Questa curva mi dà il comportamento del plasma come conduttore elettrico: riporta la variazione di tensione applicata tra gli elettrodi in funzione della corrente che fluisce nel sistema. Il grafico riporta i tre regimi di scarica (Townsend,bagliore,arco) nelle zone caratteristiche che le caratterizzano.
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Scarica con alimentazione AC in vuoto
In una scarica DC a bagliore, la maggior parte della potenza in input è spesa per accelerare gli ioni attraverso il volume di sheath e si manifesta sottoforma di calore quando gli ioni colpiscono il catodo. Se il coefficiente di emissione secondaria degli elettroni fosse 0,1 (valore possibile), allora con buona approssimazione solo il 10% della potenza in ingresso finirà nella zona negative glow portata dagli elettroni secondari che siano stati accelerati nella regione di sheath. In questo senso la scarica a bagliore DC è un generatore di plasma poco efficiente anche se per i processi che dipendono dal bombardamento degli ioni, come lo sputtering, questo non rappresenti un problema.
Una limitazione ben più seria della scarica a bagliore DC è rappresentata dalla necessità che gli elettrodi siano conduttivi per sostenere la scarica di plasma nella regione tra essi frapposta. Questo requisito preclude: la possibilità di usare materiali isolanti come target da “vaporizzare” e quindi pure la possibilità porre all’anodo substrati isolanti o film depositati isolanti che coprono tutto l’anodo. Questa limitazione deriva dal fatto che i materiali isolanti impediscono la conduzione di corrente continua! In altri termini di un eventuale target catodico costituito di materiale isolante gli ioni, provenienti dal plasma, ne bombarderebbero la superficie apportando carica positiva che però non può essere neutralizzata da una adeguata corrente di elettroni (negativa) fornita dal circuito esterno perché è il materiale a essere scarsamente conduttore della corrente. Accade quindi che la faccia superiore del target diventa sempre più negativa nel tempo a causa del bombardamento elettronico, quella inferiore sempre più negativa per effetto del catodo su cui poggia il target con il risultato che il bombardamento ionico cessa per via dell’accumulo delle cariche.
Se gli isolanti non coprono l’intera superficie degli elettrodi, può esser possibile sostenere una scarica DC ma gli isolanti accumuleranno cariche, rendendo il processo di difficile controllo.
150 L’uso di un input di potenza di alimentazione con tensione in alternata (AC - tensione sinusoidale) può porre rimedio ai due difetti appena visti della scarica DC a bagliore. Il ragionamento che segue è puramente qualitativo.
E’ il caso di considerare dapprima una tensione di alimentazione sinusoidale a bassa frequenza e assumendo che non ci siano materiali isolanti presenti. La frequenza è bassa relativamente al comportamento del plasma perché il periodo della sinusoide di tensione è più lungo del tempo che si impiega perché le particelle di plasma raggiungano l’equilibrio con il campo elettrico. In altre parole il riadattamento del plasma per trovare un nuovo equilibrio con il campo elettrico ha una durata di molto inferiore al periodo della sinusoide di tensione e quindi anche di campo elettrico. In questo caso la scarica AC sarà molto simile alla scarica DC, eccetto per il fatto che la corrente cambierà verso ogni mezzo periodo dell’onda di potenziale.
Un volume di sheath si formerà all’elettrodo che è negativo durante un certo mezzo periodo della tensione e gli ioni saranno accelerati verso il catodo attraverso lo sheath.
Gli ioni che sono capaci di attraversare lo sheath in breve tempo se comparato al periodo della pulsazione del potenziale AC, guadagneranno una certa energia all’incirca uguale alla tensione AC istantanea. Così gli ioni che colpiscono gli elettrodi avranno una distribuzione di energie che si estenderà approssimativamente da zero fino al valore del picco di voltaggio AC.
Se ora si considerano gli elettrodi isolanti:
Nel primo mezzo ciclo della tensione si vedrà che il materiale isolante sul catodo che accumula cariche positive sulla faccia esposta al plasma e negative sul retro e questo finchè l’isolante non accumula cariche al punto che termina la scarica del plasma (saturazione cariche).
Al mezzo ciclo successivo, comunque, l’isolante si scaricherà delle cariche accumulate perché l’onda di tensione ha cambiato segno e le cariche fluiscono in versi opposti rispetto ai precedenti. Questo avviene fino a che l’isolante non si sia caricato di nuovo, ovvero finchè abbia accumulato tante cariche da arrestare il loro moto (saturazione cariche). Nel complesso il materiale isolante si comporta come una capacità ovvero come un dielettrico che permette una separazione di cariche sulle armature di un condensatore. Questa capacità viene caricata con cariche alterne sulle facce esterne per mezzo del plasma grazie alla tensione sinusoidale.
Se la frequenza della tensione AC viene aumentata al punto che il periodo caratteristico della sinusoide di tensione AC diventi molto minore del tempo di accumulo fino a saturazione delle cariche sulle facce del materiale isolante, allora la scarica non potrà essere interrotta e perciò la corrente fluirà nel plasma conduttore per l’intero ciclo della sinusoide di tensione di alimentazione e poi per tutti i cicli a seguire. Una frequenza di circa 50-100 kHZ è di solito sufficiente per raggiungere questa condizione.
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Scarica con alimentazione AC in vuoto in radiofrequenza (RF)
La maggior parte dell’equipaggiamento per la scarica a bagliore con tensione di alimentazione nel campo della radiofrequenza (RF glow discharge brevemente) è progettato per lavorare alla frequenza assegnata di 13,56 MHz.
Per tensioni di alimentazione a basse frequenze: durante ogni semiciclo un elettrodo si comporta da catodo e quindi viene bombardato dagli ioni e l’altro si comporta da anodo e viene bombardato dagli elettroni. La corrente media è pertanto nulla perché la corrente elettronica prodotta verso un elettrodo viene controbilanciata dalla corrente ionica prodotta verso l’altro.
Per tensioni di alimentazione a frequenze al di sopra di 1 MHz è fondamentale invece la differenza di mobilità delle particelle del plasma. La differente mobilità delle particelle cariche nel plasma nella scarica RF è la caratteristica peculiare, quella che la rende differente dalla scarica DC.
Alla frequenza detta:
gli ioni, dotati di una massa di ordine circa 20˙000 volte maggiore rispetto agli elettroni, hanno troppa inerzia per riuscire a rispondere al campo elettrico ( dovuto alla tensione di alimentazione sinusoidale ) al quale sono sottoposti istante per istante e non riescono nel breve intervallo temporale di un semiperiodo ad acquisire una significativa energia cinetica. Queste particelle dunque “non fanno in tempo” a passare dalla regione di plasma agli elettrodi e quindi “oscillano” tra un elettrodo e l’altro creando una zona di plasma frapposta agli elettrodi a carica positiva prevalente. Questa zona ha quindi un certo potenziale positivo (potenziale di plasma Vp);
gli elettroni riescono invece a rispondere istante per istante al campo elettrico applicato e quindi ad acquisire ad ogni semiperiodo energia sufficiente a ionizzare gli atomi neutrali del gas frapposto tra gli elettrodi e mantenuto ad una certa pressione.
Date le premesse illustrate è lecito affermare che gli ioni positivi sono pressoché immobili rispetto agli elettroni molto mobili. Questi ultimi tendono a seguire le variazioni del campo elettrico alternato in radiofrequenza e vanno ad impattare ogni mezzo ciclo alternativamente su uno o sull’altro degli elettrodi dopo aver effettuato ionizzazioni lungo il percorso tra gli elettrodi, fra i quali è innescata la scarica a bagliore. Tale scarica è innescata inizialmente attraverso il meccanismo a cascata analogo rispetto alla scarica DC e viene sostenuta proprio a mezzo delle
152 ionizzazioni che avvengono ad ogni semiperiodo che compensano le perdite di ioni per ricombinazione e per “fuga” attraverso gli sheath.
Il risultato ultimo di questa differente mobilità delle particelle cariche nel plasma è la formazione di tre zone ben distinte tra gli elettrodi, analogamente al caso di scarica DC:
una centrale in cui è localizzato il plasma con un certo potenziale positivo, come detto, per via dell’eccesso di ioni nel volume dovuto alla loro minore mobilità;
due regioni, tra plasma ed elettrodi, di sheath nelle quali vengono a formarsi campi elettrici che tendono a confinare gli elettroni nel plasma e ad accelerare gli ioni positivi verso gli elettrodi.
La scarica RF può essere innescata già a partire da una pressione 10-3mbar ( generalmente più bassa che nel caso DC ) dal momento che l’efficienza delle collisioni ionizzanti è incrementata dalla oscillazione degli elettroni tra gli elettrodi. Questo è utile per lo sputtering RF dove non è desiderabile che il materiale già emesso dal target sia riflesso all’indietro verso lo stesso per risultato delle collisioni con le molecole del gas oppure quando si voglia erodere una superficie dove è richiesta una certa direzionalità del flusso di ioni.
Caratteristica tensione – corrente di una scarica RF
Nella figura in basso viene mostrata una scarica RF ottenuta in conclusione dello studio di Godyak nel 1991. I dati si riferiscono al caso di una scarica di Argon a 1 Torr. La tensione di alimentazione è sinusoidale ad ampiezza variabile e frequenza fissata a 13,56 MHz. L’anodo ed il catodo hanno uguali superfici affacciate di 160 cm2.
Il potenziale di scarica è anch’esso un’onda sinusoidale che però ha un certo sfasamento in anticipo rispetto alla tensione di alimentazione. Il segno dello sfasamento indica chiaramente che la scarica ha un comportamento predominante da condensatore con la fase del potenziale prossima a 90° in anticipo rispetto alla tensione di alimentazione per alti potenziali di picco di tensione di alimentazione e corrente.
Questo comportamento è qualitativamente simile a quello che si riscontra a pressioni del gas in camera di processo comprese nell’intervallo 0,003 – 3 Torr.
153 Lo sputtering
Con il termine sputtering si indica l’eiezione di atomi da una superficie solida o liquida a causa dell’impatto su di essa di particelle che hanno una certa energia cinetica.
154 Le particelle incidenti sono nella maggior parte dei casi ioni positivi di un gas nobile. Gli ioni provenienti dal gas devono possedere un energia sufficientemente elevata per riuscire a scalzare gli atomi del solido bersaglio. L’espulsione dell’atomo da una superficie solida può avvenire solo se l’energia cinetica della particella proiettile è superiore all’ energia di legame tra gli atomi costituenti la superficie. L’energia di legame che deve essere superata prende nome di energia di soglia (in inglese threshold energy).Per poter rispettare questa condizione gli ioni sono accelerati per mezzo di un campo elettrico.
Il materiale bersaglio delle particelle proiettili si chiama target. Durante lo sputtering il target si consuma.
L’energia trasferita al solido da un ione incidente dipende: 1) dall’angolo di incidenza, 2) dalle masse del bersaglio e dello ione incidente, 3) dall’energia cinetica dell’ione.
Ciò è più evidente se guardiamo la formula riportata sotto che deriva semplicemente dall’urto tra due punti materiali.
= 4 (
)
dive:
Et è l’energia trasferita alla particella del target
Ei è l’energia della particella incidente
θ è l’angolo di incidenza ( angolo formato tra la normale alla superficie del target e la
direzione di incidenza dell’ione)
Mt è la massa della particella del target
Mi è la massa della particella incidente
La massima energia trasmessa alla particella bersaglio si ha per = 1 e per Mt = Mi. La prima condizione è abbastanza facile da rispettare mentre la seconda, perché in genere le masse sono diverse. Proprio tenendo il conto del fatto che la differenza tra Mi ed Mt è fondamentale, risulta decisiva la scelta del gas nobile da utilizzare in base al materiale bersaglio. L’efficienza dello sputtering usando Argon come gas nobile è alta per i metalli leggeri come (Al, Ti) ed è bassa per i metalli pesanti (Pb,W).Si osservi questo aspetto nelle figure(1.1 e 1.2).
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La resa di sputtering
Un parametro che caratterizza l’efficienza di sputtering è la resa di sputtering definito come rapporto tra numero di atomi emessi dal solido e numero di ioni incidenti su di esso.
Y=
Con Ne indichiamo il numero di atomi emessi e con Ni il numero di atomi incidenti. La resa di sputtering Y, a parità cresce rapidamente fino a circa 1keV. Raggiunge il massimo in corrispondenza dell’intorno di quel valore e poi diminuisce per effetto della penetrazione di ioni nella massa del solido ( con la conseguente diminuzione di scambio di energia con gli atomi superficiali).
Andamento dell’efficienza di sputtering per ioni Ar+ incidenti su varie superfici solide,in funzione dell’energia degli ioni nell’intervallo da 0 a 600 eV ( dal libro Introduzione alla tecnica del Vuoto di Bruno Ferrario)
Efficienza di sputtering da parte dei cinque ioni indicati, incidenti su una superficie di argento con energie da 0 a 60 keV ( dal libro Introduzione alla tecnica del Vuoto di Bruno Ferrario)
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Immagine tratta dal libro “Material science of thin films – deposition and structure” 2a edizione – Milton Ohring - valori di resa di sputtering per vari materiali al variare dell’angolo di incidenza, a parità di natura degli ioni bombardanti (ioni di argon)
Y dipende anche dall’angolo di incidenza. Per le superfici di metallo come Ni e W, Y può essere aumentato di un fattore di 2 o 3 per angoli di incidenza degli ioni (rispetto alla normale alla superficie ) di 60 o 70 invece di 0 . Per le superfici di Ti, Fe, Mo e Ta sono stati trovati effetti dell’angolo di incidenza ancora maggiori: Y aumenta fino a 10 volte per angoli intorno a 45 . Nel caso delle superdici di Au, As, Cu, Pt Y è poco sensibile all’angolo di incidenza.
157 L’efficienza di sputtering dipende anche dalla faccia cristallina che la superficie bombardata presenta. Questo effetto si può vedere nella figura 1.3
Efficienza di sputtering in funzione dell’energia di ionizzazione Ar+ incidenti normalmente su diverse facce di cristalli di rame tratto dal libro di Bruno Ferrrario Introduzione alla tecnologia del Vuoto.
Sputterring reattivo
Una importante configurazione del processo di sputtering è quella di tipo reattivo che può basarsi su ognuno dei tipi visti precedentemente per la realizzazione dei film dei materiali compositi. Lo sputtering reattivo è lo sputtering di un catodo elementare ( metallo semplice) in un ambiente che contiene un gas che entra in reazione con il materiale del catodo, formando dei composti chimici. Perciò questo tipo di gas si chiama reattivo. Oltre al gas reattivo nell’ ambiente è contenuto anche un gas che non reagisce con il materiale del target. Questo tipo di gas si chiama gas di lavoro, di solito questi gas sono quelli nobili in particolare argon. Durante lo sputtering reattivo sulla
superficie del catodo e anodo il gas reagisce con la superficie formando un film sottile di composto. In particolare quando si forma durante lo sputtering il film sottile sopra il target si dice che il target si è avvelenato.
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Emissione di elettroni secondari
Quando gli ioni bombardano la superficie solida si verifica l’emissione di elettroni dalla medesima ( questi elettroni sono detti secondari). Il fenomeno può essere descritto attraverso tre stadi:
l’eccitazione dell’elettrone
il trasporto sulla superficie
la fuga dalla superficie
Nei fenomeni puramente superficiali è coinvolto solo uno stadio, quello dell’eccitazione. Possiamo distinguere due meccanismi di eccitazione di elettroni in funzione dell’energia di impatto in gioco, potenziale o cinetica. I due meccanismi possono avvenire solo al di sopra di un certo valore di energia minima U necessaria per liberare un elettrone. Si suppone che l’elettrone che viene dalla superficie ha un energia di legame che non è molto influenzata dalla particella incidente. Questa è una buona approssimazione con U è uguale alla funzione di lavoro e cade nella gamma 1,5-6 eV. Nei non metalli, semiconduttori e dielettrici U è spesso approssimata all’energia minima degli elettroni di valenza. In questo caso U è 4-11 eV.
Emissione potenziale
Nell’emissione potenziale di elettroni l’eccitazione è dovuta alla conversione di energia interna ε attraverso il processo di Auger. Il processo di Auger si osserva nelle condizioni in cui lo ione ha un livello energetico libero e questo livello si trova al di sotto del livello energetico di Fermi del metallo bombardato. (All’interno dei metalli gli elettroni sono praticamente liberi e la loro energia è distribuita sui livelli discreti il livello energetico massimo prende il nome di livello di Fermi). In questa condizione uno degli elettroni che si trova nella zona di conduzione può passare su questo livello , in questo modo neutralizza lo ione. Nella neutralizzazione viene liberata l’energia questa energia viene trasferita all’altro elettrone del metallo, che riceve la possibilità di poter lasciare la superficie. Il processo si verifica nelle condizioni in cui ε>2U. L’emissione potenziale di elettroni non si verifica per le superfici che sono state esposte all’atmosfera perché non è sempre soddisfatta la relazione ε>2U.
Emissione cinetica
Nell’emissione cinetica di elettroni , gli elettroni sono eccitati a causa di interazioni Coloumbiane variabili nel tempo. Queste interazioni sono tra i nuclei delle particelle incidenti e delle superfici. Nei metalli , le particelle incidenti possono interagire con gli elettroni debolmente legati e con i nuclei più superficiali. I nuclei più profondi non sono interessati a causa delle energie troppo basse in gioco. Le collisioni binarie degli elettroni di valenza del target e il campo schermato di Coulomb degli ioni sono meccanismi principali di eccitazione per gli ioni leggeri come (H, He , Li). Lo scontro di un elettrone con un elettrone quasi libero non può comportare un grande trasferimento di energia perché le masse in gioco tra le particelle sono piccole. Le principali collisioni sono con le particelle molto più pesanti, dove l’elettrone guadagna il doppio della velocità dopo un singolo scontro.
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L’energia trasferita risultante
( ) Dove :
v è la velocità dello ione
ve è la velocità dell’elettrone prima della collisione m è la massa dell’elettrone
La velocità minima dello ione necessaria a causa l’eccitazione dell’elettrone è : Vth = (√ ) W è la funzione lavoro vF la velocità di Fermi m la massa dell’elettrone
Per la maggior parte dei metalli questa velocità è uguale a 1,5-3 *107cm/s.
Per gli ioni pesanti la velocità di soglia osservata è di un ordine di grandezza più basso. Questo è dovuto a meccanismi di eccitazione addizionali.
Per indicare la capacità degli ioni di estrarre questi elettroni si introduce un parametro γ denominato efficienza di estrazione, dato dal rapporto tra il numero di elettroni secondari emessi e quello degli ioni incidenti. Questo parametro si può esprimere come dovuto ai due contributi γ = γp + γc cioè contributo potenziale e cinetico.
Per l’energia degli ioni inferiore a 1keV l’efficienza è praticamente indipendente dall’energia cinetica e dipende principalmente dall’energia potenziale dello ione, a energia superiore di 1keV diventa invece importante l’effetto del trasferimento dell’energia cinetica dallo ione al solido. L’emissione secondaria di elettroni per effetto dell’energia potenziale degli ioni non è energeticamente possibile per ogni combinazione ione-solido, mentre l’emissione dovuta al trasferimento di energia cinetica è sempre possibile oltre un valore minimo di soglia (corrispondente a una velocità dello ione di(0,6 o 0,5) 107 cm/s, però il rapporto tra il numero atomico dello ione incidente e quello dell’atomo superficiale sia compreso tra 1/4 e 4 )
L’efficienza di estrazione γ varia a seconda dell’energia dello ione incidente, dalla temperatura e natura della superficie e del suo stato di pulizia, dalla faccia cristallina esposta, dalla carica dello ione e dalla specie ionica.
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Emissione di elettroni secondari dalle superfici contaminate
Nella figura sotto riportata è rappresentata la variazione di γ dovuto al bombardamento di ioni di Ar+ e Ar (neutro) per le superfici pulite e per le superfici contaminate. Questo grafico illustra alcuni punti. Per il bombardamento di Ar+ sulla superficie pulita, γ è costante per i valori di energia bassi ( la curva a tratti), questo fatto indica la predominanza di emissione potenziale di elettroni. Al contrario con il bombardamento di ioni di argon neutro, che non trasporta energia potenziale, non produce emissione potenziale di elettroni. Per Ar neutro l’efficienza di estrazione è dovuta solo all’emissione cinetica e aumenta rapidamente partendo da circa 40 eV. La componente cinetica per Ar+ è essenzialmente la stessa di quella di Ar neutro ciò è dovuto alla separazione spaziale tra emissione cinetica e potenziale. Il meccanismo potenziale si verifica fuori dalla superficie con il meccanismo di neutralizzazione di Auger producendo Ar neutro che dopo interessa la superficie producendo l’emissione cinetica di elettroni. Per le superfici contaminate γp