Sputterprozesse. Gerhard Franz. ISBN Januar Kompetenzzentrum Nanostrukturtechnik Munich University of Applied Sciences

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1 Sputterprozesse Gerhard Franz ISBN Januar 2015 Kompetenzzentrum Nanostrukturtechnik Munich University of Applied Sciences Plasmakurs V p. 1/37

2 Organisation Historischer Rückblick Grundlagen des Sputterns Sputtersystem Prozesse im Target: Kinetik Ausbeute und Sputterrate Streuprozesse Prozesse im Substrat Reaktives Sputtern Bias-Sputtern Magnetron-Sputtern Plasmakurs V p. 2/37

3 Historischer Rückblick I GROVE (1852): Wände von Entladungsröhren aus Glas werden mit der Zeit milchig, dann undurchsichtig. Das abgeschiedene Material stammt aus der Kathode. Plasmakurs V p. 3/37

4 Historischer Rückblick I GROVE (1852): Wände von Entladungsröhren aus Glas werden mit der Zeit milchig, dann undurchsichtig. Das abgeschiedene Material stammt aus der Kathode. WRIGHT (1877): Spiegelbeschichtung Plasmakurs V p. 3/37

5 Historischer Rückblick I GROVE (1852): Wände von Entladungsröhren aus Glas werden mit der Zeit milchig, dann undurchsichtig. Das abgeschiedene Material stammt aus der Kathode. WRIGHT (1877): Spiegelbeschichtung In den 1930er Jahren: Western Electric führt das Verfahren in der Schallplattenherstellung zur Metallisierung der Wachsmatrizen ein. Plasmakurs V p. 3/37

6 Historischer Rückblick I GROVE (1852): Wände von Entladungsröhren aus Glas werden mit der Zeit milchig, dann undurchsichtig. Das abgeschiedene Material stammt aus der Kathode. WRIGHT (1877): Spiegelbeschichtung In den 1930er Jahren: Western Electric führt das Verfahren in der Schallplattenherstellung zur Metallisierung der Wachsmatrizen ein. STARK beschreibt Sputtern als Impulsaustausch. Plasmakurs V p. 3/37

7 Historischer Rückblick II SEELIGER und SOMMERMEYER beobachten eine Cosinusverteilung des gesputterten Materials, typisch für Verdampfungsprozesse. Plasmakurs V p. 4/37

8 Historischer Rückblick II SEELIGER und SOMMERMEYER beobachten eine Cosinusverteilung des gesputterten Materials, typisch für Verdampfungsprozesse. WEHNER: Projektile: Hg + -Ionen, Target: Wolfram-Einkristall Bevorzugter Abtrag in bestimmten kristallographischen Richtungen, bei niedrigen Energien wird deutlich weniger Material normal zur Oberfläche emittiert, als nach einem Cosinus-Gesetz erwartet wird Sputtern ist das Ergebnis eines Impulstransfers. Plasmakurs V p. 4/37

10 Sputtern Argonionen treffen auf ein Target aus Silicium Plasmakurs V p. 6/37

12 Sputtersystem I DC/RF Reaktorwand Magnetron N S S N Abschwächer Oszilloskop Target Shutter Heizsystem Substrat Kühlsystem Dunkelraumabschirmung Vakuumsystem DC/RF/Erde Gaseinlaß Plasmakurs V p. 8/37

13 Sputtersystem II Ein Aluminium-Target mit einem Durchmesser von 400 mm c Unaxis, Plasmakurs V p. 9/37

14 Sputtersystem III Das Aluminium-Target während des Einbaus in eine Anlage, schließlich die vollständige Anlage, ein sog. Cluster Tool c Unaxis, Plasmakurs V p. 10/37

16 Sputtern I aufschlagende Ionen Reflektierte und entladene Ionen Sekundärelektronen h abgestäubte Targetatome Photonen Implantation Überblick über die verschiedenen Prozesse, die in einem Target bei Ionenbeschuß ablaufen. Plasmakurs V p. 12/37

17 Sputtern II Argonionen treffen auf ein Target aus Silicium Plasmakurs V p. 13/37

18 Kinetik im Target I Wie wird die Energie vom aufschlagenden Ion auf die Targetatome weitergeleitet (Wechselwirkungspotentiale, Streuquerschnitte)? Plasmakurs V p. 14/37

19 Kinetik im Target I Wie wird die Energie vom aufschlagenden Ion auf die Targetatome weitergeleitet (Wechselwirkungspotentiale, Streuquerschnitte)? Wieviel Energie verbleibt im oberflächennahen Bereich? Plasmakurs V p. 14/37

20 Kinetik im Target I Wie wird die Energie vom aufschlagenden Ion auf die Targetatome weitergeleitet (Wechselwirkungspotentiale, Streuquerschnitte)? Wieviel Energie verbleibt im oberflächennahen Bereich? Wieviel Atome erhalten genügend Energie, um den Festkörper in die Gasphase verlassen zu können? Plasmakurs V p. 14/37

21 Kinetik im Target II Single-Knock-Regime (ev bis einige 100 ev): die Zahl der rückgestoßenen Molekeln ist proportional dem Stoßquerschnitt: sie haben zwar genügend Energie, um abgestäubt zu werden, aber zu wenig, um eine Stoßkaskade zu generieren; Plasmakurs V p. 15/37

22 Kinetik im Target II Single-Knock-Regime (ev bis einige 100 ev): die Zahl der rückgestoßenen Molekeln ist proportional dem Stoßquerschnitt: sie haben zwar genügend Energie, um abgestäubt zu werden, aber zu wenig, um eine Stoßkaskade zu generieren; Bereich der linearen Kaskade (kev-bereich): die Zahl der rückgestoßenen Molekeln ist proportional der Energie, die in der Oberfläche verteilt wird. Es dominieren Knock-on-Stöße, Stöße zwischen sich bewegenden Atomen sind jedoch selten. Plasmakurs V p. 15/37

23 Kinetik im Target II Single-Knock-Regime (ev bis einige 100 ev): die Zahl der rückgestoßenen Molekeln ist proportional dem Stoßquerschnitt: sie haben zwar genügend Energie, um abgestäubt zu werden, aber zu wenig, um eine Stoßkaskade zu generieren; Bereich der linearen Kaskade (kev-bereich): die Zahl der rückgestoßenen Molekeln ist proportional der Energie, die in der Oberfläche verteilt wird. Es dominieren Knock-on-Stöße, Stöße zwischen sich bewegenden Atomen sind jedoch selten. Spike-Regime (MeV-Bereich): Zahl der rückgestoßenen Molekeln ist proportional der Energie, die im Volumen verteilt wird, die meisten Molekeln des Volumenelementes sind in Bewegung. Plasmakurs V p. 15/37

24 Stöße im Target I Binäre Stoßapproximation: Der Energietransfer gehorcht den Impulsgesetzen, die Projektilionen erleiden elastische Stöße an den (abgeschirmten) Kernen: T : Energie des rückgestoßenen Atoms, T m = γe kin = 4(m i m t )/(m i + m t )E kin : Energietransfer-Koeffizient, m i und m t : Massen eines abstäubenden Atoms bzw. eines Targetatoms, ϑ dem Streuwinkel, E kin der kinetischen Energie von m i : T = 4 m i m t m i + m t E kin cos 2 ϑ = γe kin cos 2 ϑ = T m cos 2 ϑ. Plasmakurs V p. 16/37

25 Stöße im Target II Dafür beträgt der differentielle Streuquerschnitt in der THOMAS-FERMI-Näherung dσ = CE β kin T 1 β dt. 0 β 1: β = 1: RUTHERFORD-Streuung, β = 1 / 2 : kev-bereich, β = 1 / 3 : Bereich < 1 kev), dσ dem differentiellen Streuquerschnitt. Plasmakurs V p. 17/37

26 Stöße im Target III Für das BORNsche Potential (A und B Konstanten und dem Abschirmradius a = 0,022 nm) U(R) = Ae BR C = 12πa 2 = 1, Plasmakurs V p. 18/37

27 Stöße im Target III Für das BORNsche Potential (A und B Konstanten und dem Abschirmradius a = 0,022 nm) U(R) = Ae BR C = 12πa 2 = 1, C enthält den Einfluß des zwischenatomaren Potentials. Plasmakurs V p. 18/37

28 Stöße im Target III Für das BORNsche Potential (A und B Konstanten und dem Abschirmradius a = 0,022 nm) U(R) = Ae BR C = 12πa 2 = 1, C enthält den Einfluß des zwischenatomaren Potentials. Für einen optimalen Energietransfer sollten die Atommassen des Targets und der abstäubenden Atome möglichst gleich groß sein. Plasmakurs V p. 18/37

30 Ausbeute I Dieser Energietransfer bestimmt die Ausbeute S mit, das Verhältnis der Zahl der abgestäubten Atome zu der der auftreffenden Ionen. Plasmakurs V p. 20/37

31 Ausbeute I Dieser Energietransfer bestimmt die Ausbeute S mit, das Verhältnis der Zahl der abgestäubten Atome zu der der auftreffenden Ionen. S hängt weiter ab von der Effektivität des Energietransfers in die Oberfläche des Targets, da nur diese Atome abgestäubt werden können; diese Größe hängt entscheidend von der mittleren Ordnungszahl des Targets ab und wird als nukleares Bremsvermögen s n (E) bezeichnet: Plasmakurs V p. 20/37

32 Ausbeute I Dieser Energietransfer bestimmt die Ausbeute S mit, das Verhältnis der Zahl der abgestäubten Atome zu der der auftreffenden Ionen. S hängt weiter ab von der Effektivität des Energietransfers in die Oberfläche des Targets, da nur diese Atome abgestäubt werden können; diese Größe hängt entscheidend von der mittleren Ordnungszahl des Targets ab und wird als nukleares Bremsvermögen s n (E) bezeichnet: s n (E) = Tm 0 Tdσ. Plasmakurs V p. 20/37

33 Ausbeute II s n (E) = Tm 0 Tdσ. Plasmakurs V p. 21/37

34 Ausbeute II s n (E) = Tm 0 Tdσ. Für Ionenenergien bis etwa 1 kev ist in guter Näherung (β 0: BORNsches Potential, es besteht jedoch nahezu keine numerische Differenz für β = 1 / 3 ): Plasmakurs V p. 21/37

35 Ausbeute II s n (E) = Tm 0 Tdσ. Für Ionenenergien bis etwa 1 kev ist in guter Näherung (β 0: BORNsches Potential, es besteht jedoch nahezu keine numerische Differenz für β = 1 / 3 ): s n (E) = Cγ E kin. Plasmakurs V p. 21/37

36 Ausbeute II s n (E) = Tm 0 Tdσ. Für Ionenenergien bis etwa 1 kev ist in guter Näherung (β 0: BORNsches Potential, es besteht jedoch nahezu keine numerische Differenz für β = 1 / 3 ): s n (E) = Cγ E kin. S n S 1/U 0 (n: Teilchenzahldichte, U 0 : Oberflächenenergie) Plasmakurs V p. 21/37

37 Ausbeute III S = αncγ U 0 E kin : Sputterausbeute hängt linear von der kinetischen Energie der Projektile ab. Plasmakurs V p. 22/37

38 Ausbeute III S = αncγ U 0 E kin : Sputterausbeute hängt linear von der kinetischen Energie der Projektile ab. α: monoton steigende, dimensionslose Funktion, die wesentlich von den Massenverhältnissen und vom Einfallswinkel abhängt. Plasmakurs V p. 22/37

39 Ausbeute III S = αncγ U 0 E kin : Sputterausbeute hängt linear von der kinetischen Energie der Projektile ab. α: monoton steigende, dimensionslose Funktion, die wesentlich von den Massenverhältnissen und vom Einfallswinkel abhängt. α ist nahezu unabhängig von der kinetischen Energie der auftreffenden Atome und proportional 1/(cosα) a mit a einem anpaßbaren Parameter, der von dem Atommassenverhältnis m t /m i abhängt. Plasmakurs V p. 22/37

40 Ausbeute IV m t /m i α als Funktion des Massenverhältnisses m t /m i für 1 / 3 < β < 1 / 2 ( c The American Physical Society). Plasmakurs V p. 23/37

41 Ausbeute V α steigt mit zunehmendem Atommassenverhältnis m t /m i an (relative Zunahme der Kleinwinkelstreuung bei zunehmender Masse der Projektilionen). Plasmakurs V p. 24/37

42 Ausbeute V α steigt mit zunehmendem Atommassenverhältnis m t /m i an (relative Zunahme der Kleinwinkelstreuung bei zunehmender Masse der Projektilionen). Bei gleichem s n (E) weisen leichte Ionen eine höhere Sputterausbeute aufweisen als schwere. Plasmakurs V p. 24/37

43 Ausbeute V α steigt mit zunehmendem Atommassenverhältnis m t /m i an (relative Zunahme der Kleinwinkelstreuung bei zunehmender Masse der Projektilionen). Bei gleichem s n (E) weisen leichte Ionen eine höhere Sputterausbeute aufweisen als schwere. Die Winkelabhängigkeit von α steigt ebenfalls monoton mit dem Inzidenzwinkel der Ionen an (deren kinetische Energie wird außer bei streifendem Einfall stärker in Oberflächennähe dissipiert. Plasmakurs V p. 24/37

44 Ausbeute V α steigt mit zunehmendem Atommassenverhältnis m t /m i an (relative Zunahme der Kleinwinkelstreuung bei zunehmender Masse der Projektilionen). Bei gleichem s n (E) weisen leichte Ionen eine höhere Sputterausbeute aufweisen als schwere. Die Winkelabhängigkeit von α steigt ebenfalls monoton mit dem Inzidenzwinkel der Ionen an (deren kinetische Energie wird außer bei streifendem Einfall stärker in Oberflächennähe dissipiert. Für ein BORNsches Potential wird α unabhängig von der Ionenenergie und ist nur eine Funktion des Einfallswinkels und des Verhältnisses m t /m i. Plasmakurs V p. 24/37

45 Ausbeute V α steigt mit zunehmendem Atommassenverhältnis m t /m i an (relative Zunahme der Kleinwinkelstreuung bei zunehmender Masse der Projektilionen). Bei gleichem s n (E) weisen leichte Ionen eine höhere Sputterausbeute aufweisen als schwere. Die Winkelabhängigkeit von α steigt ebenfalls monoton mit dem Inzidenzwinkel der Ionen an (deren kinetische Energie wird außer bei streifendem Einfall stärker in Oberflächennähe dissipiert. Für ein BORNsches Potential wird α unabhängig von der Ionenenergie und ist nur eine Funktion des Einfallswinkels und des Verhältnisses m t /m i. Die Energieabhängigkeit der Sputterrate wird damit wesentlich bestimmt durch das nukleare Bremsvermögen. Plasmakurs V p. 24/37

46 Ausbeute VI 1.00 S ist proportional zur Wurzel aus der Projektilenergie Sputter-Yield S Ar + --> Al empirische Formel S = A [SQRT E ion - SQRT E thr ] E Ar +: 1000 ev, E thr : 27 ev E ion [ev] Vergleich der Sputterraten von Aluminium durch Ar + -Ionen zwischen einer einfachen Wurzelabhängigkeit und einer komplizierteren Funktion bei senkrechter Inzidenz von MATSUNAMI et al. in Energy Dependence of the Yields of Ion-Induced Sputtering of Monatomic Solids, IPPJ-AM-32 (Institute of Plasma Physics, Nagoya University, Japan, 1983). Plasmakurs V p. 25/37

47 Ausbeute VII Sputterausbeute [Atome/Ion] Ne + Cu Wehner et al. Almen et al. Rol et al. Dupp et al. Weijsenfeld Sputterausbeute [Atom e/io n] Ar + Cu Wehner et al. Almen et al. Yonts et al. Dupp et al. Weijsenfeld Gusewa Southern et al. 0 0, Ionenenergie [kev] 0 0, Ionenenergie [kev] Sputterausbeute als Funktion der Energie der Projektilionen. Plasmakurs V p. 26/37

48 Ausbeute VIII Sputterausbeute [Atome/Ion] Kr + Cu Wehner et al. Almen et al. Keywell Dupp et al. Gusewa Sputterausbeute [Atome/Ion] Xe + Cu Wehner et al. Almen et al. Gusewa Dupp et al. 0 0, Ionenenergie [kev] 0 0, Ionenenergie [kev] Sputterausbeute als Funktion der Energie der Projektilionen. Plasmakurs V p. 27/37

49 Ausbeute IX Sputterausbeute [Atome/Ion] Xe Ne Kr Ar Ionenenergie [kev] Detail der vorherigen Bilder, Kupfer wird von Edelgasionen und N + 2 abgesäubt. N 2 Plasmakurs V p. 28/37

50 Ausbeute X Sputterausbeute [Atome/Ion] 2,5 2,0 1,5 1,0 0,5 Be C Al Cr Si Ti Cu Ni Co Fe V Zr Nb U Th 0, Ordnungszahl Ag Pd Mo Au Pt Ir Re Os Hf W Ta Periodische Abhängigkeit der Sputterausbeute von Ar + -Ionen (400 ev). Plasmakurs V p. 29/37

52 Streuprozesse I 30 Hg + Ag (110) n(e) ev 600 ev 300 ev 150 ev 100 ev 80 ev 60 ev E Hg + [ev] Energieverteilungen von Atomen, die in [110]-Richtung von der (110)-Oberfläche eines Silber-Einkristalls durch senkrecht einfallende Quecksilber-Ionen abgestäubt wurden c The American Institute of Physics). Plasmakurs V p. 31/37

53 Elast. Streuung zw. schweren Teilchen I dσ(ϑ)/dω Hartree-Potential Coulomb-Potential ,85 124,0 28 2,00 6, ,72 2, ,21 0, ,08 0, ,04 0, , ,02 Berechnete differentielle Streuquerschnitte dσ(ϑ)/dω pro Einheitsraumwinkel für Protonen der Energie von 110 ev in Helium in Einheiten von a 2 0. Plasmakurs V p. 32/37

54 last. Streuung zw. schweren Teilchen II [10-16 cm 2 ] A C D E F G B A ev B ev C ev D ev E ev F e G ev Streuquerschnitt von Ar + in Ar in Abhängigkeit des Streuwinkels nach BERRY Streuwinkel [ ] Plasmakurs V p. 33/37

55 Gleichungen elastische Streuung schwerer Teilchen in Argon Ag + Ar Ar + Ag : (7) Plasmakurs V p. 34/37

56 Gleichungen elastische Streuung schwerer Teilchen in Argon Ag + Ar Ar + Ag : (7) ν m = n Ar σ <v Ag >. (8) Plasmakurs V p. 34/37

57 Gleichungen elastische Streuung schwerer Teilchen in Argon Ag + Ar Ar + Ag : (7) ν m = n Ar σ <v Ag >. (8) λ = σn Ar. (9) Plasmakurs V p. 34/37

58 Gleichungen elastische Streuung schwerer Teilchen in Argon Ag + Ar Ar + Ag : (7) ν m = n Ar σ <v Ag >. (8) λ = σn Ar. (9) ν m = 2 <v> λ (10) Plasmakurs V p. 34/37

59 Beispiel Ag, Anfangsenergie 5 ev, Ar-Druck: 20 mtorr, Plasmakurs V p. 35/37

60 Beispiel Ag, Anfangsenergie 5 ev, Ar-Druck: 20 mtorr, σ : 30 Å 2, n Ar : /cm 3 Plasmakurs V p. 35/37

61 Beispiel Ag, Anfangsenergie 5 ev, Ar-Druck: 20 mtorr, σ : 30 Å 2, n Ar : /cm 3 Anfangsgeschwindigkeit m/sec, λ: 2 mm Plasmakurs V p. 35/37

62 Beispiel Ag, Anfangsenergie 5 ev, Ar-Druck: 20 mtorr, σ : 30 Å 2, n Ar : /cm 3 Anfangsgeschwindigkeit m/sec, λ: 2 mm ν m 10 6 /sec. Plasmakurs V p. 35/37

63 Beispiel Ag, Anfangsenergie 5 ev, Ar-Druck: 20 mtorr, σ : 30 Å 2, n Ar : /cm 3 Anfangsgeschwindigkeit m/sec, λ: 2 mm ν m 10 6 /sec. Bei einem Elektrodenabstand von 10 cm bedeutet das eine Stoßzahl von 50 die Silberionen sind voll thermalisiert! Plasmakurs V p. 35/37

64 Energieverteilung Gemessene Druckabhängigkeit der IEDF von Argon (CCP, 13,56 MHz). Gut aufgelöst ist der Doppel- Peak bei sehr niedrigen Drücken. Bei 67 Pa (500 mtorr) ist dagegen die IEDF voll entwickelt. 0,10 0,08 1,3 Pa (10 mtorr) 6,7 Pa (50 mtorr) 67 Pa (500 mtorr) 0,06 IEDF 0,04 0,02 0, Ionenenergie [ev] Plasmakurs V p. 36/37

65 Winkelverteilung 0,10 0,20 1,3 Pa (10 mtorr) 6,7 Pa (50 mtorr) 67 Pa (500 mtorr) 0,15 1,3 Pa (10 mtorr) 6,7 Pa (50 mtorr) 67 Pa (500 mtorr) IADF 0,05 IADF 0,10 0,05 0, , Einfallswinkel [ ] Einfallswinkel [ ] IADFs für eine Ar-RF-Entladung bei 13,56 MHz und verschiedenen Drücken, lks.: gemessen, re.: MC-Simulation. Plasmakurs V p. 37/37