In
einigen Untersuchungen wurde der Nukleationsprozess indirekt
uber die durch
ihn erzeugte Druckwelledetektiert [Par96b, Yav94 , Par96b, Yav97a]. Zum Nach-
weiskleinster Blasenwurde dieOberachenplasmonenspektroskopie als sehr sen-
sitive Methode eingefuhrt [Yav97b]. Daruber hinaus erlaubt diese Technik ei-
ne genaue Bestimmung der in der Flussigkeit erzeugten Drucke. Die Messun-
gen wurden bei diesen Experimenten hauptsachlich an Metallsubstraten durch-
gefuhrt. Untersuchungen von V. Dobler [Dob01] an Siliziumoberachen in einer
mit Flussigkeit gefullten Kuvette ergaben Nukleationstemperaturen von 250 Æ
C
furWasser und116 Æ
CfurIPA. Furden Laseruss, derzum Einsetzender Blasen-
nukleation eingestrahlt werden muss, wurde fur Wasser 72mJ/cm 2
und fur IPA
28mJ/cm 2
gemessen. Dabei hatten die Flussigkeiten eine Ausgangstemperatur
von 23 Æ
C und es wurde ein frequenzverdoppelter Nd:YAG Laser (FWHM=9ns,
=532nm) eingesetzt. Weitere wichtige Resultate dieser Messungen sind dieBe-
stimmungderauftretendenWarmeubergangskoeÆzienten(
Wasser
=310 7
W/cm 2
,
IPA
=110 7
W/cm 2
) undder Nachweis, dass Oberachenrauhigkeiten dieerreich-
baren
Uberhitzungendeutlichreduzieren.
Die ersten theoretischen Modelle zum SLC wurden von Y.F. Lu [Lu98] und
X. Wu [Wu00] entwickelt. Beide gehen von einer Situation aus, in das Laser-
licht im Substrat absorbiert wird und sich an dessen Oberache eine
uberhitzte
Flussigkeitsschicht bildet. In diesem Bereich wachsen Dampfblasen, was dazu
fuhrt,dasseineDruck-odereineSchockwelleentsteht. Inder Beschreibungdieses
Vorgangs unterscheiden sich die Modelle, was zu unterschiedlichen Vorhersagen
fur die Amplituden fuhrt. Bei beiden mussen jedoch fur die Beschreibung des
Blasenwachstums und dieBerechnung des erzeugten Druckes stark idealisierende
Annahmen gemacht werden. In dieser Hinsicht verlauft dieEntwicklung im SLC
analog zu der im DLC, bei dem die ablaufenden Vorgange in den ersten Model-
len ebenfalls stark vereinfacht wurden. Trit die Druckwelle auf ein Partikel, so
ist die wirkende Kraft proportional zu dessen Querschnittsache. Beide Theori-
en sagen folglicheine Reinigungskraft voraus, dieproportional zum Quadrat des
Partikelradiusist. Explizit wird aufdieModelle nochmals bei der Diskussionder
Ergebnisse inKapitel 5eingegangen.
Die erstenExperimentezum SLC mit Pulsdauernim ps-Bereich wurden 1999
vonMarioMosbacherdurchgefuhrtundzeigten,dassdieReinigungsschwelledeut-
lichniedrigeralsbeins-Pulsenliegt[Mos99]. AllerdingswurdediegereinigteOber-
ache nichtaufDefekteuntersucht. Daherkannnichtausgeschlossenwerden,dass
die Reinigungdurch Ablation des Substrats erfolgte.
Durch systematische Untersuchungen der Entfernung verschiedener Partikel
mitPulsdauernimns-Bereich,konnteerauerdem dieExistenzeiner universellen
Reinigungsschwellezeigen, dieunabhangigvonMaterial und Groe der Verunrei-
nigungen ist[Mos00].
SolchesystematischenExperimentezusammenmiteinerexaktenKontrolleder
Versuchsbedingungenkonnten eindetaillierteresBildderphysikalischenVorgange
beimSLC ergeben. Untersuchungen der Oberache auf erzeugte Defekte imnm-
Bereich sind vermutlich ein weiterer notwendiger Schritt auf dem Weg zu einer
neuen Generation theoretischer Modelle, wie sie fur das DLC bereits entwickelt
werden.
Ein wesentlicher Bestandteil dieser Diplomarbeitist die Konstruktion eines Auf-
baus,deresgestattet,reproduzierbarwohldenierteFlussigkeitsmengenmoglichst
homogenaufzubringen. HierzuwirdeinLuftstrom,derzuvordurcheinegesattigte
AtmospharederverwendetenFlussigkeitengeleitetwurde,aufdieProbegerichtet.
Bei geeigneter Wahl der Versuchsparameter kann so eine gleichmaige Konden-
sation erreicht werden. Zur Kontrolle der Flussigkeitsmenge auf der Oberache
werden zwei Reektometer und einStreulichtdetektorverwendet.
3.1 Aufkondensieren der Flussigkeiten
Eine schematische Darstellung der zum Aufdampfen der Flussigkeiten verwen-
deten Anordnung zeigt Abb.3.1. Als Energietransfermedien werden Wasser
und Isopropanol (IPA) eingesetzt. Die Temperaturen der Flussigkeiten werden
wahrendder Messungkonstantgehalten. Siesindsogewahlt, dass beimoderaten
Stromungsgeschwindigkeiten anderDuse einegleichmaigeKondensation aufder
Probe beobachtet wird. Versuche mit unterschiedlichen Temperaturen ergaben,
dass 60 Æ
C fur Wasser und 40 Æ
C furIPA eine geeignete Wahlsind. Furein repro-
duzierbares Aufwachsen von Filmen beziehungsweise Tropfen ist daruber hinaus
erforderlich, dass sich die Luftstromungen an der Probe nicht verandern. Daher
bendet sich die gesamte Versuchsanordnung unter einer Flowbox, wodurch au-
erdem zusatzliche Verunreinigungen der Proben durch Staubpartikel reduziert
werden.
Als Tragergasdient gelterte Druckluft. Die Durchussmenge pro Zeiteinheit
kann fur beide Flussigkeitenunabhangig voneinander durch zweiMassenussreg-
ler gesteuert werden. Versuche, dies mit zwei Nadelventile zu erreichen, zeigten,
dass auf diese Weise eine exakte Einstellung des Verhaltnisses der beiden Fluss-
geschwindigkeiten nicht moglichist. Die Durchussmenge betragt einigehundert
Kubikzentimeter pro Minute und die Duse besitzt eine Querschnittsache von
etwa 0,3cm 2
.
Gegenuber anderen Anordnungen, bei denen ein Flussigkeitsgemisch bekann-
Abbildung3.1: AnordnungzumhomogenenAufdampfenvonFlussigkeitenkontrollierter
Zusammensetzung.
terZusammensetzungverdampftwird[Tam98,Mos99,Mos00],hatdiesesMischen
in der Gasphase zweiwesentliche Vorteile. Erstenskonnen dieTemperaturen der
beiden Flussigkeiten verschieden gewahlt werden und zweitens muss die Zusam-
mensetzung des Flussigkeitsgemisches, die sich als Folge unterschiedlicher Ver-
dampfungsraten mitder Zeit verandernkann, nichtstandig kontrolliertwerden.
Nach dem Zusammenfuhren der beiden Gasstrome werden diese durch ein
Kupferrohr zur Probe geleitet. Dieses wird beheizt, um eine vorzeitige Konden-
sation in der Zuleitung zu verhindern. Unmittelbarvor der zu reinigenden Ober-
ache wird der Gasuss
uber eine Weiche entweder auf die Probe gerichtet oder
in einen Abluftschlauch geleitet. Der so erzeugte stetige Luftstrom bis kurz vor
die Probehat zur Folge, dass nach dem Schalten der Weiche der Gasuss nahezu
verzogerungsfrei auf die Oberache trit. Die Duse ist hierbei nur ein bis zwei
Zentimeter vonder zu reinigenden Stelle entfernt. Ihre Breite ist deutlichgroer
als der Durchmesser der mitdem Laser gereinigten Stelle. Auf diese Weise wird
im relevanten Bereich ein gleichmaiges Kondensieren der Flussigkeiten erreicht
und somiteinheitliche Versuchsbedingungen geschaen.
3.2 Optischer Aufbau
Zur Beobachtung deraufdieProbeaufgebrachtenFlussigkeitsmengewerdenmeh-
rere Signale wahrend des Kondensationsprozesses gemessen. Eine mastabsge-
treue Zeichnung der Apparatur, in der alle verwendeten Messsysteme dargestellt
sind, zeigtAbb.3.2. DerStrahleinerLaserdiode (=635nm;P=6mW )wird in
zweisenkrechtzueinanderpolarisierteStrahlen aufgeteilt,dieunterverschiedenen
WinkelnaufdieselbeStellederProbefokussiertwerden. DiereektierteIntensitat
des p-polarisierten Strahls wird unter 77 Æ
gegen das Lot, nahe des Brewsterwin-
kels, gemessen, wodurch man eine hohe Amplitude des Signals erreicht. Die des
s-polarisiertenLichtes wird unter 20 Æ
detektiert.
Benetzt das Energietransfermedium, so kann bei bekanntem Brechungsindex
aus der Oszillationsperiode eines der beiden Reektometer direkt die aufkonden-
sierte Schichtdicke bestimmt werden. Ist die Zusammensetzung der Flussigkeit
nicht bekannt, so sind beide Signalenotwendig, um die Dicke des Films und den
Brechungsindex zu bestimmen, daeinReektometer alleinestets nur Informatio-
nen
uber die optische Weglange liefert. Aus dem Brechungsindex kann anschlie-
end das Mischungsverhaltnis auf der Probe berechnet werden.
Bei Tropfenbildung auf der Oberache ist eine Bestimmung der
Flussigkeitsmenge auf diese Weise nicht moglich. In diesem Fall kann nur
ein charakteristischer Abfall in den Reektometersignalen und ein Anstieg des
Streulichtsbeobachtetwerden,dassenkrechtzurEbenederReektometerstrahlen
unter einem Winkel von zirka60 Æ
gegen das Lotdetektiert wird. Zusatzlich zum
Streulichtsignalund den Reektivitatsmessungen kann zur direktenBeobachtung
des Aufkondensierens ein Mikroskop mit groem Arbeitsabstand, das
uber einen
Schwenkarm gehaltert ist,senkrecht
uber der Probeangebracht werden.
Fur die Reinigung der Oberache wird ein gutegeschalteter, frequenzverdop-
pelterNd:YAGLaserbenutzt,derbeieinerWellenlangevon =532nmPulsemit
einerHalbwertsbreiteFWHM=8nserzeugt. DersenkrechtaufdieProbefallende
Nd:YAGStrahlwirdsofokussiert,dassseinelliptischerSpotdeutlichgroeralsdie
vonden Reektometerstrahlen ausgeleuchtete Flache ist. DieLaserpulse besitzen
sowohlzeitlichalsauchraumlichentlangderEllipsenachseneingauformigesPro-
l. Zur relativen Messung des Laserusses wird einTeildes Strahlsausgekoppelt
und dessen Gesamtenergie mit einem Energiemessgerat (Fieldmaster, Coherent)
bestimmt. Fur die absolute Eichung wird mit Hilfe des unter 20 Æ
reektierten
Strahls des Diodenlasers, der auf das Zentrum der gereinigten Bereiche justiert
ist, das Schmelzen des Siliziums durch die Nd:YAG Pulse betrachtet. Beim Auf-
schmelzendes Materials,das beieinemwohldenierten Schwellusseinsetzt, wird
das Siliziummetallisch,waseinehohereReektivitatzurFolgehat. Genauerwird
