Эффективность ионио-плазменных технологических систем

Эффективность ионно-плазменных систем оценивают по трем основным критериям: эффективностям плазмообразования, ионного распыления и энергетической эффективности системы в целом.

Эффективность плазмообразования рассчитывают, исходя из ус­ловия самостоятельности разряда:

(447)

где Up — рабочее напряжение в системе катод—анод; — отно­шение энергии, затраченнoй электронами на ионизацию, к полной энергия; — отношение числа ионов, достигающих мишень, к чис­лу образующихся ионов; — коэффициент ионно-электронной эмис­сии; W_n — суммарная энергия, затрачиваемая на один акт иониза­ции.

Эффективность плазмообразования

(448)

Приняв для разряда в аргоне W₀=4,8·10^-18 Дж, γ=0,1 (для металлов), 1/_р=500 В, для однозарядных ионов получим U _p =0,6.

Минимальное рабочее напряжение, определяемое при максимальной эффективности составляет 300 В. Более высокие значения Up на практике объясняются не только тем, что , , но и перезахватом вторичных электронов мишенью, который
снижает их эмиссию. Для увеличения необходимо повышать эффективность магнитной ловушки и создавать ионы как можно ближе к распыляемой поверхности для исключения их рассеяния ().

Эффективность ионного распыления определяется массой веще­ства m _Р распыляемой в единицу времени с единицы площади, отне­сенной к плотности мощности W _p затрачиваемой на реализацию процесса распыления:

(449)

Плотность мощности

где U _i — напряжение, ускоряющее ионы.

При распылении материала однозарядными ионами

где А — молярная масса распыляемого материала, кг/моль; N_A— = 6.023-10²³ атом/моль — число Авогадро.

Подставив выражения для W_Р и m_Р в формулу (439), найдем

(450)

где

Как следует из (440), эффективность распыления зависит от энергии бомбардирующих ионов, которая для различных распы­лительных систем может изменяться в широком диапазоне: от (4,8—8) • 10^-17 Дж (300—500 эВ) для магнетронных до (3,2—5,6) · 10^-16 Дж (2—3,5кэВ) для диодных. Зависимостьт η _p =f(W _i) опре­деляется зависимостью Kп / W _i =f (W _i).

На рис. 75 приведены зависимости Kп / W _i =f (W _i) и η _p =f(W _i) для меди и кремния. Максимумы η _p имеют место при W _i '=200-500 эВ. Зависимости, аналогичные приведенным на рис. 75, наблюдаются при распылении любых материалов и яв­ляются общими энергетическими характеристиками процесса рас­пыления.

Энергия и онов, соответствующая максимальной эффективности распыления материала,

(451)

— радиус экранирующего электронного облака по модели Томаса — Ферми, м; а_о=5,29∙ 10^-11 — радиус атома водорода по Бору, м; Zi, Z_a и m_i, m_а — атомные номера и массы бомбардирующего иона и материала мишени.

Энергетическая эффективность системы ионного распыления характеризуется отношением мас­сы вещества m_с, распыляемого в единицу времени, к мощности Р_с, подводимой к системе:

(452)

Подставив в эту формулу , где I _i — ионный ток распыляемого материала (мишени), получим

(453)

Следовательно, энергетиче­ская эффективность системы определяется отношением энер­гетических затрат на реализу­емый в ней процесс распыления и подводимой к системе энер­гии.

Скорости распыления материалов в значительной степени зави­сят от коэффициента распыления. Как было показано, существен­ное влияние на коэффициент распыления оказывают давление ра­бочего газа -и геометрия распылительной системы (в основном рас­стояние от мишени до плоскости конденсации). Снижение Кп при увеличении р объясняется ростом вероятности возвращения распы­ленных атомов на мишень вследствие обратной диффузии и обрат­ного рассеяния (отражения). Под обратной диффузией здесь сле­дует понимать возвращение на мишень распыленных атомов, обла­дающих средней кинетической энергией, равной или меньшей сред­ней кинетической энергии атомов рабочего газа. Такое возвраще­ние может происходить с расстояний, значительно превышающих длину свободного пробега распыленных атомов λ_а. Обратное рас­сеяние представляет собой возвращение распыленных атомов «а мишень в результате столкновения с атомами рабочего газа. Этот процесс происходит на расстояниях, не превышающих Х_а он ха­рактеризуется различием кинетических энергий -и масс соударяемых частиц. Если масса атомов распыляемого материала больше массы атомов рабочего газа (т _a > т_Г), то основным способом воз­вращения распыленных атомов «а мишень является обратная диф­фузия. При этом

(454)

где — коэффициент распыления с учетом обратной диффузии; — коэффициент распыления без учета обратной диффузии; — длина свободного пробега распыленных атомов при единич­ном давлении н температуре 273 К; ро=273 р/Т — давление газа, приведенное к Т=273 К; d — расстояние от мишени до поверхности конденсации; — средняя длина направленного пробега распылен­ных атомов при единичном давлении газа.

Формула (454) имеет физический смысл при р _о d > . При р _о d≤все распыленные атомы достигают поверхности конденса­ции; формула (454) принимает вид .

Если т _a < т_Г то основным способом возвращения частиц на ми­шень в области р _о d≤является обратное рассеяние. В этом слу­чае зависимость коэффициента распыления от давления газа при изотропности рассеяния описывается соотношением

(455)

где - средняя длина свободного пробега распыленных атомов при единичном давлении и температуре Т.

В области р _о d > (при т _a < т_Г ) распыленные частицы возвра­щаются на мишень как за счет обратного рассеяния, так и за счет обратной диффузии. Тогда

(456)

Оценка коэффициента распыления с учетом обратных рассеяния и диффузии распыленных частиц необходима для расчета скорости осаждения пленок в распылительных системах. При выборе оптимального технологического режима важно уметь определить дав­ление, при котором начинается обратная диффузия. Рабочее давле­ние можно вычислить по формуле p₀<λ _a /d. Так, для распыления меди при расстоянии между мишенью и подложкой 70 мм рабочее давление не должно превышать 0,3 Па. В противном случае ко­эффициент распыления будет уменьшаться вследствие обратной диффузии распыленных атомов на мишень. Скорость распыления материала мишени

(457)

где — в нм/с; ρ — плотность распыляемого материала, кг/м³; S_K — площадь распыляемой поверхности, м²; θ—угол падения ио­нов на распыляемую поверхность относительно нормали.

При распылении однозарядных ионов по нормали к поверхности формула (446) принимает вид

(458)

где К_а^у — коэффициент объемного распыления, м⁸/ион.

Поскольку в диапазоне рабочих напряжений МРС коэффициент распыления практически линейно зависит от рабочего напряжения, согласно формулам (457) и (458) -скорость распыления (следо­вательно, in скорость осаждения) должна линейно зависеть от мощ­ности разряда, что и подтверждается экспериментально. В ряде случаев скорость осаждения бывает существенно ниже вычислен­ной по (457) и (458). Это различие тем больше, чем выше плот­ности тока на мишени. Уменьшение скорости осаждения с ростом плотности тока объясняется явлением самораспыления, при кото­ром атомы ионизируются и возвращаются обратно на мишень, спо­собствуя ее распылению. Расчеты показывают, что при распылении алюминия поток его ионизированных атомов составляет около 18% полного тока через мишень, а при распылении меди * — до 45% то­ка. Следовательно, явление самораспыления при распылении мате­риалов -необходимо учитывать. Поэтому при точных расчетах в формулы (457) и (458) нужно вводить соответствующие корректировки.

Скорость осаждения и равномерность толщины пленки в задан­ной точке подложки зависят не только от эмиссионных характерис­тик источника, но и углов распыления φ и конденсации ψ, а также расстояния d между точками распыления и конденсации. В общем случае толщина пленки в заданной точке подложки

(459)

где — постоянный параметр, пропорциональный скорости распы­ления, τ — время нанесения пленки.

При выводе формулы для расчета толщины пленки делают сле­дующие допущения: распределение распыленных атомов в про­странстве подчиняется косниусоидальному закону; атомы распы­ляемого материала незначительно рассеиваются в результате столк­новений с атомами газа; распыленные атомы осаждаются в. местах соударения с подложкой.

Для обеспечения условии равномерного осаждения пленки су­ществуют два пути. Первый, наиболее широко используемый при термическом испарении материалов, предусматривает движение подложки по сложной траектории относительно источника распы­ления (планетарные внутрнкамерные устройства). Второй путь — разработка такой гсометр-ип источника, которая обусловливает на­несение равномерной по толщине пленки иа 'неподвижную или пе­ремещающуюся по простейшей траектории (например, линейно) подложку.

Конфигурации распыляемых поверхностей разнообразны. Одна­ко можно выбрать такую конфигурацию, Которая обеспечит требуе­мую равномерность распределения пленки по толщине иа поверх­ности подложки заданной геометрии. Простейшей является кониче­ская распыляемая поверхность (рис. 75). Для такой поверхности

где R, — текущий и средний радиусы мишени; α— полярный угол; Н=+(—R) tg β, H, — текущее и среднее расстояния от подложки до мишени; β — угол конусности распыляемой поверхно­сти мишени; R_n — расстояние от точки конденсации до центра под­ложки; ψ_п — угол конденсации на горизонтальную плоскую поверх­ность; ψ_c — угол конденсации на вертикальную грань ступеньки.

При распылении конической мишени толщину пленки можно найти из формулы

(460)

где R₁ = — bcosβ; R ₂ =.+ bcosβ — внутренний и внешний ра­диусы зоны распыления; b — половина ширины зоны распыления; П (R) — полином, учитывающий реальное распределение плотности ионного тока по радиусу мишени.

При распылении конической мишени экспериментальные дан­ные по распределению ионного тока аппроксимируются полиномом Лангранжа:

П (R) = -0,24 | R- |³ + 0,44| R- |²-0,64| R- | + I. (461)

Для определения толщины пленки по формуле (449) необхо­димо ввести ограничения, учитывающие условия затенения точки 'конденсации мишенью я неровностями на подложке (при покрытии •ступенчатых профилей):

cos φ > 0; cos ψ _П > 0; cos ψ _С > 0. (462)

· Масс-спектрометрические исследования, проведенные при распылении меди, свидетельствуют о наличии в разряде одно- и двухзрядных ионов меди, причем число последних незначительно (1% от однозарядных).

Расчет удобно вести в относительных единицах, поделив все линейные размеры на средний радиус зоны распыления.

		Рис. 76. Зависимость от угла конусности (3 мишени для пленки с различной неравно­мерностью толщины: 1- ±2%; 2- ±5%
		Рис. 75. Геометрические пара­метры, характеризующие МРС с конической мишенью

Расчет на ЭВМ распределения толщины пленки показывает, что площадь покрытия с заданной равномерностью зависит от угла ко­нусности мишепн β и отношения . Причем для каждого β су­ществует определенное значение, при котором толщина пленки с заданной равномерностью покрытия максимальна (рис. 76). При отклонении от этого значения в меньшую сторону наблюдает­ся уменьшение толщины пленки в центре подложки, а в большую — на ее краях.

Таким образом, в МРС, выбирая геометрию мишени, можно обеспечить 'нанесение равномерных по толщине пленок на непо­движные подложки.

Нанесение пленок в плазменных ускорителях

Стремление интенсифицировать процессы получения пленок, со­хранить стехиометрический состав исходных материалов, осажден­ных в виде пленок, повысить чистоту пленок и адгезию их к под ложкам привело к применению в технологии РЭА импульсных плаз­менных ускорителей (ИПУ).

При импульсно-плазменном нанесении пленок используют более плотные потоки пара, чем при термовакуумиом испарении и нонно-плазменном (в том числе и магнетронном) распылении. Создавая плотные потоки плазмы, можно на несколько порядков увеличить скорость осаждения, а следовательно, и производительность про­цесса, а используя высокий вакуум — получить более чистые пленки, чем при катодном распылении. В ИПУ плазма создается в парах распыляемого материала, испаряемого и ионизируемого любым способом, например в дуговом разряде. Испарение материала про­текает, как взрыв в вакууме. При длительности импульса τ= 10^-7—10^-5 с материал поверхности распыляемого вещества в месте образования дуги превращается в пар высокой плотности с температурой (1—4)•10⁵ К. Такое испарение является уникальным по скорости и энергии частиц и поэтому представляет особый ин­терес для получения пленок с высокой адгезией при большой про­изводительности процесса.

Сравнение различных методов нанесения пленок с физико-хими­ческой точки зрения удобно провести по таким признакам, как плот­ность плазмы (концентрация заряженных частиц) и энергия пото­ка частиц, движущегося к подложке. При этом удобно использо­вать диаграмму зависимости концентрации частиц в плазме от их энергии (рис. 77). Начало отсчета соответствует концентрации частиц в камере при давлении 1,33·10^-2 Па и энергии 1 эВ, харак­терных для нанесения пленок методом термовакуумного испарения. При этом скорость осаждения составляет 10 нм/с.

Как видно из диаграммы, область термовакуумного испарения, включая электронно-лучевое и лазерное (при температурах испа­рения не выше 3000 К), занимает лишь узкую полоску. Этой обла­сти соответствуют скорости испарения 10—100 нм/с. Область нонно-плазменного (в том числе магнетронного) распыления несколько дальше простирается вдоль оси абсцисс до энергий частиц поряд­ка 50 эВ. При этом обеспечивается скорость осаждения до 300 нм/с.

В областях 1—3 протекают процессы, наиболее широко распро­страненные в современной технологии. С помощью технологических ИПУ, использующих в качестве генератора плазмы дуговой разряд в вакууме, можно достичь тепловых потоков 10⁵— 10⁸ Вт/см² (об­ласть 4). Однако физической границей диаграммы будет линия, со­ответствующая плотности энергии 10¹⁰ Вт/ом², при которой практи­чески любые вещества реиспаряются с подложки и осаждение (конденсация) частц невозможно,

Вакуумный дуговой разряд является источником плазмы, со­стоящей из паров и ионов распыляемого вещества и электронов. Процессы, протекающие в разрядном пространстве, сложны (воз­никновение, передвижение и гибель катодных и анодных пятен, на­гревание и испарение электродов, ионизация пара, действие на плазму электродинамических сил и др.). Они зависят от геометрии и материала электродов, режимов и способов зажигания разряда и т. п. Анализ этих явлений выходит за рамки данного курса. По­этому кратко рассмотрим процессы, протекающие в технологиче­ском плазменном ускорителе и поверхности подложки па примере получения медных пленок.

В первый момент после зажигания разряда наблюдается низ­кая концентрация паров и высокая скорость нарастания тока плаз­мы: за 1—5 мкс формируется разряд типа «токового фонтана». В процессе вытягивания плазмы в сепаратор возникает первичное плазменное образование, или «форсгусток» плазмы, движущийся со скоростью 10⁵ м/с. Передний фронт такого сгустка имеет кон­центрацию частиц до 10²⁴ м^-3. По мере дрейфа плазмы концентра­ция частиц уменьшается за счет расширения ее фронта вследст­вие тепловых флуктуации частиц и продольного расширения обла­сти плазмы из-за различия скоростей частиц.

После того как передний фронт плазмы достигает анода, на­ступает стадия основного разряда, сопровождающаяся нарастани­ем тока в импульсе, испарением вещества с катода и последующим уменьшением тока за счет перенасыщения пара.

Этот режим разряда существует от 3 до 10 мкс. Он нестацио­нарен, в плазме наблюдаются разрывы и сгустки (стримеры раз­ряда). Микросгустки и микроплазмы формируются в локальных местах поверхности катода, способствуя испарению и распылению вещества. В последующие 10—50 мкс основная масса испаряемого материала переносится на подложку в результате движения час­тиц плазмы к аиоду. Ток в разряде уменьшается за счет тепловой инерции и падения отношения магнитного давления к газокинетическому. При увеличении длительности импульса все большее влия­ние па процесс оказывает испарение вещества. После прекращения разряда резко падает массопереиос вещества от катода к аноду. Основными характеристиками являются: рабочее давление, уско­ряющее напряжение анода, электродинамические параметры сепа­ратора, скорости и механизмы испарения и конденсации, длитель­ность и амплитуда рабочего импульса, допустимая плотность тока, скважность импульсов и температура подложки. Влияние этих фак­торов па электрические свойства пленок носит сложный характер и рассматривается при описании технологии радиоэлектронных устройств.

Дата добавления: 2014-01-07