（材料物理与化学专业论文）纵向磁场中溅射机理研究.pdf

纵向氆场中溅射机理酬究中义摘要 中文提要 将传统磁控溅射设备阴极内的磁场屏蔽，而在基片下放置一块永磁 铁，即在溅射空间加一纵向磁场；利用该纵向磁场进行溅射。利用这种 配置，我们可以研究纵向磁场对溅射粒子的运动影响。我们发现，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。但这一中央圆斑 的膜厚随着靶材元素和基片在磁铁上方的高度而变化。对这一实验现象 的产生机理，我们发现从量子力学角度、宏观量子效应角度，以及直接 考虑由于梯度磁场使粒子在横向产生偏离都不能彻底解释我们的实验现 象。最终我们认为，在我们的溅射空间中，存在着大量溅射靶材的离子， 溅射靶材的离子在溅射过程中会受到洛仑兹力作用、梯度磁场力的作用， 以及他们的相互作用力；导致了斑环的产生。从而对纵向磁场中的溅射 机理进行了探讨。 关键词：磁控溅射；纵向磁场；梯度磁场力；薄膜 作者；储开慧 指导教师：狄国庆 ! 塑! ! ! ! ! 璺! ! ! ! ! ! ! 型! ! 竺竺塑! ! ! ! 堡! ! ! g ! ! ! ! 塑! 里坚! 壁堕! ! ! ! !垒! ! ! 堕! ! a b s t r a c t s h i e l d i n gt h em a g n e t i cf i e l di nm ec a t h o d eo ft h e 衄d “i o n a lm a g n e 仃o ns p u t t e r i n g d 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 1 眈t h em a g n e d ef i e l du n d e rt h e s u b s 僦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 虹蝣l o n 咖d i n a lm a g n e d c f i e l do nm em o v e m e n t so ft h ep l a s m ad u r i n gd e p o s i t i o nc a nb ei n v e s t i g a t e d t h e a p p e a r a n c e so ft l l ef i l m sd e p o s i t e db yt h i sm e a l l sa l e ；缸t h ec e n t e ro fe a c hf i l m t l l e r e sa s p o t ，a n dt h es p o ti ss u r r o u n d e db ys o m cl o o p s b u tt h ef i l mt h i , k n c s $ o ft h es p o t si s c h a n g e d 谢t l lm ee l 嘲o f 龇t a r g e l sa n dt h e 赫g b lo f 恤s u b s t r t eo 惯t h em a g n e t w e 硒e dt ok n o wt h ef o r m a t i o nm e e h a r t i eo ft h i sn o v o lp l 把n o m c n o nf r o mt h r e ea n g l e s i n t h ea n g l eo fq u a n t u mm e c h a n i c s w ct h i n ka b o mt h ew a v ec h a r a c t e ro ft h ed e p o s i t i o n p a r t i c l e s s e e o n d l y ，w ec o n s i d e rm a y b eo u rp h e n o m e n o ni s o n eo ft h em a c r o s c o p i c q u a n t u me f f e c t f m a l l y b e c a u s eo f t h en o n - u n i f o r m i 够o f t h em a g n e t i cf i e l d ，t h ed e p o s i t i o n p a r t i c l e sw i l lg a i nl a t e m lm a g n e t i cf i e l df o r c ed u r i n gt h e i rm o v e m e n t s ；w ec a l e u l a t et h e l a t e r a ld e w i o nd i r e e t l y d i s a p p o i n t e d l y , t h e s et h r e en 城l 噶c 甜l te x p l a i n0 u re x p e r i n a e n t a l p h e n o m e n o n n o ww eh o l dt h a t 也e r e sal a r g en u m b e ro fi o n 8m t h es p u t t e r i n gs p a c e b e s i d e se l e c t r o n sa n dt h ea t o m so f _ 1 1 1 ct a r g e t s t h e i o n sw i l lb eb o u n d e db yl o r e n t zf o r c e a n df a m e n tm a g n e t i cf i d df o r c ea n dt h e i ri n f r a c t i o nf o r c ed u r i n gt h e i rm o t i v a t i o nf b m t h et a r g e tt ot h es u b s t r a t e t h a t sw h yt h es p o t sa n dl o o p sg e n e r a t e a n di n 也i sw a y , w eg e t s o m eo p i n i o no nt h ed e p o s i t i o nm e c h a n i c si nt h i sl o n 蹲t u d i n a lm a g n e t i ef i d d k e yw o r d s ：m a g n e 订o ns p u t t e f i n g ；l o n g i t u d i n a lm a g n e d ef i e l d ；g r a d i e n tm a g n e t i cf i e l d f o r c e ；t h i nf i l m s u w t t 蛆b y ：c h uk a i - h u i $ u p e r v i s e db y d ig u m q m g 纵向磁场中溅射机理研究 第一章序言 第一章序言 本课题的研究背景与意义 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。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。这主要得益于其能制备高熔点材料、复合材j 李薄膜以及沉积速率快、可控性 好等优点，从而在多层复合膜、微纳电子学、防j 藉与耐磨涂层、纳米材料等领域都有 很大应用。 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，以及改变溅射空间的磁场分布 1 - 6 。例如，l i e b i g 等人【l 】在靶内采用两个直径大小不等的磁铁还，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，最后靶表面被刻蚀处了两个刻 蚀环，提高了靶的利用率。r y u t a a i 等人 2 1 n 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 5 和e i j is h i d o j i 6 采用两个线圈来控 制空间磁场。其中e i j 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豹问题。 为有所突破这些技术上的瓶颈，我们尝试了在溅射时，在纂片下放置- - d , 磁铁的 做法。在这种做法下，溅射时的辉光、沉积速率等均发生了明最的变化 7 - 9 。尤为重 要的是由于外加磁场的加入，磁结构无论是s - s 配置还是$ - n ，靶的利用率均得到 了提高；但靶面的刻蚀环依然存在。而且两种配鬣下靶的利用率不同d 0 。由此，我 们产生了新的思路，即屏蔽靶内磁场，在基片下放置一块磁铁，从而在溅射空间加一 l 塑向礁搏煎射机埋研究 第一章序言 纵向磁场；完全依靠该纵向磁场进行溅射。我们发现，在这种做法下，辉光形貌、自 偏压、靶面刻蚀、膜厚分布等均发生了变化 1 h 。偶然地，我们发现，当沉积的薄膜 较薄时，所沉积的薄膜的表面隐约出现了斑和环的现象。 这一实验现象引起了我们强烈的必趣，因为近年白等人 1 2 1 3 曾有报道说，将真 空室放在超导磁场中制备的f e 基薄膜的样品形貌有“中孔型”、“混合型”、“相分离 型”等特征。但象我们实验中出现的斑环现象却从未有过报道。本文主要描述了纵向 磁场中沉积薄膜的宏观形貌的变化，并对这一变化的机理进行了初步的探讨。 2 纵向磁场中溅射机理研究第一二章溅射制膜的接奉撩埋 第二章溅射制膜的基本原理 2 1 气体中的放电 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2 1 1 ( a ) ，结果如图2 1 1 ( b ) 。 图2 1 1 ( a ) 气体放电的伏安特性 测量装置示意图 图2 1 1 ( b ) 气体放电时的典型伏 安特性 a b 段表示电压从零逐渐增加，出现很微弱的放电电流，约lo ”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予气体原子的电离能时，原子可被 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，开始出现傲弱的光辐射，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。 b 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r a 上压降变大，放电室两电极阃压降相应变小，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 3 纵向磁场中溅射机理研究第一二章溅射制膜的基奉原理 斑点。这部分斑点对应着有效函数小的会属顽。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。 在以上各放电区域中，辉光放电是溅射镀膜的基础。它是靠离子轰击阴极产生二 次电子维持放电。其过程是：冷阴极受到正离子的轰击，释放出大量的二次电子；阴 极产生的电子数足以补充消失在阳极上的电子数对，放电就可以自持。由于冷阴极发 射时，从阴极发射的电子能量很小，不能产生电离和激发，所以在阴极附近形成所谓 的阿斯顿暗区。使用n e 和a f 之类的气体时，这个暗区很明显。对其他气体，这个 暗区很窄，不易观察到。电子在阿斯顿暗区之后，因电场加速而具有了较大的动能， 能使气体分子激发发光，这部分光就称为阴极辉光。电予在电场中获得的能量不断增 加，使气体分子电离，从而产生大量的离子和低速电子，这个区域也不发光，称为克 鲁克斯暗区。以上三个区总称阴极位降区。在阴极位降区中，正离予以高速打到阴极 上，产生二次电予发射，电子以很高的速度向阳极方向运动，形成电子繁流，因而此 区是维持放电不可缺少的。 在克鲁克斯暗区后，低速电子加速并激励气体分子发光，即负辉光区。在负辉光 区中，发光最强。人们可以根据该区的颜色和亮度来判断溅射状况和溅射原子密度。 法拉弟暗区和正柱区几乎没有电场，其唯一的作用是连接负辉光区和阳极。各个区的 位置如图2 1 2 所示。 4 纵向磁场中溅射机理研究 第二章溅射制膜的基本坂理 1 阿斯顿暗区 3 克鲁克斯暗区 5 法拉第暗区 卜阳极辉区 ，：| | j o 。i ，：，川。! o o ：| o 专谈戈到 ，i、yl_ 11 67 2 阴极辉区 4 _ 负辉区 6 _ 嘈离子体( 正柱区) 8 一阳极绪区 图2 1 2 正常辉光放电的外貌 有两个主要因素与溅射现象有关：一个是在克鲁克斯暗区周围所形成的正离子冲 击阴极，把阴极物质溅射出来，此即一般的溅射法，而阴极在被冲击过程中产生二次 电子维持放电；另一个是当两电极间电压不变，而改变两极间距离时，由等离子体构 成的阳极光柱的长度则随之变化，但从阴极到负辉光区的距离是不变的，这是由于砥 极间电压的下降几乎都在阴极和负辉光区之间的缘故。 辉光放电分为正常辉光放电和异常辉光放电。正常辉光放电时，阴极表面上只有 局部发光，也就是仅在一部分阴极表面发射电子，这部分发射电子的阴极表面称为阴 极斑点。当电流增大时，阴极斑点的面积随之增大：但电流密度j k 和阴极位降u r 则 不随电流的改变而变化。放电的其他条件保持不变，阴极位降区的长度d k 的变化与 气体压强成反比。异常辉光放电的情况有很大不同，异常放电时的阴极斑点己覆盖整 个阴极表面，电流的进一步增长，必然导致电流密度成比倒地增加；而电流密度的增 加会引起电场的进一步畸变，会使阴极位降区豹长度d k 不断减少，维持放电所必须 的阴极位降也将进一步提高。在这种情况下，撞击阴极的正离子的能量和数量都比正 常辉光时大，溅射作用也就强得多。正因为如此，人们乖j 用异常放电进行溅射镀膜。 对异常辉光放电的形成起决定性作用的是着火电压u b 。对予一般的平行板系统， 如气体的成份和电极材料一定，气体恒温和冷电极条件下，着火电压是气体压强p 纵向磁场中溅射帆堙叫究 始一。争溉匀j i 州膜j 1 勺壮小j 址j 型 和电极距离d 两者乘积p d 的函数。改变p d 时，ub 也会随之改变，但u b 有一极小 值ub m m ，可通过改变p d 得到。此规律称为帕邢定律。相应的urp d 的关系曲线 称为帕邢曲线。在大多数辉光放电溅射过程中，压力与极问距离的乘积正好在帕邢曲 线最小值的左边，因此需要高一些的启动电压。若在极问距离小的电极结构中，常需 增大气压，爿请自使放电得以瞬时启动。 2 2 溅射原理 2 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。段时间以 来，曾认为靶材粒子的逸出是高能离子碰撞引起靶面局部汽化的结果。由此可推测出 溅射原子的角分布应遵循余弦分布定律。这种理论被高能入射离子的溅射实验结果所 证实。但以后又用中、低能离子实验，发现溅射原子的角分布并不完全符合余弦定律， 而是还与入射离子的方向有关。在垂直方向逸出的溅射原子数目明显小于按余弦分布 应有的数目。后来又在单晶靶上发现余弦分布完全不满足实验结果。后来逐步发展起 来并在目前最广泛采用的是级联碰撞模型。在此模型中，入射离子与靶原子发生碰撞 时把能量交给靶，在准弹性碰撞中通过动量转移导致晶格原子的撞出，形成级联式的 碰撞。当级联至靶表面时，如果表面粒子获得了大于逸出值的能量，这些粒子就会被 “溅射”出。 很明显，一离能粒子通过级联碰撞“溅射”出的粒子数目，即溅射率，并不总是 随其荷载的能量变大而变大的。因为虽然过小的能璧不足以使靶材粒子跑出来，过大 的能量却又会使高能离子注入到靶材中去。图2 2 ，1 给出了一个示意性的例子。在此 例中，工作气体为n e ，靶材为n i 。 6 纵向证l 场中救剁机删充 第一尊溅则：1 4 膜n 勺挂奉娘垲 图2 2 1 溅射率与入射粒子能量间的关系示意图 溅射率不仅与入射粒子能量有关，还与入射离子的种类、入射角有关。一般的， 惰性气体比其它气体的产颧要高这可能是惰性气体与靶材不易结合的原因。对于特 定的靶材和离子，有一个最佳的入射角，大于此值，溅射率便迅速下降，直到入射角 为9 0 0 时溅射率降至0 。 另外，溅射率还跟具体的靶材有关。般地，对会属而言，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 、n b 、t a 的溅射率 最小。 2 2 2 直流溅射与射频溅射 6 一 1 阴极( 靶) 2 阳极( 基板) 3 真空窀 4 工作气体入l ：i 5 接泵系统 。6 高压直流电源 图2 2 2 直流二极溅射示意图 典型的直流两极溅射装置如图2 2 2 。把膜料物质作为阴极( 靶) ，接上t 5k v 纵向磁场巾溅射机理研究 第二章溅射制膜的蓬奉艨理 高胍直流。支持基片的基板为阳极，接地。在几帕的a r 气氛中，启动气体放电至异 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。用基片承载这些被溅射出来的粒子就可以形成薄膜。显然，这种装置结构简单， 操作方便。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，为此产生了三极和四极溅射。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 子叉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l o 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予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， 离子轰击的结果将使靶材上积累大量的砸电荷并使靶面电位逐步升高，最终使靶一基 板问的压降小到使辉光熄灭，溅射将无法继续进行。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【2 】，为此产生了射频溅射 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2 2 3 。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 8 纵向磁场中溅射机理研究 第一章溅剩制膜的甚奉垛删 子碰撞几率增大，从而是气体离化率变大，所以r f 溅射可以在0 1 p a 甚至更低的气 压下进行。 r f p o w e l z1 1 l ”一，一 图2 2 3 射频溅射装置示意图 一般她，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，在中阅部分则配置着与正柱区相对应的发光区。对这种装置 下绝缘体的溅射情况解释是这样的： 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屯压降 比大电极板的暗区压降要大得多。由于大电极的箍积大到足以使流向它的离子能量小 于溅射闽能，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2 2 4 所示 3 】，( a ) 为利用两极间的高频电场产生 气体粒子的电离而放电；( b ) 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。 9 ，卜l 一 。l 纵阳艟i 场中溅则机j 坐研究第一二辛溅射制膜的毖奉原理 l 一 【j 、 j 1 j 。 怛- j | b 巾 图2 2 4 高频放电的两种形式 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 f v l ) s i n l o t 。对于磁场形，假定线圈中的电流为i s i n 6 9 t ，单位长度的线圈匝数为n ， 则磁通密度为zo n l s i n 6 0 t ，半径为r 的圆周上的电场为： i n r 2 j u o n c o lc 。s t = r l t 0 2 n o g l c o s t( 2 2 1 ) 在一定条件下，例如电极结构，极间距离，真空室( 赢径) 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予正离子的迁移率，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 电子，从而使得到达靶的电子数目与正离予的数目相等，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聪问和电压都会增加。 对绝缘靶的r f 溅射还有一种简单的解释 r e f 1 ，p 1 2 1 】，即认为绝缘靶的两面形成 0 纵向磁场中溅射机理研究 箱。二帝溅射铷膜的捧奉胤衅 了电容，由于电容的作用，可使靶面形成一个直流负电位，即负的自偏压，从呵使靶 材受到离子轰击的时间和电压都会增加。 2 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 的丽出现的。 磁控溅射的基本原理是洛伦兹定律，即孚：旦些立上二- 兰望 讲辨 ，这里旷，重，詹分 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 d 个运动方程，其结果是电子一方面以回旋频率翻，= ! 竺作旋转，另一方面又i 三i 速度 m e v g = 1 0 8 e bc m s 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 5 所示。这种装置与直流二二 极溅射类似，所不同的是在阴极靶的反面设簧了磁铁。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，跑道匿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，赢到能量几乎耗尽爿会脱离 磁约束，落到基片上，因此基片温升低摄伤小，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2 2 5 平面磁控溅射装置示意圈 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。 纵向磁场中溅射机理研究 鞯二审溅胄j 制膜的牡奉蟑埋 ( 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，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，还有两个特别引入注目的缺点 r e f 3 ，p 8 5 ： ( 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，因此有用的部 分只占总靶材的一小部分。 ( 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。 2 3 带电粒子在恒定电场和磁场中的运动 等离子体是由大量带电粒予所组成的集合，在带电粒子之间存在着库仑相互作 用，同时，它们还受到夕 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： m p = q ( f b ) + 庐+ ， ( 2 3 1 ) 其中声：_ a r f ，m ，q 和f 分别是带电粒予的质量，电荷及位置矢量，豆和西为电 讲 磁场，7 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。 1 2 纵m 牲场中溅剁机理肼究第一二章溅射制膜的县奉腺理 1 、带电粒子在恒定磁场中的运动 在恒定磁场中，后为常量e = 厂= 0 ，粒子运动方程( 2 3 2 ) 变成 川f = g ( f 口) ( 2 3 2 ) 取一直角坐标系，使z 轴沿豆，于是b 。昵，t 为z 方向的单位矢量( 如图2 3 1 ) 将矢量方程( 2 3 2 ) 在该坐标系下写成分量形式： 膏2 q c 多 ( 2 3 3 a ) 萝2 一q 。i ( 2 3 3 b ) z = 0 ( 2 3 3 c ) 其中q 。= 塑m ，称为回旋频率或拉摩频率。积分( 2 3 3 e ) 得：j ：v 。：常数，v ，其中，称为回旋频率或拉摩频率。积分( 2 得：22 2 吊裂， 是平行于磁场的粒子速度。我们知道，洛仑兹力垂直于粒予运动速度，所以磁场对运 动带电粒子不作功，粒子在运动中动能守恒。由w - 2 “ 2 1 知，粒予的垂直 三肌v 2 + 三所v 2 速度大小也保持不变。所以，在恒定磁场中，粒子平行于磁场和垂直于磁场的运动是 相对独立的。 考察带电粒子垂直于磁场的运动。用i 乘( 2 3 3 b ) 再与( 2 3 3 a ) 相加得 j f + 2 一舰。( 量+ 们 ( 2 3 4 ) 令 矿2 膏+ p ( 2 3 5 ) 则方程( 2 3 4 ) 变成：v = 一f q c v ( 2 3 6 ) 解( 2 3 6 ) 得：矿= v i p 一哪 ( 2 3 7 ) 取其实部和虚部，得到：主2 ”1 c o s ( f 】c h 。口) ( 2 3 8 a ) 多= 一v s i n ( o 。r + 口) ( 2 3 8 b ) 对方程( 2 3 8 ) 积分一次，对( 2 3 3 c ) 积分两次，最后求得粒子轨道的参数表 示式： 纵向磁场中溅射机- n 研究第：幸溅射制膜的牡夺投耻 ”薏s i n 删。 【2 ，9 a ) y 2 毒咖( 叩埘m 。 ( 2 3 1 9 b ) 2 2 ”f + z o ( 2 3 9 c ) 其中( x o ，y o ，z o ) 由粒子的初始条件决定，a 为速度的初位相。由( 2 3 9 a ) 和 ( 2 ，3 r 3 b ) 式，我们可得：( x 一) 2 + ( y y 。) 2 = ( 2 3 1 0 ) v 删v 。 其中2 商2 雨，称为回旋半径或拉摩半径。由( 2 3 1 0 ) 知，离子轨道在 垂直于磁场的平面内的投影是以( ) c 0 ，y o ) 为圆心以r c 为半径的圆，即在垂直于磁场 平面上粒子在作回旋运动，其回旋频率为q c ，同时，粒子还以速度沿磁力线作匀 速直线运动。综合上述，带电粒子在均匀磁场作螺线运动( 图2 3 1 ) ，这条螺线的半 h ：盟 径是粒子回旋半径，螺距为 q 。粒子回旋中心的轨道r o = - ( x o ，y o v t + z o ) 叫做引导中心。 图2 3 1 带电粒子在恒定磁场中的螺旋轨道图2 3 2 磁场中粒子的回旋方向 根据运动电荷在磁场中所受的洛仑磁力的方向，容易看出，在迎着磁场方向看时， 离子的回旋方向是顺时针的，电子的回旋方向是逆时针的( 圈2 3 2 ) 。由回旋频率公 式知，频率的大小与磁场强度的大小成正比，与粒子的质量成反比，在磁场一定的情 4 一 总飞 墨 f g 曲焦爹瓮 俨kr小 一 x 纵向磁场中溅射机理研究第一二尊溅射制膜的桀奉蟓理 况下，质量大的粒子回旋频率小，用q “和q 。分别表示电子和离子的回旋频率 q 。= 等m ，= 警，于是鲁2 e m ，川。电子的回旋频率远远大于离子回旋频 率。由回旋半径公式知，它的大小与粒子质量成正比，而与磁场强度和垂直速度的大 小成反比。我们以k ，分别表示电子和离子的回旋半径，k2 手毛2 荔m y 。对 聊v l i 于处于热平衡的等离子体，上两式中的”分别用粒子热速度”i tj 2 ，v m ( 言) 2 代 弋砸 之，于是可求得k 、州 l ，即磁场中热平衡等离子体的离子回旋半径远大于电子 回旋半径。 处于磁场中的带电粒子绕磁力线作圆周运动，它们形成了一个个“小电流圆”， 正负电荷旋转的方向相反，但形成的电流方向是相同的，迎着磁场方向看时，作回旋 运动的带电粒子所形成的电流是沿顺时针流动的。对于一个电荷而言，其电流大小的 时间平均值为： 酬篆= 赛 。， 大量带电粒子绕磁力线旋转，其总效应是形成一个环方向电流，这个电流会产生 感应磁场，感应磁场的方向正好与外磁场相反，它起着“抵消”或“反抗”外磁场的 作用。我们也可把等离子体看成磁介质，其中的每个小电流圈看成一个磁偶极子，它 的磁矩为正，皿的大小等于电流i 与电流圈围成的面积的乘积： 耐= 絮，筹= 警 旺。 w 。= 一m v 。 一 其中1 2 1 ，的方向与b 相反，这些磁矩的总和产生一个附加磁场b $ ， 与原磁场方向相反。 纵向磁场中溅射机删研究第二章溅射制膜的基奉腺理 2 、带电粒子在恒定电场和恒定磁场中的运动 除磁场豆外，如果还存在一个均匀恒定的电场雷，这时带电粒子的运动方程为： m 署吲双聃弘 ( 2 3 1 3 ) 把电场分为沿磁场和垂直于磁场的分量： e 。丘+ 易 ( 2 3 1 4 ) 显然，e ”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，由于粒予速度较大， 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，是在沿阴极表面方向，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 f o 。这样，粒子沿磁力线是匀速直线运动。这 罩主要讨论垂直于磁场的运动： 坍譬刊t 蛹 眩3 1 5 ) 由于e 是均匀恒定的，容易解出方程( 2 3 1 5 ) ，从而得到垂赢于磁场方向的带电 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( 2 3 1 5 ) 右边 有两项，如果第二项等于零，则它描述带电粒子在霉童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2 3 _ 3 ，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， 所以电场豆的存在使粒子朝右边有一漂移速度，漂移方向与磁场b 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、 1 6 纵向磁场中溅射机理研究第二章溉时制膜帕垠小胤衅 电场的漂移运动的叠加。 b ，jt 、殴h 一，7 0 阿3 一f f 魂之缎g 之之c e 以乏 v o 一 图2 3 3 粒子在电场和磁场中的漂移 ， 把粒子速度写成回旋速度h 和漂移速度”d 之和 ， ”i27 i + 7 d ( 2 3 1 6 ) 将( 2 3 1 6 ) 代入( 2 3 1 5 ) 式得到 朋鲁吲露埔吲墒 ( 2 3 一。兰 = g ( 礼x 豆) 因”- 代表回旋运动，它满足 疵 。 ( 2 3 1 8 ) 考虑到( 2 3 1 8 ) 式，于是由( 2 3 1 7 ) 得 g ( 占) + q e 2 0 ( 2 3 1 9 ) e 一雪 用曰叉乘( 2 3 1 9 ) 式，化简后得 “ b 2 ( 2 3 2 0 ) v 。= 一 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丑和电场e ，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，所以不会出现瀑移电流。 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 、r 。 二_ 一 ，r 、， i 二二 一 r ，0 j 纵内磁场中溅射机理研究 第二章溅射制膜的桀奉原理 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 个跑道区( 如图2 2 5 ) ，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。 2 4 膜厚测量 薄膜的厚度是薄膜的最重要的基本参数之一，因为它影响着薄膜的各种性质及其 用途a 实际应用的膜厚很小，常在几个纳米到几个微米之间。在这种情况下，膜厚的 测量成了一项特殊的技术。 目前有很多方法可精确测量薄膜的厚度，如台阶仪、椭圆偏振仪、干涉显微镜等 仪器可测膜厚，还可采用称量法来测膜厚。 丽对于本实验中的s i 薄膜，是用反射光谱法进行测量的。如图2 4 2 ( a ) 所示， 假定在折射率为n 的基片上，有层膜厚均匀的薄膜，膜的折射率为n ，膜的几何厚 度为d ，入射介质的折射率为。一束光a 照射在薄膜表面上，入射角为i 。，光在薄 膜的上下界面发生折射和反射，第一次折射的折射角为i 。那么两束反射光a 。和a 。 的光程差为： a = n ( a b + b c ) 一仰= 2 n d c o s i t 我们把芸叫做薄膜的光学厚度。即有 一a ：n d c o s j 2 把 占_ ( 科砌s r 称为薄膜的相位厚度。丽2 占= ( 等) 耐c 。s f 为两束反射光之间的位相差。 纵向磁场中溅射机删研宄 第一市溅射制膜的壮奉蟓堙 。v ： k d r ( a ) b v u ：i- l ( 1 )b( 扎) ( b ) 图2 4 2 反射光谱法原理图 当光线垂直入射时( c o s i = 1 ) ，在薄膜表面采点，在该点的垂直上方记录干涉光 谱。随着a 的变化，光强的变化如图2 4 3 所示。 、如分另i j 为相邻的波峰或波谷所 对应的入射光的波长。得： 1 9 纵向融场巾溅射机理训究第二审溅射制膜的培牟燎螋 从而可得 = 州一 等 咖z 万 扣捣 即为所测点处得膜厚。 纵向磁场中溅射机理硐究 第二章纵向磁场中溅剞目l 脞的辛j 步删j t 第三章纵向磁场中溅射机理的初步研究 为了研究基片下磁场对磁控溅射过程的影响，我们实验小组尝试过在基片下放胃 - , b 磁铁( 半径为靶半径的一半) 进行溅射；以及屏蔽靶内已有磁场，而在基片下放 置一永磁铁，依靠这一磁铁在溅射空间产生的纵向磁场进行溅射。在上述两种溅射方 式下，溅射时的辉光形貌、自偏压，以及沉积速率，靶的刻蚀等均发生了明显的变化。 究其原因，都是基片下磁场的作用结果。无意中我们发现，当完全屏蔽靶内磁场， 依靠基片下所放置的磁铁产生的纵向磁场进行溅射，沉积的c u 薄膜的厚度较小( 约 为3 0 0 a ) 时，薄膜的中央区域出现了圆斑，圆斑的外侧有环。这一现象引起了我们 的好奇，因为这种斑环与光学上的衍射斑环现象非常的相似；这是否是我们这种特殊 的溅射方式下所特有的现象，又是什么原因导致了斑环的出现。本章系统讨论纵向磁 场对溅射薄膜宏观形貌的影响，并对宏观形虢的变化枫理进行了探讨。 3 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。抽气 系统为机械泵( 前级泵) 和涡轮分子泵( 后级泵) ，本底真空约为5 1 0 4 p a ，工作气 体是m 气、溅射时的气压为0 s 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已有磁场；丽在基片下放置一中心磁感应强度 约为3 5 1 0 。t 左右、直径为5 0 r a m 的柱形稀土永磁铁，必要的时候，我们放置中心 磁感应强度约为l 1 0 t 、直径仍为5 0 r r 岫豹柱形稀土永磁铁和尺寸为5 0 5 0 1 2 m m 、 4 0 x1 2 1 0 r a m ，磁感应强度约为3 5 l f f l t 的稀土永磁铁。实验所用靶材分别为c u 、 a l 、f e 、s i 0 2 、s i 等，尺寸为5 0 t r i m i 实验前用1 , 5 0 0 目砂纸打磨后用酒精清洗，沉 积薄膜前用大功率溅射1 5 分钟以上，以除去表面的氧化物和其他杂质。除特别指出， 实验中溅射功率为7 0 w 。实验过程中靶采用水冷，靶和基片的间距为2 5 m m 。基片为 普通医用载玻片( 2 5 4 7 6 2 m m ，厚度为l 1 2 r a m ) 和石英片( 5 5 2 6 m m ，厚度为 o 4 m m 左右) ；沉积前用酒孝青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3 1 1 所示。 2 l 纵向磁场中溅射机删研究第三章纵向磁场中溅射机理的初步研究 图3 1 1 实验装置示意图 f i g3 1 1 t h es c h e m a t i co f t h ea p p a r a t u s 3 2 纵向磁场中沉积薄膜韵宏观形貌 实验发现，将传统磁控溅射设备阴极内的磁场屏蔽，而在基片下放置一柱形稀土 永磁铁，利用该外加纵向磁场进行溅射时，发现所沉积的薄膜的表面宏观形貌呈现规 则的几何图形特征：膜的中央有斑。而在斑外围有规则分布的环：且中央斑处的膜厚 随所用靶材的不同而不同。下面对这一现象进行详细描述。 3 2 1 载玻片上沉积薄膜的宏观形貌 如图3 2 1 所示，分别为以载玻片为基片，完全依靠溅射空间的纵向磁场发挥作 用溅射沉积出的c u 、a l 、f e 薄膜的宏观形貌图。其中，图( a ) 、( b ) 为直接用数码相机 拍摄的薄膜样品实物照片，而图( a ) 、( b ) 、( c ) 是以薄膜作为底片、通过相片放大 机放大得到照片后、再用数码相机拍摄该照