Микроэлектроника, 2023, T. 52, № 1, стр. 11-19
Электрофизические характеристики и эмиссионные спектры плазмы тетрафторметана
Д. Б. Мурин 1, *, С. А. Пивоваренок 1, И. А. Чесноков 1, И. А. Гогулев 1
1 Федеральное государственное бюджетное образовательное учреждение высшего образования
“Ивановский государственный химико-технологический университет”
Иваново, Россия
* E-mail: dim86@mail.ru
Поступила в редакцию 05.07.2022
После доработки 14.07.2022
Принята к публикации 14.07.2022
- EDN: CYABJM
- DOI: 10.31857/S0544126922700089
Аннотация
Исследованы электрофизические характеристики плазмы тетрафторметана в зависимости от внешних параметров разряда (давление газа, сила тока разряда) в широком диапазоне условий. Показано, что величина температуры газа линейно возрастает с ростом давления газа и тока разряда. Поведение приведенной напряженности электрического поля при малых давлениях типично для электроотрицательных газов. Получены и подробно проанализированы спектры излучения плазмы тетрафторметана. Показано, что излучение плазмы представлено атомарными и молекулярными компонентами, а зависимости интенсивностей излучения линий от внешних условий разряда определяются возбуждением излучающих состояний при прямых электронных ударах. Показано, что характер полученных зависимостей $I = f\left( {i,p} \right)$ не противоречит общим представлениям о кинетике процессов образования и гибели активных частиц в молекулярных газах, что позволяет использовать рассмотренные максимумы для контроля состава плазмы и кинетики плазмохимических процессов.
1. ВВЕДЕНИЕ
Современная техника предъявляет очень высокие требования к интегральным микросхемам по надежности, быстродействию, информационной емкости и другим параметрам. Поэтому основными тенденциями развития микро- и наноэлектроники являются повышение степени интеграции и информационной емкости интегральных микросхем с одновременным уменьшением стоимости бита информации. Для достижения вышеуказанных требований в данной технологии при проведении “сухого” травления металлов и полупроводниковых материалов стали применяться плазмохимические процессы.
В данной работе объектом исследования является тетрафторметан (CF4, фреон R-14). Фреон R-14 – бесцветный газ, без запаха. Фреон очень инертен в химическом отношении, поэтому он не горит на воздухе, невзрывоопасен даже при контакте с открытым пламенем. Устойчив к действию кислот и щелочей. Фреон R-14 играет важную роль в промышленности плазменного травления [1, 2], так как может легко диссоциировать на химически активные частицы F и радикалы CFx (x = 1–3). Он часто используется для травления Si, Ge, обеспечивая технологически приемлемые скорости взаимодействия, а также удовлетворяет требованиям по разрешению, анизотропии и селективности для большинства известных маскирующих покрытий.
Однако широкое применение плазмообразующих сред на основе фреона R-14 в технологических целях невозможно без предварительного изучения спектральных и электрофизических параметров плазмы для создания наиболее благоприятных и оптимальных технологических режимов обработки. Проработка этого вопроса и явилась целью настоящей работы.
2. МЕТОДИЧЕСКАЯ ЧАСТЬ
Эксперименты по исследованию свойств плазмы тетрафторметана проводились на плазмохимической установке с реактором проточного типа. Реактор представлял собой цилиндр из молибденового стекла (марка С-49) длиной $l$ = 56 см и внешним диаметром ${{d}_{{{\text{out}}}}}$ = 2.8 см. Внутренний диаметр реактора ${{d}_{{{\text{in}}}}}$ при этом составлял 2.5 см. Электроды располагались в боковых отростках и имели вид полых цилиндров из анодированного алюминия. Длина разрядного промежутка составляла 36 см.
Откачка системы осуществлялась форвакуумным насосом ВН-461 (предельное остаточное давление ~2×10–2 Па). Контроль давления остаточных газов осуществлялся с помощью манометрического термопарного датчика ПМТ-2, соединенного с вакуумметром ВТ-2А. Давление рабочего газа в реакторе измерялось U-образным манометром, рабочей жидкостью которого служило силиконовое масло (ρ = 1.04 г/см3). Расход газа измеряли масляным капиллярным реометром, откалиброванным по тетрафторметану с помощью мерной бюретки, известного объема. Тетрафторметан набирали в хлорвиниловую емкость, предварительно откаченную до предельного остаточного давления порядка 1 Па, из металлического баллона с маркой “чистый”, содержание основного газа не менее 99.5%.
Плазма тетрафторметана возбуждалась от высоковольтного трансформатора НОМ 6000/100, первичная обмотка которого питалась от ЛАТРа, последнее позволяло плавно изменять выходное напряжение в диапазоне 0–6000 В. Выход высоковольтного трансформатора соединен с выпрямительным устройством – диодным мостом и конденсатором (10 мкФ) для сглаживания пульсации напряжения, питающего разряд. Сила тока в цепи разряда измерялась миллиамперметром М366 электромагнитной системы.
Температура нейтральных частиц плазмы (T) вычислялась путем решения уравнения теплового баланса реактора с использованием экспериментальных данных по температуре наружной стенки (Tw) [3, 4]. Температура наружной стенки реактора определялась с помощью хромель-копелевой термопары. Для измерения осевой напряженности электрического поля в плазме был использован двухзондовый компенсационный метод [5]. Напряжение между двумя остеклованными зондами (материал медь, диаметр зондов ≈0.05 мм, расстояние между зондами 7.7 см), вводимыми в зону разряда, компенсировалось с помощью универсального источника питания УИП-1. При помощи нуль-индикатора (миллиамперметр М906) регистрировалось отсутствие тока в цепи зондов, а напряжение компенсации определялось с помощью мультиметра Ц3421. При определении приведенной напряженности электрического поля ($E{\text{/}}N$) полагалось, что распределение температуры по радиусу трубки подчиняется функции Бесселя первого рода нулевого порядка [6, 7], а в конкретных расчетах использовалась величина температуры, усредненная на полурадиус реактора (${{T}_{{0.5r}}}$), при этом распределение величины ($E{\text{/}}N$) по радиусу реактора не учитывалось.
Спектральные исследования плазмы тетрафторметана методом оптической эмиссионной спектроскопии были реализованы непосредственно с использованием торцевой части реактора, содержащей кварцевое стекло, с помощью ПЗС-спектрометров AvaSpec–2048–2 и AvaSpec–3648. Рабочий диапазон длин волн составлял 200–1000 нм. При расшифровке спектров излучения использовались справочники [8, 9]. Контроль примесей компонентов атмосферного воздуха в основном газе осуществлялся качественно, по наличию или отсутствию полос излучения N2, OH и CO в спектрах излучения.
В качестве задаваемых параметров плазмы выступали ток разряда (i = 15–25 мА), давление газа (p = 20–200 Па).
3. РЕЗУЛЬТАТЫ И ИХ ОБСУЖДЕНИЕ
Эксперименты показали, что увеличение давления тетрафторметана при $i$ = const приводит к заметному росту осевой напряженности электрического поля (табл. 1, например, в 2.2 раза для $i$ = = 15 мА и в 2.8 раза для $i$ = 25 мА в диапазон $p$ = = 20–200 Па) и, как следствие, сопровождается линейным ростом удельной мощности (рис. 1), вкладываемой в плазму тетрафторметана $W = iE{\text{/}}\pi {{r}^{2}}$, где $i$ – ток разряда, $E$ – осевая напряженность электрического поля, $r$ – радиус реактора. Аналогичное изменение величины $W$ имеет место и при увеличении тока разряда в условиях неизменного давления газа, которое обеспечивает $E$ ≈ const. Поэтому в обоих случаях температура газа увеличивается, следуя поведению $W$ (рис. 2). Из зависимостей рис. 2 видно, что величина температуры газа практически линейно возрастает с ростом давления газа (например, в 1.1 раза для $i$ = 15 мА и в 1.2 раза для $i$ = 25 мА в диапазоне $p$ = 20–200 Па) и тока разряда (≈1.2 раза при давлении 200 Па). Данный факт хорошо согласуется с имеющимися в литературе данными для других газов [10].
Таблица 1.
P, Па | Е, В/см (15 мА) | Е, В/см (25 мА) | N, 1015 cм–3 (15 мА) | N, 1015 cм–3 (25 мА) |
---|---|---|---|---|
20 | 15.58 | 16.88 | 4.61 | 4.49 |
40 | 19.48 | 21.56 | 9.09 | 8.78 |
60 | 23.90 | 23.64 | 13.45 | 12.93 |
80 | 25.71 | 26.23 | 17.70 | 16.81 |
100 | 26.75 | 31.95 | 21.91 | 20.42 |
120 | 28.31 | 35.84 | 26.05 | 23.92 |
140 | 29.87 | 41.30 | 30.19 | 27.16 |
160 | 30.91 | 42.34 | 34.29 | 30.55 |
180 | 33.25 | 45.71 | 38.31 | 33.87 |
200 | 34.55 | 47.79 | 42.30 | 37.12 |
Приведенная напряженность электрического поля $E{\text{/}}N$ в плазме тетрафторметана практически не зависит (в пределах погрешности эксперимента) от тока разряда при $p$ = const, но заметно уменьшается с ростом давления газа при $i$ = const (рис. 3). Из рис. 3 видно, что в диапазоне давлений до 80 Па при любом постоянном значении тока разряда в диапазоне 15–25 мА увеличение давления вызывает резкое падение величины $E{\text{/}}N$. В области давлений выше 80 Па наблюдается менее резкое уменьшение величины приведенной напряженности электрического поля. Такой характер зависимости является типичным для электроотрицательных газов [10] и обусловлен тем, что на начальном этапе (20–80 Па) величина общей концентрации частиц $N$ возрастает значительно быстрее (табл. 1, ≈4.5 раза на участке 20–80 Па для $i$ = 15–25 мА), чем напряженность поля$~E$ в плазме (табл. 1, ≈1.7 раза на участке 20–80 Па для $i$ = 15–25 мА).
Ярко выраженная зависимость $E{\text{/}}N = f\left( p \right)$ в области $p$ = 20–160 Па указывает на диффузионный (${{\nu }_{{{\text{dif}}}}}$ > ${{\nu }_{{{\text{da}}}}}$) или переходный (${{\nu }_{{{\text{dif}}}}}$ ≈ ${{\nu }_{{{\text{da}}}}}$) режимы разряда, где ${{\nu }_{{{\text{dif}}}}}$ – частота диффузионной гибели электронов, а ${{\nu }_{{{\text{da}}}}}$ – частота их диссоциативного прилипания к молекулам тетрафторметана. В обоих случаях, в качестве основного механизма, обусловливающего снижение $E{\text{/}}N$, следует рассматривать аналогичное изменение коэффициента диффузии и частоты диффузионной гибели электронов. Очевидно также, что уменьшение $E{\text{/}}N$ по мере роста давления газа вызывает падение средней энергии электронов $\bar {\varepsilon }$ (из-за увеличения частоты столкновений электронов с “тяжелыми” частицами и роста суммарных потерь энергии в неупругих процессах) и констант скоростей реакций под действием электронного удара, удовлетворяющих условию ${{\varepsilon }_{{th}}} \geqslant \bar {\varepsilon }$, где ${{\varepsilon }_{{th}}}$ – пороговая энергия. Отметим, что абсолютные значения $E{\text{/}}N$ в плазме тетрафторметана ниже аналогичных величин для плазмы хлора ($E{\text{/}}N$ = 5.8 × 10–15 В см2 при $p$ = 40 Па и $i$ = 20 мА) и хлористого водорода ($E{\text{/}}N$ = 3.7 × 10–15 В см2 при $p$ = 40 Па и $i$ = 20 мА) в аналогичном диапазоне условий [11, 12]. В общем случае, это может быть связано с меньшей эффективностью прилипания электронов к молекулам тетрафторметана.
Исследование эмиссионных спектров плазмы тетрафторметана показало наличие в них излучения как атомарных, так и молекулярных компонентов (рис. 4). Так, в спектрах были зафиксированы 3 группы линий атомарного фтора в диапазоне от 620 до 880 нм:
1. Первая группа линий атомарного фтора (620–680 нм) наиболее интенсивные:
• F 624.04 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.68 эВ, $^{4}{\text{S}}_{{3/2}}^{^\circ }$ – 4Р5/2);
• F 634.85 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.68 эВ, $^{4}{\text{S}}_{{3/2}}^{^\circ }$ – 4Р3/2);
• F 641.49 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.68 эВ, $^{4}{\text{S}}_{{3/2}}^{^\circ }$ – 4Р1/2);
• F 656.37 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.58 эВ, $^{2}{\text{D}}_{{5/2}}^{^\circ }$ – 4P5/2, непригодна для анализа, лежит на молекулярной полосе);
• F 669.27 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.58 эВ, $^{2}{\text{D}}_{{5/2}}^{^\circ }$ – 4P3/2);
• F 677.20 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.52 эВ, $^{4}{\text{D}}_{{5/2}}^{^\circ }$ – 4Р5/2).
Обладают относительно невысокой интенсивностью излучения, однако большинство из зафиксированных линий пригодны для анализа.
2. Вторая группа линий атомарного фтора (680–780 нм) наиболее интенсивные:
• F 685.65 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.50 эВ, $^{4}{\text{D}}_{{7/2}}^{^\circ }$ – 4Р5/2);
• F 690.55 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.52 эВ, $^{4}{\text{D}}_{{5/2}}^{^\circ }$ – 4Р3/2);
• F 703.84 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.74 эВ, $^{4}{\text{P}}_{{3/2}}^{^\circ }$ – 2Р3/2);
• F 712.75 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.76 эВ, $^{2}{\text{P}}_{{1/2}}^{^\circ }$ – 2Р1/2);
• F 720.30 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.74 эВ, $^{2}{\text{P}}_{{3/2}}^{^\circ }$ – 2Р1/2);
• F 731.04 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.68 эВ, $^{2}{\text{S}}_{{1/2}}^{^\circ }$ – 2Р3/2);
• F 739.86 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.37 эВ, $^{4}{\text{P}}_{{5/2}}^{^\circ }$ – 4Р5/2);
• F 775.68 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.58 эВ, $^{2}{\text{D}}_{{5/2}}^{^\circ }$ – 2Р3/2);
• F 780.15 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 14.61 эВ, $^{2}{\text{D}}_{{3/2}}^{^\circ }$ – 2Р1/2).
Обладают высокой интенсивностью излучения, все из зафиксированных линий пригодны для анализа.
3. Третья группа линий атомарного фтора (820–880 нм): слабоинтенсивные линии, непригодны для анализа.
Следующим обнаруженным атомарным представителем выступает углерод. В спектрах излучения были обнаружены две слабоинтенсивные группы линий атомарного углерода в областях 240–300 и 900–950 нм.
1. Первая группа линий атомарного углерода (240–300 нм), кроме наиболее интенсивной, непригодна для анализа:
• С 247.53 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 7.68 эВ, $^{1}{\text{P}}_{1}^{^\circ }$ – 1S0).
2. Вторая группа линий атомарного углерода (900–950 нм), слабоинтенсивные линии, однако хорошо различимы и подходят для анализа, наиболее интенсивные:
• С 918.09 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 10.35 эВ, $^{1}{\text{D}}_{2}^{^\circ }$ – 1D2);
• С 940.63 нм (${{\varepsilon }_{{th}}}$ = 9.00 эВ, 1D2 – $^{1}{\text{P}}_{1}^{^\circ }$).
Далее рассмотрим молекулярные компоненты, зарегистрированные в спектрах излучения тетрафторметана. Было обнаружено излучение молекулярных полос CFn (где n = 1, 2, 3) и С2:
1. CF в интервале от 197 до 240 нм (наиболее интенсивные: 203.14, 204.99, 207.28, 209.35 и 219.69 нм). Слабоинтенсивные полосы, все за исключением полосы CF 209 нм, непригодны для анализа.
2. CF2 в интервале от 252 до 330 нм (наиболее интенсивные: 252.75, 259.08, 263.17, 266.1, 270.77, 282.78, 289.43, 296.99, 305.11, 312.64, 329.68 нм). Интенсивные и хорошо различимые полосы, однако все “лежат” на большой молекулярной полосе, вследствие чего их анализ затруднен.
3. CF3 607 нм.
4. C2 в интервалах 350–600 нм и 780–810 нм:
• Наиболее интенсивные: 368.12, 389.19, 391.75, 405.69, 412.12, 418.88, 435.18, 437.42, 450.84, (468.40, 471.50, 473.70 нм) – полосы системы Свана, 483.04, 507.80, 512.90, 516.50, 519.28, 535.88, 547.00, 550.20, 554.00, 558.50, 560.44, 563.50, 567.44 и 607.47 нм. Интенсивные и хорошо различимые полосы, однако все “лежат” на большой молекулярной полосе, вследствие чего их анализ затруднен.
• Система полос Филипса (максимум на длине волны 790.12 нм). Слабоинтенсивные полосы, однако, могут использоваться при расчете температуры газа посредством спектральных методов (возможность отождествления вращательной температуры и температуры газа).
Высокие значения энергий возбуждения (излучения) указанных выше излучающих состояний позволяют рассматривать возбуждение атомов и молекул электронным ударом как основной механизм заселения верхних состояний [9]. Кроме этого, низкие времена жизни соответствующих возбужденных состояний позволяют рассматривать излучательную дезактивацию как основной механизм данного процесса. В таком случае интенсивность излучения линий и полос может описываться выражением: $I~\,\, = \,\,~k~{{n}_{e}}N$, где $I$ – интенсивность излучения; ${{n}_{e}}$ – концентрация электронов; $N$ – концентрация атомов или молекул газа; $k$ – коэффициент скорости процесса. Выражение для нахождения коэффициента скорости процесса имеет вид: $k~ = \int_{{{E}_{a}}}^\infty {\sigma \left( E \right)f\left( E \right)\sqrt E dE} ~$, где $f\left( E \right)$ – функция распределения электронов по энергиям, $\sigma \left( E \right)$ – зависимость сечения процесса от энергии электронов, $E$ – энергия электронов, ${{E}_{a}}$ – пороговая энергия возбуждения.
Для дальнейшего анализа были выбраны линии F 685.65 и F 703.84 нм, как наиболее интенсивные и не перекрывающиеся с другими линиями и полосами. Для выбранных линий, были получены зависимости интенсивностей излучения от тока разряда (рис. 5) и давления плазмообразующего газа (рис. 6). На графике зависимости интенсивности излучения от тока разряда (рис. 5) с ростом тока наблюдается линейное увеличение интенсивности излучения всех рассматриваемых линий, что соответствует механизму прямого возбуждения излучающих состояний при электронном ударе и свидетельствует об отсутствии вторичных процессов. Влияние электрофизических параметров плазмы на интенсивность излучения линий или полос определяется изменением концентраций частиц и коэффициента скорости процесса. Так, при увеличении тока разряда приведенная напряженность электрического поля, а следовательно, доля быстрых электронов в функции распределения электронов по энергиям и коэффициент скорости возбуждения несколько уменьшаются [13, 14], а концентрация тяжелых частиц растет, что приводит к пропорциональности интенсивности излучения концентрации электронов, т.е. току разряда.
Увеличение давления плазмообразующего газа (рис. 6) приводит к тому, что зависимости интенсивностей излучения атомов фтора на участке 40–60 Па проходят через максимум, далее монотонно спадают. Возможные причины такого поведения полученных экспериментальных зависимостей: 1) на начальном этапе до 60 Па рост концентрации частиц не компенсируется изменением условий возбуждения, характеризуемых параметром $k{{n}_{e}}$, где $k = f\left( {E{\text{/}}N} \right)$ – константа скорости возбуждения, ${{n}_{e}}$ – концентрация электронов; 2) после 60 Па изменение условий возбуждения начинает преобладать над увеличением концентрации частиц (возможно данный факт связан с тем, что частицы фтора начинают тратиться на образование CF-содержащих радикалов посредством атомно-молекулярных реакций, объемной рекомбинации или гетерогенного взаимодействия). В тоже время характер зависимостей $I = f\left( {i,p} \right)$ не противоречит общим представлением о кинетике процессов образования и гибели активных частиц в молекулярных газах, где увеличение тока разряда или давления обычно сопровождается увеличением как скоростей диссоциации исходных молекул, так концентраций продуктов диссоциации.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Проведены измерения электрофизических характеристик плазмы тетрафторметана в зависимости от внешних параметров разряда в широком диапазоне условий. Показано, что величина температуры газа линейно возрастает с ростом давления газа и тока разряда. Поведение приведенной напряженности электрического поля типично для электроотрицательных газов. Получены и проанализированы эмиссионные спектры плазмы тетрафторметана. Показано, что излучение плазмы представлено атомарными и молекулярными компонентами, а зависимости интенсивностей линий и полос от внешних условий разряда определяются возбуждением излучающих состояний прямым электронным ударом. Данные по эмиссионной спектроскопии могут быть использованы для контроля состава плазмы.
Работа выполнена в рамках государственного задания на выполнение НИР. Тема № FZZW-2020-0009.
Список литературы
Данилин Б.С., Киреев В.Ю. Применение низкотемпературной плазмы для травления и очистки материалов / Под ред. Данилин Б.С. М.: Энергоатомиздат, 1987. 264 с.
Светцов В.И., Ефремов А.М. Вакуумная и плазменная электроника: учеб. пособие. Иван. гос. хим.-технол. ун-т. Иваново, 2003. 171 с.
Лебедев Ю.А. Методы контактной диагностики в неравновесной плазмохимии. М.: Наука, 1981. 142 с.
Рохлин Г.Н. Разрядные источники света. Изд. 2-е; перераб. и доп. М.: Энергатомиздат, 1991. 720 с.
Мурин Д.Б., Дунаев А.В. Электрофизические параметры и спектры излучения плазмы трихлорида бора // Микроэлектроника. 2018. Т. 47. № 2. С. 106–114.
Куприяновская А.П., Светцов В.И., Ситанов Д.В. Влияние условий разряда и температуры стенки на электрические характеристики и излучение положительного столба тлеющего разряда в хлоре // Черкассы, 1990. Деп. в ВИНИТИ. № 59. С. 93.
Ефремов А.М., Пивоваренок С.А., Светцов В.И. Параметры плазмы и механизмы травления металлов и полупроводников в хлороводороде // Микроэлектроника. 2009. Т. 38. № 3. С. 147–159.
Пирс Р., Гейдон А. Отождествление молекулярных спектров. М.: Изд. иностр. лит., 1949. 540 с.
Свентицкий А.Р., Стриганов Н.С. Таблицы спектральных линий нейтральных и ионизованных атомов. М.: Атомиздат, 1966. 900 с.
Ефремов А.М., Мурин Д.Б. Электрофизические параметры плазмы бинарных смесей HCl + Ar, He, H2, O2 и Cl2 // Известия высших учебных заведений. серия: химия и химическая технология. 2021. Т. 58. № 4. С. 14–18.
Пивоваренок С.А., Мурин Д.Б., Ситанов Д.В. Влияние состава смеси на электрофизические параметры и спектры излучения плазмы хлороводорода с хлором и гелием // Микроэлектроника. 2021. Т. 50. № 1. С. 43–48.
Пивоваренок С.А., Дунаев А.В., Мурин Д.Б., Ефремов А.М., Светцов В.И. Электрофизические параметры и эмиссионные спектры плазмы тлеющего разряда в хлористом водороде // Известия высших учебных заведений. Серия: Химия и химическая технология. 2011. Т. 54. № 9. С. 48–52.
Мурин Д.Б., Ефремов А.М., Светцов В.И., Пивоваренок С.А., Овцын А.А., Шабадаров С.С. Интенсивности излучения и концентрации активных частиц в плазме тлеющего разряда в смесях хлористого водорода с аргоном и гелием // Известия высших учебных заведений. Серия: Химия и химическая технология. 2013. Т. 56. № 4. С. 29–32.
Мурин Д.Б., Ефремов А.М., Светцов В.И., Пивоваренок С.А., Годнев Е.М. Интенсивности излучения и концентрации нейтральных частиц в плазме тлеющего разряда постоянного тока в смесях HCl–H2 и HCl–O2 // Известия высших учебных заведений. Серия: Химия и химическая технология. 2013. Т. 56. № 8. С. 41–44.
Дополнительные материалы отсутствуют.
Инструменты
Микроэлектроника