Київський національний університет імені Тараса Шевченка
Методичні вказівки
до проведення лабораторної роботи
"ОДЕРЖАННЯ ТОНКИХ ПЛІВОК МЕТОДОМ МАГНЕТРОННОГО РОЗПОРОШУВАННЯ"
для студентів радіофізичного факультету
Київ 2000
Методичні вказівки до проведення лабораторної роботи "Одержання тонких плівок методом магнетронного розпорошування" для студентів радіофізичного факультету. (автори: Кучеренко Є.Т., Лушкін О.Є., Михайловський Б.І., Назаренко В.Б., Телега В.М. - Київ, КУ, 2000, - 37 с.)
Методичні вказівки склали:
Є.Т. Кучеренко, канд. фіз.-мат. наук, с.н.с.,
О.Є. Лушкін, канд. фіз.-мат. наук, доцент,
Б.І. Михайловський, канд. фіз.-мат. наук, доцент,
В.Б. Назаренко, аспірант,
В.М. Телега, провідний інженер.
Рецензент: В.Я. Черняк, канд. фіз.-мат. наук, доцент.
Затверджено Радою
радіофізичного факультету
"__"_________ 1999 р.
Мета роботи
Ознайомитися з сучасними методами одержання тонких плівок.
Оволодіти методикою одержання тонких плівок за допомогою метода магнетронного розпорошування.
Ознайомитися з конструктивними особливостями магнетронного розпорошувального приладу.
Оволодіти методикою складання науково-технічного звіту по НДР.
Вступ
Сьогодні тонкі плівки знаходять широке застосування в різних областях техніки: в електроніці, мікроелектроніці, техніці НВЧ, напівпровідниковій техніці і т. ін.
За останні роки значний розвиток отримала оптика тонких покрить, яка дозволила створити нові інтерферометричні пристрої, а також суттєво розширити можливості методів, які існували раніше. Тонкі плівки застосовуються для просвітлювання оптики, виготовлення селективних дзеркал, поляризаторів, інтерференційних світлофільтрів, а також використовуються в інтерференційній мікроскопії. Особливо важливе значення має застосування тонких плівок в області мікромініатюризації, якій належить велике майбутнє і в якій на основі тонких плівок утворюються як пасивні, так і активні елементи схем.
Такі широкі можливості, які закладені в тонких плівках, пояснюють особливий інтерес інженерно-технічних працівників до їх фізичних властивостей, технології виготовлення, вимірів параметрів та застосування.
Всі роботи щодо властивостей тонких плівок майже без виключення проводились на плівках, отриманих методом катодного розпорошування або термічного випаровування. В останні роки широке застосування знайшли іонно-плазмові методи одержання тонких плівок, які мають ряд суттєвих переваг.
Одержання тонких плівок методом катодного розпорошування
1. Особливості тліючого розряду
Якщо до електродів розрядного проміжку прикласти відповідну напругу запалювання (1-3 кВ), то при достатньо малих струмах розвивається так званий нормальний тліючий розряд. При цьому світіння поширюється на таку частину поверхні катода, для якої густина струму та нормальне катодне падіння мають певні значення, які залежать тільки від тиску, роду газу та матеріалу катода і не залежать від струму та прикладеної напруги (закон Геля). До цього часу не вдалося визначити нормальне катодне падіння для різних пар метал - газ, оскільки воно сильно залежить від стану та чистоти поверхні катода та чистоти газу. Навіть при найретельнішому проведенні досліджень досить важко отримати відтворювані результати. Нормальне катодне падіння для одного і того ж матеріалу електродів збільшується для електронегативних газів. Для інертних газів катодне падіння є найменшим.
При візуальному спостереженні різні ділянки тліючого розряду виявляють різко неоднорідне світіння. На мал.1. схематично показані типові області тліючого розряду (мал. 1, а) між катодом К та анодом А розрядної трубки, наповненої інертним газом при тиску 1 мм рт.ст., а також розподіл потенціалу (крива б) та яскравість світіння (крива в) вздовж цієї трубки.
Безпосередньо біля катода знаходиться дуже тонкий темний шар 1, який не спостерігається оком - астоновий темний простір (перший катодний темний простір). За ним слідує також дуже тонкий шар газу 2, який світиться - перше катодне світіння.
Далі знаходиться область 3, яка називається другим катодним темним простором або круксовим темним простором. За круксовим темним простором слідує область 4 катодного тліючого світіння. Характерний вид цього досить яркого світіння визначив назву всього розряду. Область тліючого світіння має суттєві розміри і більшу яскравість світіння з боку катода. В напрямку до анода яскравість світіння зменшується і відбувається повільний перехід до області 5 - фарадеєвого темного простору, який тягнеться на відстані порядку діаметра трубки.
За фарадеєвим темним простором знаходиться стовп 6 розряду, який займає найбільшу частину розрядної трубки.
При певних умовах перед анодом спостерігається ділянка пониженої інтенсивності світіння - анодний темний простір, а на поверхні анода - шар анодного світіння.
Досить характерним для тліючого розряду є те, що при зменшенні відстані між електродами (наприклад, при переміщенні анода до катода) зменшується лише довжина стовпа розряду, поки він не зникає зовсім. Катодні частини розряду при цьому не змінюються. При подальшому переміщенні анода зникає фарадеєвий темний простір, а потім починає зникати тліюче світіння.
Введення анода в межі круксового темного простору викликає різке збільшення напруги горіння розряду і внаслідок обмеженої величини напруги джерела живлення розряд гасне. Розряд, який горить при малій відстані між електродами з підвищеним потенціалом горіння, називається ускладненим розрядом.
Мал.1. Основні області тліючого розряду (а), розподіл потенціалу вздовж розрядного проміжку (б)
та яскравість світіння (в)
Пояснити виникнення цих темних та світлих шарів газу в розряді можна шляхом розгляду кривої розподілу потенціалу між електродами, яка показана на мал. 1, б. Електрони, які виходять з катода під дією сукупності g - процесів (емісія за рахунок бомбардування катода іонами, метастабільними та швидкими нормальними атомами, фотоемісія, викликана випроміненням розряду), мають дуже малі початкові швидкості. Тому зіткнення їх з атомами в тонкому шарі біля катода відбуваються лише пружні. Збудження та іонізації атомів тут нема, а отже, нема і світіння газу.
По мірі просування від катода в сильному електричному полі катодного падіння потенціалу електрони набирають енергію, швидкість їх руху збільшується. Слід пам’ятати, що рух електронів відбувається в газі, і швидкість напрямленого руху прямує до величини, яка визначається не різницею потенціалів, а напруженістю поля та коефіцієнтом рухливості електронів в даному газі при даному тиску. Межа першого катодного світіння знаходиться там, де енергія електронів стає достатньою для збудження атомів газу. Висвітлення збуджених атомів і є причиною світіння газу в цій області. Характерно, що світіння в цій області змінюється по мірі просування в бік анода від довгохвильового до більш короткохвильового, бо електрони з більшою енергією можуть збуджувати атоми до більш високих енергетичних рівнів.
На деякій відстані від катода (в межах першого катодного світіння) енергія електронів стає достатньою для іонізації атомів. Перше катодне світіння є початковим пунктом формування електронних лавин, що утворюють плазму за межами ділянки катодного падіння потенціалу. Збільшення енергії електронів до значень eUi та більших призводить до того, що одночасно з ростом ймовірності іонізації швидко падає ймовірність збудження атомів. Тому за ділянкою першого катодного світіння знаходиться більш темна ділянка - круксовий темний простір. Слабке світіння цієї області викликане висвітленням збуджених атомів, які утворюються тут в невеликій кількості, а також рекомбінацією електронів та іонів.
Зовнішня межа цього темного простору приблизно співпадає з межою катодного падіння потенціалу. Крива розподілу потенціалу (мал. 1, б) тут має максимум, а напруженість поля падає до нуля.
Починаючи з цієї ділянки різко змінюється характер руху електронів та іонів. Якщо на ділянці катодного падіння потенціалу частинки рухаються в сильному електричному полі, то в області сильно іонізованого газу і практично відсутнього електричного поля їх рух переважно хаотичний. На хаотичний рух накладається спрямований дифузійний рух електронів і позитивних іонів (біполярна дифузія) з області їх генерації в бік анода. Саме завдяки наявності біполярної дифузії виникає невелика ділянка оберненого гальмуючого електричного поля в області тліючого світіння і фарадеєвого темного простору.
В процесі хаотичного руху з багаторазовими зіткненнями у електронів встановлюється розподіл по швидкостях за Максвелом. Великий фактор обходу, втрати енергії на іонізацію та відсутність прискорюючого поля призводить до того, що середня енергія електронного газу (електронна температура) по мірі просування в бік анода різко падає. На зовнішній межі круксового темного простору енергія більшості електронів вже недостатня для здійснення актів іонізації. Зате знову зростає ймовірність збудження. Тому за круксовим темним простором знаходиться тліюче світіння. Характер світіння тут по мірі віддалення від катода змінюється від короткохвильового до довгохвильового у відповідності з триваючим зменшенням енергії електронного газу, і, нарешті, світіння зникає. Відбувається перехід від тліючого світіння до області фарадеєвого темного простору, де енергія електронів настільки мала, що у більшості з них відбуваються з атомами лише пружні зіткнення, а збудження та іонізації атомів майже нема.
В процесі дифузійного руху частина електронів та іонів неперервно уходять до стінок розрядної трубки і там рекомбінують. В зв’язку з цим в області фарадеєвого темного простору концентрація електронів та іонів в напрямку анода спадає, зменшується електропровідність газу і, відповідно, на ньому з’являється перепад потенціалу. Повздовжній градієнт потенціалу не тільки надає електронам та іонам напрямлений рух, але й змінює енергію хаотичного руху, підігріває електронний газ. Підвищення температури електронного газу Те призводить до того, що частина електронів (найбільш швидких) здійснює іонізацію газу, компенсуючи тим відхід зарядів на стінки. Так, за ділянкою фарадеєвого темного простору утворюється однорідний стовп розряду, який простягається до анода трубки. Характерно, що величина повздовжнього градієнта потенціалу El в стовпі розряду автоматично встановлюється такою, щоб генерація нових зарядів точно компенсувала відхід зарядів на стінки. У вузьких трубках, де відхід зарядів на стінки великий, встановлюються великий градієнт потенціалу, висока температура електронного газу, і іонізація йде інтенсивно. При цьому значне число більш повільних електронів інтенсивно збуджує атоми газу. Наступне їх висвітлювання і є причиною досить яркого світіння стовпа розряду у вузьких трубках.
Збільшення радіуса розрядної трубки призводить до послаблення рекомбінації на стінках, та, відповідно, до зменшення El та Te. Одночасно зменшується й число актів збудження. Тому в широких трубках стовп розряду як правило майже не світиться.
Характерний для стовпа розряду баланс електронів та іонів, майже повна взаємна компенсація їх зарядів, порушується біля анода. Тут відхід позитивних іонів до катода під дією повздовжнього електричного поля не компенсується їх надходженням з боку анода. Біля анода виникає надлишковий електричний заряд і у відповідності з цим ділянка підйому потенціалу - анодне падіння потенціалу DUa.
Підвищення швидкості руху електронів під дією цього перепаду потенціалу є причиною збільшення іонізуючої та збуджуючої здатності електронів. Внаслідок цього біля анода з’являється шар анодного світіння.