（材料物理与化学专业论文）外加磁场中溅射镀膜及机理研究.pdf

外加磁场中藏射镀膜及机理研究中文摘要中文摘要在基片下放置一块永磁铁，在溅射时，该外加磁场将对溅射空间的等离子体产生影响。利用这种方法，我们可以研究外加磁场对溅射粒子运动以及薄膜沉积的影响。研究中发现，在这种实验装置下，所沉积的薄膜的表面宏观形貌呈现规则的几何图形特征：膜的中央有一圆斑，而在圆斑的外围有规则分布的环。而且这一中央圆斑的半径随着靶材和基片在磁铁上方的高度而变化。进一步，此种装置制备的薄膜与磁控溅射制备的薄膜相比，其结晶明显更好。在薄膜制备过程中，等离子区的辉光形貌也发生了明显的变化，对于一定的输入功率其自偏压较磁控溅射时有很大的降低，而薄膜的沉积速率却有了提高。对于这一实验现象，我们认为，在我们的溅射空间中，存在着大量溅射靶材的离子，并且从外加磁铁产生的半个磁镜场对溅射空间离子的作用进行了解释。关键词：溅射，外加磁场，磁镜，爱里斑，薄膜作者：顾佳烨指导教师：狄国庆外加磁场中溅射镀膜及机理研究英文摘要a b s t r a c ts h i e l d i n gt h em a g n e t i cf i e l di nt h ec a t h o d eo ft h em a g n e t r o ns p u t t e r i n gd e v i c ea n di n t r o d u c i n gam a g n e tb e l o wt h es u b s t r a t e t h u st h em a g n e t i cf i e l du n d e rt h es u b s t r a t et a k ea c t i o nd u r i n gs p u t t e r i n g i nt h i sw a y , t h ee f f e c to f t h em a g n e t i cf i e l do nt h em o v e m e n t so f t h ep l a s m ad u r i n gd e p o s i t i o na n dt h ef i l mg r o w t hc a nb ei n v e s t i g a t e d t h ea p p e a r a n c e so ft h ef i l m sd e p o s i t e db yt h i sm e a n sa r e ：i nt h ec e n t e ro f e a c hf i l m ，t h e r e 8as p o t ，a n dt h es p o ti ss u r r o u n d e db ys o m el o o p s b u tt h ed i a m e t e ro f t h es p o t si sc h a n g e d 、析t l lt h eh e i g h to f t h et a r g e ta n dt h es u b s t r a t eo v e rt h em a g n e t m o r e o v e rc r y s t a lg r o w t hb e c o m e sb e t t e ri nt h ee x t e r n a lm a g n e t i cf i e l d i nt h ep r o c e s so f t h ef i l md e p o s i t i o n ，t h ea p p e a r a n c eo ft h eg l o wo ft h ep l a s m aa l s oh a sc h a n g e da n di sc o n s t r i n g e dg r a d u a l l yt ot h es u b s t r a t e w h e nw eu s e dt h es a m ei n p u tp o w e ri nt h et w om e t h o d s ，w ec a nf i n dt h es e l f - b i a sv o l ti ss m a l l e ra n dt h ed e p o s i t i o nv e l o c i t yi sf a s t e rf o re x t e r n a lm a g n e t i cf i e l dt h a nt h em a g n e t r o ns p u t t e r f o rt h e s ep h e n o m e n a , w eb e l i e v et h a ti nt h es p a c eo ft h es p u t t e rt h e r ea r el o t so fi o n sa n dt h ee f f e c t so nt h e mb yt h ee x t e r n a lm a g n e t i cf i e l da r et h ec a u s e s k e yw o r d s ：s p u t t e r , e x t e r n a lm a g n e t , m a g n e t i cm i r r o r ，a i r yd i s k , t h i nf i l mnw r i t t e nb ，：g uj i a - y es u p e r v i s e db y ：d ig u o - q i n g苏州大学学位论文独创性声明及使用授权声明学位论文独创性声明本人郑重声明：所提交的学位论文是本人在导师的指导下，独立进行研究工作所取得的成果。除文中已经注明引用的内容外，本论文不含其他个人或集体已经发表或撰写过的研究成果，也不含为获得苏州大学或其它教育机构的学位证书而使用过的材料。对本文的研究做出重要贡献的个人和集体，均已在文中以明确方式标明，本人承担本声明的法律责任。研究生签名e t 期：驾耻学位论文使用授权声明苏州大学、中国科学技术信息研究所、国家图书馆、清华大学论文合作部、中国社科院文献信息情报中心有权保留本人所送交学位论文的复印件和电子文档，可以采用影印、缩印或其他复制手段保存论文。本人电子文档的内容和纸质论文的内容相一致。除在保存期内的保密论文外，允许论文被查阅和借阅，可以公布( 包括刊登) 论文的全部或部分内容。论文的公布( 包括刊登) 授权苏州大学学位办办理。研究生签名：熟丝氅日期：圭盟：塑：兰导1 ) i l i 签名：牙塑! 些日期：兰：2 ，z ：=外加磁场中溅射镀膜及机理研究第一章引言第一章引言1 1 研究背景1 8 5 2 年g r o v e 首次描述溅射这种物理现象：高速粒子( 大多是由电场加速的正离子) 轰击靶表面，靶表面的原子和分子与高速粒子交换能量后从靶表面逸出，这种现象称为溅射。2 0 世纪4 0 年代溅射技术作为一种沉积镀膜方法开始得到应用和发展。6 0 年代后随着半导体工业的迅速崛起，这种技术在集成电路生产工艺中，用于沉积集成电路中晶体管的金属电极层，才真正得以普及和广泛的应用。基于溅射的薄膜制备技术的发展主要经历了直流溅射，射频溅射，磁控溅射，以及射频平面磁控溅射。这些技术已被广泛的应用于半导体工业和其他的材料加工工业中。其中，磁控溅射技术的应用最为广泛，可以制备工业上所需的各种薄膜：如超硬薄膜，耐腐蚀耐磨擦薄膜，超导薄膜，磁性薄膜，光学薄膜，以及各种具有特殊电学性能的薄膜u - s 磁控溅射除了稳定性好，效率高，重复性好等优点外也有其自身的缺陷【6 】：磁控溅射的靶材利用率一直是个闯题，由于靶源磁场磁力线分布呈圆周形状，在靶表面的一个环形区域内，靶材被消蚀成一个深的沟，这种靶材的非均匀消耗，造成靶材的利用率较低。而溅射高导磁率的靶材时，阴极内磁铁产生的磁力线通过靶材时，会发生磁短路，从而使磁控放电难以进行，溅射效率极其低下。为了更高效率的应用磁控溅射这一技术，人们对磁控溅射方法进行了大量的研究。主要集中于改变靶的内部结构，以及改变溅射空问的磁场分布1 7 1 2 】。例如，l i e b i g等h t n 在靶内采用两个直径大小不等的磁铁环，每个磁铁环的内侧和外侧磁极极性不同，这样每个磁铁环在靶表面都会形成一个刻蚀环，最后靶表面被刻蚀出了两个刻蚀环，提高了靶的利用率。r y u t aa i 等人咧员l j 是将靶外侧的接地屏蔽罩换成磁性材料，这样，屏蔽罩和靶内的外磁铁环又形成了磁回路，在靠近靶的边缘多了一个电子跑道，溅射时靶面也多了一个刻蚀环。m a n o jk o m a t h t n l 和e 啦s b i d o j i 1 2 墚用两个线圈来控制空间磁场。其中尉is h i d o j i 是通过控制外侧线圈的电流来改变空间磁场，从而改变刻蚀环的位置；而m a n o jk o m a t h 是通过所谓非对称磁控溅射技术来外加磁场中溅射镀膜及机理研究第一章；i 言在沉积空间产生等离子体，这样在沉积时低能粒子能对薄膜。辅助沉积”，他们发现基片的最佳位置应处于磁场零点上方1 2 c m ，将靶刻蚀几毫米深后，靶表面留下一个开口较宽、缓慢变深的凹槽，靶材的利用率可提高到4 0 左右。这些努力也只是使靶材利用率得到了一定的提高，而且，并未解决磁性靶材的溅射速率低的问题。为了解决磁控溅射的一些缺点，我们小组尝试了一种新的方法，即在溅射时，基片下再加放一小柱形磁铁。在这种做法下，溅射时的辉光、沉积速率等均发生了明显的交化【1 3 投。尤为重要的是，由于该外加磁场的加入，无论柱形磁铁的s 极朝上或朝下配置，靶材的利用率都有了不同程度的提高，但靶材的消耗仍是呈环形的刻蚀状态【1 6 1 。为能进一步提高靶材的利用率，我们采用了新的方法，即去掉阴极内的原有磁场，由基片下放置的那块磁铁在溅射空间形成一纵向磁场，完全依靠该纵向磁场进行溅射。在这种做法下，辉光形貌、自偏压、靶面刻蚀等均发生了变化。特别是当沉积的薄膜较薄时，发现所沉积的样品呈现斑和环的状的膜厚分布【l7 j 。本小组对这些现象都进行了详细的描述及研究，但是对于外加磁场镀膜的详细机理探讨的却仍然不很全面，而这正是本小组在现阶段的一部分工作。1 2 本文研究思路和主要内容在本小组以前的研究工作中，对于外加磁场法镀膜，重点在于靶材利用率和沉积速率的研究，并且获得了大量丰富而翔实的实验数据及结果，但是，在外加磁场法的溅射机理以及沉积薄膜的微观结构分析方面探讨的还不是很多。这些问题的解决需要大量的实验支持和深入细致的研究，这是本小组继续研究此课题的重要前提。为了解决这些问题，本文主要开展了下列一些研究工作：1 制备了基片处于磁场中不同位置和靶到外加磁铁不同距离时外加磁场法所沉积的铜薄膜样品，并对溅射时的工作参数进行纪录比较，研究了外加磁场法的溅射机理。2外加磁场中溅射镀膜及机理研究第一章引言2 对外加磁场法和磁控溅射法所制备的铜薄膜进行了比较，主要利用虹m 卿对样品进行了分析。3 研究了基片处于磁场中不同位置时和靶到外加磁铁不同距离时，外加磁场法所制备的铜薄膜的外观及微结构，讨论了不同条件对溅射的影响4 不失一般性，除了铜薄膜外，研究对比了外加磁场法和磁控溅射法制备的铝，硅薄膜。3外加磁场中溅射镀膜及机理研究第二章样品的制各与表征第二章样品的制备与表征2 1样品的制备实验仪器为j g p 5 6 0 d 型双室磁控溅射仪。是阴极在上，基片在下的配置。基片放置在阳极托盘上，可随阳极托盘一齐旋转。抽气系统为前级泵( 2 x z - 8 型直联高速旋片式机械泵) 和后级泵( 涡轮分子泵) 。实验时先将真空室抽到本底真空大约为2 1 0 - 3 p a ，工作气体是舡气，流量为5 0 s c c m ，溅射时控制气压为0 5 p a 。实验时，在靶材与阴极内永磁铁之间放置一厚度为3 m m 的f e 片，用来完全屏蔽阴极内的已有磁场；而在基片下放置一中心磁感应强度约为3 5 x1 0 d t 左右、直径为5 0 m m的柱形稀士永磁铁。实验所用靶材分另吵为c u 、a l l 、s i 等，尺寸为* 5 0 m ；实验前用1 0 0 0 目砂纸打磨。沉积薄膜前用大功率预溅射靶材1 5 分钟以上，以除去表面的氧化物和其他附着物。除特别指出，实验中溅射功率为7 0 w 。实验过程中阴极采用水冷，靶的表面和基片表面的间距无特殊说明时为2 5 m m 。基片为普通医用载玻片( 2 5 4 x 7 6 2 m m ，厚度为1 1 2 m m ) ；沉积前用酒精两次超声清洗后晾干备用，沉积时基片无冷却装置。实验装置图如图2 1 1 所示。图2 1 1 实验装置示意图f i g2 1 1t h es c h e m a t i co f t h ea p p a r a t u s4外加磁场中溅射镀膜及机理研究第二章样品的制备与表征样品制备后，用日本k o s a k a 公司的e t 3 5 0 台阶式膜厚测试仪测量膜厚。样品的表面形貌用a f m 检测，用日本r i g a k u 公司生产的x 射线衍射仪进行x r d 检验，仪器自身宽化角度为0 0 0 1 5 8 7 4 r a d 。2 2 薄膜的表征嗍2 2 1 膜厚的测量薄膜厚度是薄膜的重要参数之一，在膜厚较薄的情况下，它可能对薄膜的各种性能影响显著。膜厚根据定义不同可分为形状膜厚，质量膜厚，物性膜厚等。本文中膜厚指形状膜厚。目前有很多方法测量薄膜的厚度，如用台阶仪，椭圆偏振仪，干涉显微镜等仪器，还可用称量法，放射光谱法来测膜厚。这里，我们用台阶仪测量膜厚，台阶仪为日本k o s a k a 公司的e t 3 5 0 台阶式膜厚测试仪，它的基本原理为仪差动式磁感应传感器，将探针在膜层表面移动的上下位置的变化转化为电压的变化，再通过描图仪在坐标上描绘出来。此台阶仪的测量精度为l r u a ，扫描最大长度3 0 m m 。x a x i s 前t l e图2 2 1 膜厚测量示意图f i g 2 2 1s c h o m a t i co f t h i c k n e s sm e a s u r i n go f t h i nf i l m如爵2 2 1 所示，图中的x 坐标表示触针相对于基片的扫描长度，m 点代表基片表面的基准点，r 点代表薄膜表面的参考点，这两点在y 方向上的差值就是被测得的薄膜的厚度。5qil每_fp外加磁场中藏射镀膜及机理研究第二章样品的制备与表征对于要用台阶仪来测量膜厚的样品，需作一些准备：在基片上放一个掩膜使成膜后的样品上形成从基片表面到膜表面的一个台阶，该台阶以垂直为好，因此表面的掩膜应与下面的基片紧密结合。由台阶仪测得的膜厚除以沉积的时间，可得到平均沉积速率。为了保证精度，要求膜面尽量平整光滑，否则表面起伏引起的图线波动会淹没真实测量值。2 2 2 原子力显微镜( a f m ) i i l扫描隧道显微镜利用隧道电流观察表面，它只能研究导体和半导体样品，对大量绝缘样品无能为力。原子力显微镜利用针尖原予和表面原子之间的相互作用力观察表面，它适用于所有样品。原子力显微镜的针尖( 常用氮化硅制成) 固定在一个微悬臂( 长约几百微米，弹性系数约为1 - 5 n m ) 上，微悬臂背面有反射镜，一束激光打到反射镜并被反射副一分为四的光电探测器的对称位置。针尖受到垂直样品方向的力后，微悬臂绕横向的水平轴转动，反射镜上半面与下半面收到的信号强度不等，因此可以根据两个半面的信号强度之差判断针尖的高度。针尖高度改变0 o l n m 时，反射光的位移可以达到扣1 0 n m ，并在探测器上产生足够的信号。针尖扫描过程中高度改变的信号反馈给控制系统，控制系统调整针尖高度保证它受到的力( 即微悬臂的转动) 不变，从而测定样品的表面形貌。a f m 测定样品的表面形貌的模式有三种：接触式，非接触式和轻敲式。接触式测量时针尖和样品表面接触，它利用针尖原子和样品表面原子之间的排斥力( 1 0 气1 0 。1 硝) 控制针尖的高度。它的优点是横向分辨率可以高达1 0 r i m ，它的缺点是容易掼伤样品。非接触式测量时针尖和样品表面有一段很小的距离( 5 - 2 0 r i m ) ，它利用针尖原子和样品表面原子之间的微弱吸引力控制针尖的高度。它的优点是不会损伤样品，它的缺点是横向分辨率约为5 r i m ，比接触式有量级上的降低。轻敲式钡4 量集中了两者的优点，它令针尖在样品表面上方不断振动( 振幅一般大于2 0 r i m ) ，当针尖振动到下方的- - 4 段时间内针尖和样品表面接触( 轻敲) 。它的横向分辨率也可以高达1 0 n m ，同时几乎不会损伤样品。6外加磁场中溅射镀膜及机理研究第二章样品的制备与表征2 2 3x 射线衍射( m )x 射线衍射分析方法的物理基础是布拉格公式和衍射原理。布拉格公式的表示式为：2 d s i n o = n 2 ，这里的d 是( h k l ) 的晶面间距，曰是布拉格角，斤整数是衍射级数，名是x 射线的波长。出射的衍射方向是晶面的镜面反射方向( 入射角和衍射角都等于布拉格角) ，因此布拉格衍射又称为布拉格反射。x 射线衍射分析是鉴别物质晶体结构，进行物性分析的常规手段。可用来研究晶相结构，如点阵常数，晶粒度，结晶度，织构，内应力，位错等的测定。晶体对x 射线产生的衍射现象是x 射线散射的一种表象。当x 射线与晶体中诸原子中的电子作用时，在一定条件下会在空问各个方向产生散射。由于晶体中的原子在空间呈周期性排列，因而这些散射只能在某些方向叠加产生衍射现象，形成衍射峰。对于非晶态固体，原子在空间是无规则排列的，所以没有衍射峰，但短程有序的存在使得在低角度衍射范围内仍具有择优性的衍射极大，形成宽的非晶谷包。本实验所采用的x 射线衍射仪( c uk q 线， = 1 5 4 0 6 埃) 是日本r i g a k u 公司生产的。根据x r d 谱，通过测量晶态衍射峰的半高宽，可以利用s c h e r r e r 公式来估算晶粒的平均尺寸：d - - k 绉c o s 0式中足为s c h e r r e r 常数( 当户为半高宽时，x 取0 8 9 ，声为积分宽时，足取1 ) ，为x r d 峰的半高宽，以弧度为单位；a 为x 射线波长；2 口为衍射峰的位置，其中0 为布拉格衍射角。当晶粒尺寸小于1 0 0 r i m 时，由于晶粒的细化从而导致了x r d峰的宽化，根据s c h e r r e r 公式可以估算纳米晶粒的尺寸7外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理第三章溅射制膜的基本原理3 1 等离子体简介鲫卜矧1 8 0 8 年，随着s i rh u m p h r yd a v y 对稳态直流弧光放电的发展，开始了对等离子体的科学研究。随后在1 9 世纪3 0 年代，m i c h a e lf a r a d a y 和其他一些科学家，研制出了高压直流放电管。1 8 7 9 年，s i rw i l l i a mc r o o k e s 把等离子体划为物质第四态。按这个观点，当对某一物质从低温开始加热时，从固态逐渐融化变成液态，进而蒸发成气态，最后，如果进一步继续加热，温度升高，单个原子将分裂成电子和带正电的离子并且达到一定的密度时，物质状态发生了新的变化，这时的电离气体己不再是原来的气体了，它形成了物质的第四态即等离子体。等离子这个术语是1 9 2 8 年由i r v i n gl a n g m u i r 提出的，含义是离子和电子群的近似电中性的集合体。它可以，也不一定必须包含本底中性气体。在性质上它与普通气体有着本质的区别：首先，它是一种导电流体，而又能在与气体体积相比拟的宏观尺度内维持电中性；其次，气体分子间并不存在静电磁力，而等离子体中的带电粒子问存在库仑力，由此导致带电粒子群的种种集体运动；再者，作为一个带电粒子体系，其运动行为会受到磁场的影响和支配。而且等离子体态的最特殊的性质，即长程库仑力使带电粒子表现出的集体的性质，早已为人们所知，并且在1 9 0 6 年l o r dr a y l e i g h 分析原予的汤姆逊模型中的电子振荡时，大概首次描述了这种性质。通观宇宙，虽然9 9 的物质都处于等离子体状态，但是在地球上却很少有天然的等离子体，因为地球及其附近大气的低温度和高密度阻碍了等离子体的存在，例如在地球表面空气里，由于宇宙射线的作用每秒在l c 一内大约只产生5 对离子，这相对于标准状态下的气体密度来，实在是微乎其微。因此只有在特定条件下，才能看到自然界的等离子体现象，如闪电和极光等。这意味着在日常生活和科学研究中要想获得等离子体就必须用实验方法来产生它们。但在上层的大气( 电离层) 中，存在着由稀薄大气的光致电离产生的等离子体。在离地球更远的地方，等离子体在接近真空的空间被地磁场所俘获。等离子体从太阳流向地球( 太阳风) ，并充满星际空间的许多区域，从而形成一种被用以观察更外层空间的介质。8外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理产生实验等离子体的方法可以是多种多样的。如：气体放电法，射线辐照法，光电离法，激光等离子体，热电离法和激波等离子体等等。这里主要介绍气体放电法。通常把在电场作用下气体被击穿而导电的物理现象称之为气体放电。如此产生的电离气体叫做气体放电等离子体。按所加电场的频率不同，气体放电可分为直流放电，低频放电，高频放电，微波放电等多种类型。直流放电简单易行，特别是对工业装置来说可以施加很大的功率，至今人被采用。低频放电的频率范围一般为l l o o k h z ，而在实验装置和工艺设备如薄膜制造，用的最广泛的是高频放电，其频率范围为i o i o o m h z 。由于这属于无线电波频率范围，故又称之为射频放电，而最常用的频率为1 3 5 6 m h z 。当所用电场的频率超过1 g h z 时，属于微波放电。常用的微波放电频率为2 4 5 0 m h z 。由于微波放电能导致电子回旋共振，增加放电频率，有利于提高工艺质量，因此在应用上明显地呈发展趋势。关于气体放电的第一个有条理的模型是在1 9 0 1 年由汤森德提出的。典型的气体放电伏安特性测量装置如图3 1 1 ( a ) ，结果如图3 1 1 ( b ) 。( a ) 气体放电的伏安特性测量装置示意图( b ) 气体放电时的典型伏安特性图3 1 1a b 段表示电压从零逐渐增加，出现很微弱的放电电流，约1 0 4 3 a 量级。最初的电流几乎是恒定的，其荷电粒子产生于外界的电离源，例如宇宙线、放射线产生的电离。随着电压的增加，电子在电场中获得的能量大于气体原子的电离能时，原子9飘他寺u f一型外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理可被碰撞电离，从而使放电电流增加，但很微弱，也看不到发光的现象，这一阶段的放电称为非自持暗放电。一旦外加电离源离去，电流就立即停止了。电压增大到b 点时，放电电流迅速增大，开始出现微弱的光辐射，此时放电开始出现自持特点。此处的电压称为击穿电压，b c 段称为自持暗放电。这时放电主要靠雪崩式的碰撞电离，在去掉外界源后也可以继续保持电流。d 点之后，随着放电的不断发展，放电电流发生激增，这时线路中的电压降会重新分配，限流电阻上压降变大，放电室两电极间压降相应变小，此时伴有明亮的辉光。这种现象常作为气体击穿的标志。放电发展到e 点之后达到稳定的状态。从e 点开始转入正常的辉光放电之际，阴极表面只有一部分发光，即所谓的阴极斑点。这部分斑点对应着有效函数小的金属面。随着放电电流增加，阴极斑点面积按比例扩大，而电压保持不变，出现e f 段的水平线。e f 段放电状态称为正常辉光放电。当阴极班点覆盖整个阴极表面后，电流再增，电压也增加，f g 这一段称为异常辉光放电。一般的离子镀和溅射镀都工作在此区域。电流增加到g 点，阴极的电流密度很大，形成了很强的电子发射过程，空间电阻变小，很容易过渡为弧光放电，由h 开始进入弧光放电区。此区中电压很低，放电电流很大。3 2 溅射原理【5 ，2 2 l3 2 1 溅射现象辉光中阴极暗区中产生的离子会冲击阴极，使阴极材料跑出表面去这个过程称为溅射。溅射和蒸发不同，溅射是入射粒子和靶的碰撞过程。入射粒子在靶中经历复杂的散射过程，和靶原子碰撞，把部分动量传递给靶原子，此靶原子又和其他靶原子碰撞，形成级联过程。在这种级联过程中某些表面附近的靶原子获得向外运动的足够动量，离开靶被溅射出来。溅射有几个特点：( 1 ) 溅射粒子( 主要是原子还有少量离子等) 的平均能量达几个电子伏，比蒸发粒子的平均动能耵高得多( 3 0 0 0 k 蒸发时平均动能只有外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理0 2 6 e v ) ，另外，溅射粒子的角分布与入射离子的方辞有关。( 2 ) 随着入射离子能量的增大( 在几千电子伏范围内) ，溅射率( 溅射出来的粒子数与入射离子数之比) 增大当入射离子能量增大到一定的值的时候，溅射率达到极值；而当能量增大到几万电子伏，离子注入效应增强，溅射率下降。( 3 ) 入射离子的质量越大，溅射率越大。( 4 ) 离子入射方向与靶面法线方向的夹角越大，溅射率越大( 倾斜入射比垂直入射时溅射率大 。( 5 ) 单晶靶由于焦距碰撞( 级联过程中传递的动量愈来愈接近原子列的方向) ，在密排方向上发生优先溅射。( 6 ) 不同靶材的溅射率不同，其差别可以大到一个数量级。一般地，对金属而言，溅射率随靶材d 壳层电子填满程度的增加而加大，即c u 、a g 、a u 等溅射率最高，t i 、t a 的溅射率最小。3 2 2 直流溅射与射频溅射1 阴极( 靶)2 阳极( 基板)3 真空室4 工作气体入口5 接泵系统6 高压直流电源图3 2 i 直流二极溅射示意图典型的直流两极溅射装置如图3 2 1 。把膜料物质作为阴极( 靶) ，接上l 5 k v高压直流。基片置于阳极基板，接地。在几帕的溅射气体的气氛中，开始放电至异常辉光区。由放电形式产生的正离子在阴极电位降的作用下加速并轰击靶面引起溅射。这些被溅射出来的粒子就可以沉积成薄膜。显然，这种装置结构简单，操作方外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理便。但是，因为直流辉光中气体的离化率低，放电电流密度很小，因此沉积速率不高。另外，离子轰击阴极，产生的大量的二次电子直接轰击基片使之升温，并且高能轰击本身就会损伤基片。还有，直流两极溅射因气体离化率低，维持辉光必须在较大的工作气压下进行，工作气体可能会对膜有污染。如果降低气压，又会使辉光暗区变长，以至达到阳极表面，使辉光熄灭。因此，直流二极溅射目前已不用作独立的工艺设备，为此发明了三极和四极溅射。它们都是在二极溅射基础上增加热阴极和阳极，在两个电极之间产生低压大电流电弧，从弧光中获得大量的电离粒子。在热阴极和阳极相对的两侧，放置正常的二极装置，吸引弧光中的离子到靶面去，溅射出的粒子又穿过弧光而到达基片。三极与四极溅射的区别就在于是否有稳定放电用的稳定电极。采用三极或四极溅射，工作气体压强可以降至o 1 p a ，电流密度可以比二极溅射提高1 0 倍以上，因此沉积速率较大，膜质也有所改善。但是，靶面出来的二次电子对基片的损伤还是无法消除的。由于热阴极处的热电子发射破坏了等离子体中电位的正常分布，大面积均匀的等离子体区的获得是不可能的，而且热阴极灯丝物质的挥发也会污染薄膜。因此，这种设备的使用日渐减少。直流溅射还有一个最大的特点，即只能溅射导电性能良好的物质。如果溅射介质材料，离子轰击的结果将使靶材上积累大量的正电荷并使靶面电位逐步升高，最终使靶- 基板问的压降小到使辉光熄灭，溅射无法继续进行。即使有时辉光并不致于消灭，一些更易积累电荷的地方也会引发异常的放电，使膜质变差，为此研制了射频溅射以解决绝缘靶溅射的问题。射频溅射装置与直流类似，只是电源换成了射频源。为了使功率有效地输入到靶基板之间，还有一套专门的功率匹配网络。这种装置的示意图如图3 2 2 。习惯上，还称为放置靶材的电极为阴极，放置基片的电极为阳极。在两极之间加上高频电场( 1 3 5 6 m h z ) 后，电子在振荡电场作用下的运动也是振荡式的，因此与气体碰撞的几率大大增加，气体电离几率也相应提高。这样，用于维持放电所需电子完全可由放电空间中电子碰撞电离产生，不需要从阴极发射大量电子来维持。由于电子与气体分子碰撞几率增大，从而使气体离化率变大，所以r f 溅射可以在o 1 p a 甚至更低的气压下进行。外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理图3 2 2 射频溅射装置示意图一般地，以1 3 5 6 m h z 变化的r f 周期要远小于放电空间电离和消电离的时间。这使得等离子体区来不及消电离。因此r f 溅射的两个电极不是交替地作为阳极和阴极的，而是整个空间稳定在一种不变的放电形式在电极附近的发光情况类似于直流辉光放电中的负辉区，在中间部分则配置着与正柱区相对应的发光区。实用的溅射系统中，常采用非对称性平板型结构。把高频电极接到小电极上，而将大电极和屏蔽罩等相连后接地作为另一电极。这样，在小电极处产生的暗区电压降比大电极板的暗区压降要大得多。由于大电极的面积大到足以使流向它的离子能量小于溅射阈能，所以在大电极上将不会发生溅射。因而用小电极做靶，而将基片放置在大电极上，就可以高频溅射镀膜了。高频放电可以有两种形式，如图3 2 3 所示 9 1 ，( a ) 为利用两极间的高频电场产生气体粒子的电离而放电； 为利用高频电流流过线圈，在线圈中产生磁场，从而产生磁感应电场，由此电场产生放电。前者称为电场型，后者称为磁场型。对于电场型，假定高频电压为v s i n c o t , 极间距离为l ，则极间的高频电场为o t l ) s i n c o t 。对于磁场形，假定线圈中的电流为i s i n c o t ，单位长度的线圈匝数为n ，则磁通密度为口o n i s i n c o t ，半径为r 的圆周上的电场为：m = _ a o n c o lc o s t ：r a o n c o ic o s t( 3 2 1 )外加磁场中藏射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理图3 2 3 高频放电的两种形式在一定条件下，例如电极结构，极间距离，真空室( 直径) 的大小，充气的气体种类和气压以及电源的频率已确定，为了产生放电和维持放电，均需一定的高频电场。对于电场形来说，当气压和频率足够高时，电子在极间来回振荡的路程l 比+l 小得多，此时若两极置于真空室外，也能产生高频放电。由于电子在极间来回振荡，不断从电场吸取能量，在与溅射气体原子碰撞过程中，电子具有足够的能量产生电离，即使在电场较弱的情况下，电子也能积累足够能量来产生电离。因此射频溅射可在比直流溅射更低的气压下维持放电。在高频放电时，等离子体中电子由于它的迁移率高于正离子的迁移率，因此当靶电极通过电容耦合加上高频电压时，到达靶的电子数目将远大于正离子的数目，因此逐渐在靶上有负电荷积累，使靶处于直流负电位。在平衡状态下，靶上的负电位排斥电予，从而使得到达靶的电子数目与正离子的数目相等，在靶上形成了一个稳定的负的自偏压，从而使靶材受到离子轰击的时间和电压都会增加。3 2 3 磁控溅射为了限制靶面上二次电子对基片的损伤，有必要约束电子，使之只在靶面附近运动，这样即可以保护基片，又可以提高靶面附近气体的离化率。磁控溅射正是为此目的而发明的。1 4外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理磁控溅射的基本原理是洛伦兹定律，即华：e ( e + v x b ) ，这里只盂，雪分d tm别是电子的速度矢量、外加电场矢量和磁感应强度矢量。此运动方程实际可以分成两个运动方程，其结果是电子一方面以回旋频率m ：! 兰作旋转，另一方面又以速m f度= l o 。e bc 1 1 1 ，$ 作漂移，漂移的方向与电场e 和磁场b 都垂直。在磁控溅射中电子漂移的径迹称为“跑道”。典型的平面磁控方式如图2 2 4 所示。这种装置与直流二极溅射类似，所不同的是在阴极靶的反面设置了磁铁。磁铁使阴极靶上形成一个闭合的环形磁场，它横贯跑道，与电场垂直。于是，跑道区便是一个与磁铁同心的圆环。电子在这么一个闭合跑道上运动，使得电离碰撞的次数增加，因此即使在较低的溅射气压和电压下也能维持放电。由于电子沿闭合跑道前进，直到能量几乎耗尽才会脱离磁约束，落到基片上，因此基片温升低损伤小。同时，高密度等离子体被磁场约束在靶面附近，抑制了高能带电粒子对基片的轰击。图3 2 4 平面磁控溅射装置示意图磁控溅射还具有较高的沉积速率，这主要是由以下几个原因引起的。( 1 ) 运动电子被约束在靶面附近，气体电离几率变大，离子电流较大。，( 2 ) 磁控溅射的常用靶面电压为7 0 0 v 左右，一般金属材料的功率效率，即溅射速度与靶的功率密度之比，在此电压附近最大，因此效率较高。( 3 ) 因降低了工作气压，使溅射粒子向靶的逆扩散得到抑制。磁控溅射除了上所述的优点外，还有两个特别引人注目的缺点：( 1 ) 靶材的利用率低，离跑道远的靶面材料基本上不会被溅射，靶材的溅射区山e外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理域仅为电子跑道附近的一环形区。( 2 ) 如果靶材是铁磁材料，会将大部分磁力线短路，造成磁屏蔽，使磁控作用减弱甚至消失，影响溅射效率，故不适用于铁磁材料的溅射。3 3 带电粒子在恒定电场和磁场中的运动1 5 , 2 0 - 2 2 1等离子体是由大量带电粒子所组成的集合，在带电粒子之间存在着库仑相互作用，同时，它们还受到外力场的作用。带电粒子的运动会改变电磁场的性质，而电磁场的改变反过来又要影响粒子的运动。所以等离子体在电磁场中的运动是一个十分复杂的问题。如果忽略带电粒子之间的相互作用，并且假设等离子体带电粒子运动所产生的电磁场与外场相比是小量，以至于可以忽略它们的影响，则我们可以近似地把等离子体看成由大量相互独立的带电粒子组成的集合。这样，单个带电粒子在外场中的运动可看成是具有代表性的，知道单个粒子的运动规律，就可以粗略地估计和推断整个粒子系统在外场中的性质。在非相对论近似下，一个带电粒子在外力场中的运动方程为：析= g 酽印+ 社+ ，( 3 3 1 )其中尹：车，m ，q 和尹分别是带电粒子的质量，电荷及位置矢量，霹和雪为讲电磁场，于为非电磁性力。如果不考虑于项，则我们涉及的外场就是磁场和电场，我们只要讨论在电磁场作用下带电粒子无碰撞时的运动特点，就能对等离子体的许多特性有个粗略的了解。3 3 1 带电粒子在恒定电场和恒定磁场中的运动除磁场雪外，如果还存在一个均匀恒定的电场面，这时带电粒子的运动方程为：所豢= g ( 帚雪) + 私( 3 3 2 )把电场分为沿磁场和垂直于磁场的分量：e = 臣+ 岛( 3 3 3 )1 6外加磁场中藏射镀膜及机理研究第三章藏射制膜的基本原理qf 它稍晰吧。气22 之之2 2 2 乏砭疋2 之刃匿3 3 1 粒子在电场和磁场中的漂移显然，戽使粒子沿磁力线作匀加速运动，经过一段时间后，沿磁力线运动的速度可以达到相当大，以至于非相对论近似不成立。另外，正负电荷沿相反方向运动，一方面会引起较大尺度的电荷分离，产生很大的电场；另一方面，由于粒子速度较大，会产生较大的宏观电流，这个电流要产生感应磁场，这样就会改变原来的磁场形态。在我们实验所采用的磁控溅射中，是在沿阴极表面方阿，外界给予一个与电场方向正交的横向磁场。所以，我们不妨设e r - - 0 。这样，粒子沿磁力线是匀速直线运动。这里主要讨论垂直于磁场的运动：所鲁= 口( 豇x 否) + 裙( 3 3 4 )由于豆是均匀恒定的，容易解出方程( 3 3 4 ) ，从而得到垂直于磁场方向的带电粒子运动的性质。我们首先从物理直观上进行分析，可以看到，方程( 3 3 4 ) 右边有两项，如果第二项等于零，则它描述带电粒子在垂直于磁场平面内的回旋运动，而q e 的引入，将对回旋运动有一“修正”。如图3 3 1 ，考虑一个正电荷在左半圆周d a b 走时，电场对它作加速运动，使其速度不断增加，同时回旋运动半径也不断增大，到达顶部转向点b 时，回旋半径最大，这时粒子开始沿右半圆周b e d 向下运动，电场使它作减速运动，其速度不断减小，回旋半径也不断减小，粒子到达轨道底部1 7外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理转向点d 时，回旋半径最小，以这点开始粒子又沿左半圆周向上运动，开始下一次的回旋。粒子在走完一周后，没有回到原来的位置，其总效果是回旋中心向右漂移了一段距离，所以电场盖的存在使粒子朝右边有一漂移速度，漂移方向与磁场云垂直。综合上述，在正交恒定电磁场中，带电粒子的垂直运动是绕导心的回旋运动和导心垂直于磁场、电场的漂移运动的叠加。把粒子速度写成回旋速度豇和漂移速度之和西= 豇+ ( 3 3 5 )将( 3 3 5 ) 代入( 3 3 4 ) 式得到所鲁- - q r k 云) + g 帏云) + 面( 3 3 6 )因露代表回旋运动，它满足m 掣= g ( 瓦k 雪)(33at7 )、，考虑到( 3 3 7 ) 式，于是由( 3 3 6 ) 得g 帏雪) + 啦= o( 3 3 8 )用雪叉乘( 3 3 8 ) 式，化简后得1 ，。：了e 。b( 3 3 9 )v d2 1 广3 ，上式就是带电粒子在均匀恒定电磁场中的漂移公式。由电漂移公式知，带电粒子漂移方向垂直于磁场雪和电场雷，漂移速度的大小和粒子电荷的符号以及粒子的质量都无关，因此，所有正负带电粒子都以相同的速度向同一方向漂移，这就不会引起电荷分离，所以不会出现漂移电流。由上面的推导也可以看到，因磁控溅射的靶面附近存在着正交的电场和磁场，带电粒子一边绕磁场自旋，一边作垂直于电场和磁场的漂移运动，所以在靶面上形成了一个跑道区( 如图3 2 4 ) ，显然在跑道区的带电粒子数量多，对靶的轰击作用强，溅射一段时间后，对应跑道区的靶面就出现了一个刻蚀环。而靶上其余部分的刻蚀不明显，导致了磁控溅射情况下靶的利用率低。1 8外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理3 3 2 带电粒子在磁镜场中的运动在工业和科学研究中，等离子体通常被约束，用来约束它的就是恒定的磁场。当磁矩是一近似的运动常数时，磁场的应用效果很好。如果磁场的空河梯度很小，比值占。旦：! 尘1( 3 3 1 0 ) 0占一= 一lj ) z 0e b z o则磁矩近似为常量。r 是粒子的回旋半径，z o 是磁场梯度的特征长度。当满足此条件时，粒子在磁场中的运动可以认为是绝热的。图3 3 2 速度为v 的正电荷在垂直与磁感应强度b 的平面内的回旋运动f i g3 3 2ap o s i t i v ec h a r g e sc i r c u m n u t a t i o nw i t hv e l o c i t yvi nap l a n ep e r p e n d i c u l a rt om a g n e t i cf o r c el i n ew i t hm a g n e t i ci n d u c t i o nd e n s i t yb磁场中带电粒子的磁矩定义为：沿回旋轨道边界的电流乘以如图3 3 2 所绘轨道的封闭面积，m = 7 f i r 2 常量( 3 3 1 1 )轨道的半径是回旋半径，为r sf r = - 万m v l 一( 3 3 1 2 )外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理这里，1 为与磁场垂直的速度。单电荷回旋粒子相关的电流等于其电荷量p 乘以电子绕回旋轨道的频率，= 纠= 竺( a )( 3 3 1 3 )将式( 3 3 1 2 ) 和式( 3 3 1 3 ) 代入式( 3 3 1 1 ) ，得到磁矩 f ：婺：垒；f( 3 3 1 4 )2 口曰这是近似的而不是严格的运动常数。；卜；，。：t 一日_ -：- 一b图3 3 3 磁镜场结构示意图f 嘻3 3 3s c h e m a t i co f m a g n e t i cm i l t o rf i e l d磁镜结构如图3 3 3 所示，由强轴对称的磁阱构成，其最大磁场在右边，弱磁场区域在左边，等离子体被约束在中问。圆柱坐标系中，z 轴沿磁场的轴向，距离岛为最大磁场刀。至最小磁场丑赢处的轴向距离。图3 3 4 描绘了o s = s 区域内粒子的速度空间。角口是：方向与总速度矢量y之间的夹角h = v s i n o( 3 3 1 5 )如果约束等离子体内无电场，则当粒子从均匀等离子体区域的边界z = 0 ，运动2 0外加磁场中溅射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理到最大磁场点：= z o 时，由式( 3 3 1 4 ) 给出的磁矩将维持不变，( z = 0 = ( z = z o )( 3 3 1 6 )如果粒子在2 = 气还有非零的平行速度，那么它将在右边丢失。因此，刚好到达口= 点( z = 气) ，且在此点有h - - 0 的粒子是处在临界约束下这些粒子在z = 2 0 点将有口= 万和v = v 上。图3 3 4 图3 3 3 所示的均匀磁场区域中的速度空间f i g 3 3 4t h ev e l o c i t ys p a c eo f u n i f o r mm a g n e t i cf i e l ds h o w ni nf i g 3 3 3如果磁矩维持常量，则在z = o 和z = z o 的值一定相同，期，2s i n 2 0 2m y 2“= 坤。2 占二2 玩。( 3 3 1 7 )其中0 2 是速度空间中z = 0 点的逸出锥角，如图3 3 4 所示。在速度空间中的此角内，其左边的均匀等离子体区域内的粒子将脱离约束，因为它仍有太大的平行速度。在磁逸出锥外，只要碰撞不使粒子离开约束区进入逸出锥内，粒子就将维持约束。从式( 3 3 1 谚，可得临界逸出锥咖岛= ( 剖 s 朋，可以计算初始各向同性分布粒子中释放到左边均匀场区域内被约束的比例。如果每个粒子可表示成速度空间的一个点，则分布函数厂( v ) 是球形对称的，于是仅与外加磁场中藏射镀膜及机理研究第三章溅射制膜的基本原理速度空间的径向坐标r 有关，因此捕获粒子f f j t 七例露为昂：；：! 二! 兰! 竺篁：! ：! !。，3 。9 ，= k ：_ 一l j j i ，j1f v 2 西r 咖伽r 厂( v ) a t该式的分子是图3 3 4 中的捕获粒子数，分母是初始各向同性分布中的粒子总数。计算积分，并利用式( 3 3 1 8 ) 的逸出锥角岛，得到辱岛= ( 一剖 s 加，外加磁场中溅射镀膜及机理研究第四章外加磁场溅射镀膜及薄膜的微观结构第四章外加磁场溅射镀膜及薄膜的微观结构为了研究基片下外加磁场对溅射过程的影响，我们实验小组曾经尝试过在基片下放置- - 4 , 磁铁( 半径为靶半径的一半) 或一永磁铁( 半径与靶相同) ，依靠这两个磁铁与靶内磁铁在溅射空间产生合成磁场进行溅射。两种溅射方式下，溅射时的辉光形貌、自偏压，以及薄膜的沉积速率，靶的刻蚀状况等与通常磁控溅射时相比有明显的不同。在相同输入功率下，相对于通常的磁控溅射，自偏压