Данилова - Процессы в микро и наноэлектронике. Т. И. Данилина, К. И. Смирнова Процессы микро и нанотехнологии
 Скачать 22.56 Mb.
|
|
4.2. Ионно-плазменное распыление 4.2.1. Физика ионного распыления Ионно-плазменное распыление - это процесс распыления мише- ни, выполненной из требуемого материала, высокоэнергетическими ионами инертных газов. Распыленные ионами атомы материала мише- ни, осаждаясь на подложке, формируют пленку материала. Ионно- плазменное распыление можно реализовать путем распыления мате- риала катода в плазме газового разряда ионизированными молекулами 74 разряженного газа (катодное распыление), либо путем распыления мишени в высоком вакууме сформированным пучком ионов (ионное распыление). Распыление ионной бомбардировкой, как и испарение в вакууме, позволяет получать проводящие, резистивные, диэлектрические, полу- проводниковые и магнитные пленки, но, по сравнению с термическим вакуумным напылением, имеет ряд преимуществ. Катодное распыление основано на явлении разрушения катода при бомбардировке его ионизированными молекулами разряженного газа. Атомы, вылетающие с поверхности катода при его разрушении, распространяются в окружающем пространстве и осаждаются на при- емной поверхности, которой является подложка. Схема процесса ка- тодного распыления изображена на рис.4.12. В рабочей камере 1 уста- новлена двухэлектродная система, состоящая из "холодного" катода 2, изготовленного из материала, подвергаемого распылению, и анода 4, на котором располагается подложка 5. Между катодом и анодом рас- положена заслонка (на рисунке не показана), которая так же, как и при термическом напылении, предназначена для перекрывания потока распыляемого вещества по мере надобности. Из рабочей камеры отка- чивается воздух, после чего в камеру напускается рабочий газ, давле- ние которого устанавливается равным 1-10 Па. 1 5 4 2 3 6 - + Рис. 4.12. Схема процесса катодного распыления: 1 - рабочая камера; 2 - катод; 3 - экран; 4 - анод; 5 - подложка; 6 - натекатель. 75 Затем между катодом и анодом подается высокое напряжение, по- рядка нескольких киловольт, которое вызывает пробой газового про- межутка и поддержание разряда. Тлеющий разряд имеет характерное распределение потенциала между катодом и анодом, изображенное на рис.4.12. Непосредственно у самого катода располагается светящаяся область, называемая катод- ным свечением. Прилегающая к ней область темного катодного про- странства характеризуется наибольшим изменением потенциала. Затем следует область отрицательного свечения, за которой наблюдается темная, с размытыми краями область фарадеева пространства. Примы- кающая к аноду область называется положительным столбом. С точки зрения физики разряда наиболее важной является область темного ка- тодного пространства. Основная часть приложенного напряжения па- дает на темном катодном пространстве, что объясняется большой раз- ностью концентраций положительных ионов на границах катодного пространства. Толщина области приблизительно равна среднему рас- стоянию, которое проходят эмитированные катодом электроны до пер- вого ионизирующего столкновения. Из-за большой напряженности электрического поля в катодном темном пространстве вторичные электроны пересекают его быстро. Однако как только они достигают границы отрицательного свечения и вызывают генерацию большого числа электронно-ионных пар, положительный объемный заряд быст- ро спадает и начинается нейтральная область, содержащая приблизи- тельно одинаковое число электронов и положительных ионов. Так как ионы экранируются электронами, они движутся в области отрицатель- ного свечения посредством диффузии. Когда же ион достигает грани- цы темного катодного пространства, он быстро устремляется к катоду и бомбардирует его с энергией, равной или меньшей энергии, соответ- ствующей падению напряжения на темном катодном пространстве, в зависимости от того, испытал ли он на пути к катоду столкновения или нет. Удар иона о катод приводит к двум эффектам: к эмиссии ней- тральных атомов (катодное распыление материала) и к эмиссии вто- ричных электронов. Вторичные электроны служат для поддержания разряда. Когда электроны попадают в область отрицательного свече- ния, они, по существу, обладают энергией, соответствующей полному катодному падению потенциала. Эта энергия затем теряется в серии столкновений, ионизирующих или возбуждающих атомы газа. В конце концов энергия электронов уменьшается настолько, что при после- дующих столкновениях они уже не могут ионизовать атомы газа. Со- ответствующий участок разрядного промежутка определяет дальнюю границу отрицательного свечения. Поскольку здесь не происходит 76 ионизации газа, электроны накапливаются в этой области и образуют небольшой пространственный заряд. Энергии электронов недостаточ- но даже для возбуждения атомов газа, поэтому эта область темная и получила название фарадеево темное пространство. В оставшейся час- ти разряда от края фарадеева темного пространства и до анода имеется слабое электрическое поле - положительный столб. Электроны уско- ряются к аноду. Так как существование самостоятельного разряда за- висит только от эмиссии достаточного числа электронов с "холодного" катода за счет его бомбардировки положительными ионами, то изме- нение расположения анода будет слабо влиять на электрические ха- рактеристики разряда до тех пор, пока его не придвинуть к краю тем- ного катодного пространства. В этом случае разряд погаснет, так как это расстояние становится меньше длины пробега электронов, необхо- димой для ионизации газа. Это явление используется на практике для подавления побочных разрядов с нерабочей стороны катода. С этой целью вокруг катода устанавливается экран 3 (см.рис.4.12), находя- щийся под потенциалом анода и на расстоянии меньше длины темного катодного пространства. Расположение подложки в пространстве меж- ду катодом и анодом оказывает большое влияние на условия осажде- ния пленок. Чем больше расстояние от катода до подложки, тем боль- шее число распыленных атомов катода не доходит до подложки вслед- ствие столкновений с молекулами газа, тем меньше скорость осажде- ния. Однако при приближении подложки к области темного катодного пространства распыление катода начинает замедляться в результате задержки ионов подложкой. Кроме того, на нее будут попадать из об- ласти отрицательного свечения электроны с большими энергиями, что неблагоприятно влияет на свойства пленок. Оптимальным является расстояние от подложки до катода, вдвое превышающее ширину тем- ного катодного пространства. Эффективность ионного распыления характеризуется коэффици- ентом распыления S, который равен числу атомов, распыляемых под воздействием одного иона , и а N N S = где N а - число выбитых (распыленных) атомов; N и - число падающих ионов. Коэффициент распыления не является обычно целым числом и должен рассматриваться как статистическое среднее. 77 4.2.2. Модель ионного распыления Единой теории, объясняющей механизм катодного распыления, пока не существует. Одной из теорий является теория "горячего пят- на", которая объясняет распыление термическим испарением локально нагретого участка мишени вследствие бомбардировки ионами. Суще- ствуют также различные гипотезы о химическом взаимодействии за- ряженной частицы с распыляемым веществом и образованием на по- верхности мишени летучих соединений. Наиболее удачно экспериментальные результаты по ионному рас- пылению объясняются с позиций импульсного механизма. Модель ионного распыления по этой теории можно рассмотреть на схеме, представленной на рис.4.13. Рис. 4.13. Схема процесса ионного распыления: 1 - первично сме- щенные атомы; 2 - вторично смещенные атомы. Движущийся на катод (мишень) ион газа массой М 1 передает свою энергию Е атомам решетки в серии последовательных столкновений. Если при столкновении атому мишени массой М 2 передается энергия, превосходящая энергию связи атомов в решетке (энергию смещения) Е см , он покидает свое равновесное положение, превращаясь в первично смещенный атом. Смещенный атом, в свою очередь, сталкивается с окружающими атомами решетки, производя вторичные смещения, и т.д. Это процесс длится до тех пор, пока энергия атома не уменьшится до уровня, ниже которого передача энергии, большей Е см , становится невозможной. Затем атомы продолжают сталкиваться, но уже не сме- щают атомы и замедляются до энергии сублимации Е суб и затем при- нимают участие в тепловом движении атомов решетки. 1 2 Твердое тело Вакуум 78 Максимальная энергия, которую может ион передать атому при лобовом соударении, равна , ) ( 4 2 2 1 2 1 max Е М М М М E × + = (4.23) где М 1 , М 2 - масса иона и атома мишени; Е - энергия иона. Смещенный атом характеризуется средней энергией Е , величина которой зависит от вида взаимодействия. Если смещенный атом полу- чит энергию больше Е см и импульс энергии будет направлен в сторону поверхности, то он может покинуть эту поверхность и стать распылен- ным атомом. Энергию смещения можно оценить, зная энергию субли- мации для материала мишени Е суб . При сублимации происходит удале- ние атомов с поверхности, где действует только половина связей. Для удаления атома из объема мишени уже необходима энергия 2Е суб . При столкновениях атом не только выбивается из занимаемого положения, но и внедряется в решетку, смещая другие атомы. Для удаления таких атомов необходима энергия не меньше 4Е суб . Следовательно, процесс выбивания атомов из поверхности и их выброс в вакуум будет иметь место, если смещенные атомы получают энергию более 4Е суб Вылет атомов из мишени в вакуум зависит как от энергии, так и от импульса, полученного им от иона или от быстрых смещенных атомов. Действительно, атом, который получил импульс, направленный внутрь мишени, не сможет вылететь из вещества. Если в результате соударе- ния с другими атомами он получит импульс, направленный к поверх- ности, и сохранит при своем движении к ней достаточную энергию, чтобы преодолеть энергию связи, то такой атом вылетит из вещества. Импульсную теорию ионного распыления подтверждают следующие экспериментальные результаты. При бомбардировке мишени электронами для распыления была бы необходима намного большая кинетическая энергия (например, 500 кэВ для меди), чем для ионов. Это обусловлено тем, что обмен энер- гиями между легким электроном и тяжелым атомом мишени весьма неэффективен. Ток вторичных электронов, измеренный при распыле- нии, очень мал. Это говорит о том, что отсутствует нагрев до высоких температур и термоэлектронная эмиссия. Для поликристаллических и аморфных материалов в диапазоне температур до 600 К значение коэффициента распыления не зависит от температуры мишени. При дальнейшем повышении температуры ко- эффициент распыления должен уменьшаться, так как сечение смеще- ния атомов материала бомбардирующими ионами уменьшается с рос- 79 том температуры. Наблюдаемые в ряде случаев аномальные зависимо- сти от температуры мишени могут быть вызваны удалением загрязне- ний, структурными превращениями или началом испарения материала. Зависимости коэффициента распыления от массы бомбардирую- щих ионов, их энергии, угла падения ионов и кристаллической струк- туры мишени также объясняются импульсным механизмом распыле- ния. Энергия распыленных атомов Вопрос об энергии распыленных атомов имеет большое значение для понимания процессов ионного распыления. Энергия атомов при распылении гораздо больше энергии атомов при испарении. Это под- тверждается измерениями скоростей распыленных атомов различными методами. Средняя энергия атомов меди, распыленных ионами крип- тона с энергией 900 эВ, составляет 5 эВ, что эквивалентно температуре 58000 К, в то время как средняя энергия испаренных атомов при тем- пературе испарения меди 1500 К составляет 0,2 эВ. При увеличении энергии бомбардирующих ионов увеличивается доля атомов с энер- гиями в десятки и даже сотни электронвольт. Большие энергии распы- ленных атомов могут быть объяснены только с позиций импульсного механизма и опровергают термическую теорию распыления. Зависимость коэффициента распыления от энергии ионов На рис.4.14. представлена зависимость коэффициента распыления меди, бомбардируемой ионами аргона с энергией в интервале от 10 до 150000 эВ. Эта форма кривой типична для любого элемента. Эту зави- симость можно приблизительно разделить на 5 областей. Область I отвечает интервалу энергий ионов, слишком малых, чтобы вызвать какое-либо распыление. По-видимому, она простирает- ся до порога распыления. Пороговая энергия Е пор представляет собой наименьшую энергию иона, необходимую для удаления с поверхности атома, связанного с решеткой максимально возможным числом связей. Ее можно определить из условия Е пор ×a³ Е суб , где a - коэффициент, определяющий максимальную долю энергии, которую ион может передать атому. Он зависит от соотношения масс иона М 1 и атома М 2 80 ) ( 4 2 2 1 2 1 М М М М + = a (4.24) Для комбинации серебро-ион ртути a=0,9 и Е пор =3 эВ при энергии сублимации серебра 2,7 эВ. Если a мало, например, для комбинации алюминий-ион водорода a=0,13, то Е пор =24,5 эВ. Рис.4.14. Коэффициент распыления поликристаллической меди, бомбардируемой ионами аргона (Ar + ) В области II распыление уже начинается, однако с очень малой скоростью, и коэффициент распыления быстро возрастает при сравни- тельно малом увеличении энергии. В области III с возрастанием энергии ионов коэффициент распы- ления увеличивается приблизительно линейно, а величина его стано- вится достаточно большой для практического использования ионного распыления при нанесении тонких пленок. В области IV, представляющей наибольший интерес при изготов- лении пленок, коэффициент распыления продолжает увеличиваться с ростом энергии ионов, однако уже медленнее, чем в областях I-III. Снижение скорости роста коэффициента распыления при увеличении энергии ионов можно объяснить тем, что ионы большей энергии глуб- же проникают в мишень и, следовательно, не все атомы, выбитые со 81 своих мест в решетке бомбардирующим ионом, смогут достичь по- верхности и покинуть ее. В области V имеется широкий максимум, где коэффициент распы- ления почти не зависит от энергии ионов. Затем кривая идет вниз, так как глубина проникновения ионов становится настолько большой, что коэффициент распыления уменьшается. Для легких ионов, таких как водород или гелий, максимум достигается уже при нескольких тыся- чах электрон-вольт, поскольку эти легкие ионы довольно свободно проникают вглубь материала. Для тяжелых ионов, таких как ксенон или ртуть, максимум может не достигаться даже при энергиях 50000 эВ или выше. Следовательно, на характер зависимости коэффициента распыления от энергии S(Е) существенное значение оказывает отно- шение масс иона и атома мишени. Поэтому установленные из опытов закономерности действительны лишь в определенных пределах. В ин- тервале энергий 50-400 эВ наблюдается линейный рост коэффициента распыления с увеличением энергии ионов Е (область II) AE S = Ко- гда Е>700 эВ, зависимость примерно можно описать формулой E B S = Последняя зависимость имеет место в диапазоне энергий: E=0,7-70 кэВ при М 1 >M 2 ; E=0,7-5(10) кэВ при M 1 ; E=0,7-20 кэВ при M 1 =M 2 . Постоянные А и В характеризуют ион и атом вещества. Влияние угла падения ионов на коэффициент распыления В условиях тлеющего разряда управлять углом падения ионов на катод или мишень не представляется возможным. В связи с этим зави- симость коэффициента распыления от угла падения ионов начали изу- чать при помощи пучков ионов. С точки зрения импульсной теории распыления должна существовать зависимость j j sec 0 S S = , (4.25) где S j - коэффициент распыления для угла падения ионов j; S 0 - то же для j =0 о С ростом угла падения ионов на поверхность распыляемого мате- риала от 0 (отсчет ведется от нормали к поверхности) до 60-70 о на- блюдается увеличение коэффициента распыления материалов. Зависимость (4.25) легко объяснить, исходя из механизма физиче- ского распыления. Коэффициент распыления при нормальном падении ионов прямо пропорционален энергии, рассеиваемой в поверхностном слое материала, в пределах которого упругие столкновения с атомами будут приводить к распылению. При угле падения a длина пробега ионов, а следовательно, и число столкновений в этом поверхностном слое будут в 1/cos a раз больше. Значение угла падения ионов a max , 82 при котором наблюдается максимальный коэффициент распыления материала S max , зависит от энергии ионов. Значение a max в зависимости от энергии ионов Е можно приблизительно рассчитать по формуле Линдхарда ( ) 2 / 1 3 / 2 2 3 / 2 1 2 1 3 / 2 0 2 max 5 2 ú û ù ê ë é + - = Z Z E E Z Z N a R p p a , где - a радиус экранирования ядра орбитальными электронами; - 0 N атомная плотность распыляемого материала; - 2 1 ,Z Z атомные номера иона и атома мишени; 5 , 13 = R E эВ - энергия связи электрона в атоме водорода Увеличение угла падения от 60-70 до 90 градусов приводит к уменьшению коэффициента распыления до нуля из-за отражения ио- нов от поверхности материала. Зависимость коэффициента распыления от угла падения ионов не представляет большого интереса при осаждении тонких пленок, но очень важна при использовании ионно-плазменных процессов для травления микрорельефа. |