Magnetron-Sputtern

Bei der Sputterdeposition [Abb. 2.2] wird ein Sputtergas im elektrischen Feld zwischen Anode (positive Spannung) und Kathode (negative Spannung) (6) durch Sekundärelektronen (5) ionisiert. Die Ionisation des Gases erfolgt durch Elektronen, die mittels eines abgestimmten, starken Ringmagneten hinter dem Target (6) auf Spiralbahnen gezwungen werden (Penning-Effekt). Auf ihrem Weg ionisieren sie das Sputtergas (Ar bzw. Ar/O2 beim reaktiven Sputter-prozess). Zur Plasmazündung und Auslösung dieses Prozesses ist eine kurze Druckerhöhung auf 10⁻²mbar notwendig. Die dadurch entstehenden positiv geladenen Ionen (4) werden im elektrischen Feld zum Target (7) beschleunigt und zerstäuben das Targetmaterial. Diese Partikel (3) lagern sich auf dem Sub-strat (2) ab. Der SubSub-stratträger (1) ist beheizbar, um die Wachstumsbedingungen variieren zu können. Die Anlage Z400 von Leybold Heraeus bietet die Möglich-keit, drei Sputterquellen einzubauen, wovon zwei über Hochleistungsschalter ohne Umbau an die Hochspannung angeschlossen werden können. Die Anla-ge wurde im HF-Betrieb bei 13.4 MHz betrieben, um oxidische TarAnla-gets zerstäu-ben zu können. Die Leistung beträgt 500 W, der Basisdruck 10⁻⁶mbar. Die Tar-gets sind im Abstand von 60 mm über dem Substrat befestigt und haben einen Durchmesser von 75 mm.

Abbildung 2.2: Prinzip des Magnetron-Sputterverfahrens. Hierbei wird das Sputtergas im elektri-schen Feld zwielektri-schen Anode und Kathode (6) durch Sekundärelektronen (5) ionisiert. Auf ihrem Weg ionisieren sie das Sputtergas (z. B. Ar). Die dadurch entstehenden positiv geladenen Ionen (4) werden im elektrischen Feld zum Target (7) beschleunigt und zerstäuben das Targetmaterial.

Diese Partikel (3) lagern sich auf dem Substrat (2) ab [AG79].

Experimentelle Methoden 34

2.3 Röntgenkristallstrukturanalyse

Beugungsreexe an Kristallebenen treten nur auf, wenn die Streubedingung

G~ =K~ =~k−~k0 (2.2)

erfüllt ist. Dabei ist der reziproke Gittervektor

G~ =h~g₁+k~g₂+l~g₃ (2.3) eindeutig durch die Miller`schen Indizes (hkl) deniert. Zur Veranschauli-chung der Streubedingung wird die Ewald-Kugel im reziproken Gitter herange-zogen: Die Ewald-Kugel hat den Mittelpunkt im Ursprung. Ihr Radius ist gleich dem Betrag des Wellenvektors~k₀ der einfallenden Strahlung. Beugungsreexe treten immer dann auf, wenn die Ewald-Kugel durch einen Punkt des rezipro-ken Gitters geht.

Jeder reziproke GittervektorG~ steht senkrecht auf einer Netzebene des Kri-stallgitters. Diese Netzebenen werden eindeutig mit denselben Miller`schen In-dizes(hkl) bezeichnet, der Netzebenenabstand entsprechend mitd_hkl. Der Be-trag der GleichungG~ =K~ ist

G_hkl= 2π

d_hkl = 2k₀sinθ (2.4)

wobeiθder Winkel zwischen Einfallsrichtung und Netzebene ist. Damit folgt für die Bragg`sche Gleichung:

nλ= 2d_hklsinθ (2.5)

q q

dhkl

Abbildung 2.3: Herleitung der Bragg`schen Gleichung: Der Gangunterschied der Wellen ist 2dhklsinθ.

Experimentelle Methoden 35

Diese Gleichung besagt, dass sich die Wellen so verhalten, als würden sie an den Netzebenen(hkl)reektiert [Abb. 2.3]. Dabei tritt immer dann konstrukti-ve Interferenz auf, wenn der Wegunterschied ein ganzzahliges Vielfachesnder Wellenlängeλist [IL99].

2.3.1 Röntgenpulverdiffraktometrie

Bei der Pulvermethode wird monochromatische Röntgenstrahlung an einem pulverförmigen Präparat gebeugt. In dem feinkörnigen Pulver nden sich stets kleine Kristallite, die zufällig so orientiert sind, dass sie für irgendwelche Net-zebenenscharen die Bragg`sche Beugungsbedingung erfüllen. Zudem wird das Präparat während der Aufnahme gedreht, was eine weitere Variation der Kri-stallorientierungen liefert. Alle für eine bestimmte Netzebenenschar (hkl) zu-fällig in Reexionsstellung bendlichen Kristallite reektieren unter dem glei-chen Winkel. Darüber hinaus bilden die reektierten Strahlen einen Kegel um den Primärstrahl mit dem Öffnungwinkel 4Θ. Die Reexionen der verschiede-nen Netzebeverschiede-nenscharen bilden somit eine Schar koaxialer Kegel um den Pri-märstrahl. Brächte man diese Kegelschar zum Schnitt mit einem ebenen Film senkrecht zum Primärstrahl, so würden auf diesem eine Schar konzentrischer Ringe entstehen. Diese Methode wird nach den Namen Debye und Scherrer be-nannt [KBB98, AM76].

In der hier verwendeten Röntgenröhre bendet sich ein Wolframglühdraht als Kathode und eine gekühlte Anode aus Kupfer. Durch die angelegte Hoch-spannung von 40 kV werden die aus der Kathode austretenden Elektronen be-schleunigt und auf das Anodenmaterial geschossen. Der Elektronenstrom von

Abbildung 2.4: Darstellung des Strahlengangs im Röntgendiffraktometer in der Bragg-Brentano-Konguration [Stä05].

Experimentelle Methoden 36

30 mA wird durch die Temperatur der Glühkathode geregelt. Zur Untersuchung wurde dieK_α1-Linie von Kupfer mit einer Wellenlänge vonλ= 1.54 nm verwen-det. Der Strahlengang im Diffraktometer ist schematisch in Abb. 2.4 gezeigt: Die Strahlen der Röntgenröhre (1) werden durch Strichfokus und Eintrittsblende auf einen SiO2-Einkristall (2) (Johansson-Monochromator) fokussiert. Der Kristall ist so verspannt, dass seine Kristallebenen Teile einer Kugelschale darstellen. Da-durch wird der leicht divergente Röntgenstrahl auf die Fokusblende (3) fokus-siert. Eine vorgeschaltete Aperturblende vermindert störende Streustrahlen. Die Fokusblende bendet sich auf einem Großkreis, in dessen Mittelpunkt sich die Probe (4) bendet. Die von der Probe unter dem Winkelθ gestreute Strahlung konvergiert wieder auf dem Großkreis, auf dem sich der Detektor (5) bendet.

Hier tritt in Abhängigkeit des Winkels konstruktive Interferenz nach der Bragg-Bedingung [All02] auf.

2.3.2 XRD zur Untersuchung dünner Schichten

Zur Untersuchung dünner Schichten wurde die Messanordnung leicht modi-ziert. Der ortsempndliche Detektor (OED) wurde durch den Szintillations-zähler ersetzt, wobei der konvergierende Röntgenstrahl durch Anpassung der Blendenkonguration zusätzlich fokussiert werden kann. Die Auösung lässt sich so weiter erhöhen, damit nun dünne Schichten vermessen werden können.

Die beste Auösung von 0.05^◦ wurde mit einer Fokusblende von 0.2 mm, einer Konvergenzblende von 0.6 mm und einer Detektorblende mit 0.1 mm Spaltbrei-te erreicht. Die Rotation des ProbenSpaltbrei-tellers, die bei der Pulverdiffraktometrie zur Statistik beiträgt, muss hierbei deaktiviert sein, da die hohe Auösung bereits die Unwucht des Probentellers abbilden würde. Bei dieser Anordnung ist anzu-merken, dass somit die absolute Peakposition auf Kosten der Auösung nicht mehr geeicht ist und somit nur noch eine Genauigkeit auf2θ=±0.5^◦aufweist.

Die Messungen wurden wie bei der Pulverdiffraktometrie im Locked Coupled-Modus ausgeführt. Hierbei sind der Probenkreisθund der Detektorkreis2θim Verhältnis 1:2 gekoppelt. Ein typischer Scan wird von 2θ= 30^◦ bis 80^◦ mit ei-ner Schrittweite von 0.005^◦/Schritt bei einer Belichtungsdauer von 5 s/Schritt durchgeführt. Um die Epitaxie einer Schicht zu überprüfen, wird der Messmo-dus Rocking Curve verwendet. Hier wird der äußere Messkreis2θauf der zu-vor gemessenen Peakposition konstant gehalten und der innere Probenkreisθ

Experimentelle Methoden 37

um die Peakposition variiert. Aus der sich daraus ergebenden Messkurve wird die Breite des Peaks auf halber Höhe (FWHM) vermessen. Zur Ermittlung der Strukturdaten, insbesondere der Gitterkonstante und Phasenreinheit der herge-stellten Proben, wurde das Gerät D5000 der Firma Siemens verwendet. Das Ge-rät wird in der Bragg-Brentano-Konguration betrieben.

2.3.3 Laue-Methode

Abb. 2.5 zeigt die Ewald`schen Konstruktion zur Erläuterung der Laue-Methode. Diese Hilfskonstruktion ermöglicht, die Visualisierung der unter den Versuchsbedingungen auftretenden Reexionen zu überblicken. Zunächst be-steht bei einer beliebigen Anordnung von k₀ (Primärstrahlrichtung) und Kri-stall (Lage des reziproken Gitters) und einer fest vorgegebenen Wellenlänge λ (monochromatische Röntgenstrahlung) nur eine geringe Wahrscheinlichkeit da-für, dass überhaupt ein Punkt des reziproken Gitters auf der Ausbreitungskugel liegt und eine Reexion stattndet.

Bei der Laue-Methode richtet man deshalb „weiße“ Röntgenstrahlung auf den Kristall, die alle Wellenlängen innerhalb eines bestimmten

Wellenlängen-Abbildung 2.5: Die Laue-Methode in der Ewald`schen Konstruktion. Alle Punkte des reziproken Gitters im Volumenbereich zwischen der Oberäche der kleinsten Kugel und der Oberäche der größten Kugel liegen jeweils auf der Ausbreitungskugel für eine der vorhandenen Wellenlängen und geben so alle gleichzeitig Anlass zu einer Reexion (◦). Reziproke Gitterpunkte außerhalb dieses Volumenbereiches können hingegen keine Reexionen (•) bewirken [KBB98].

Experimentelle Methoden 38

bereiches enthält. Jeder dieser Wellenlängen entspricht einer eigenen Ausbrei-tungskugel (AbK). Es ergibt sich eine dichte Serie von Kugeln, die sich alle im Ursprung (O) des reziproken Gitters berühren und deren Mittelpunkte auf der Richtung des Primärstrahles liegen [Abb. 2.5]. Alle Punkte des reziproken Git-ters in dem Volumenbereich zwischen der Oberäche der kleinsten Kugel (für die größte Wellenlänge) und der Oberäche der größten Kugel (analog für die kleinste Wellenlänge) liegen jeweils auf der Ausbreitungskugel für eine der vor-handenen Wellenlängen und geben so alle gleichzeitig Anlass zu einer Reexion (◦). Reziproke Gitterpunkte außerhalb dieses Volumenbereiches können hinge-gen keine Reexionen (•) bewirken. Liegt ein reziproker Gitterpunkt zufällig auf einer Ausbreitungskugel für eine Wellenlänge der intensitätsstarken charakteri-stischen Strahlung des betreffenden Anodenmaterials, so ist der Reex außerge-wöhnlich stark (°◦) [KBB98].

Als Quelle wird die kontinuierliche Bremsstrahlung einer Mo-Röntgenröhre verwendet. Das Beugungsbild erscheint in Form eines Punktmusters. Dieses Laue Diagramm hängt nun von der Orientierung des Einkristalls ab und besitzt deren Symmetrie. Fällt die Röntgenstrahlung längs einern-zähligen Symmetrie-achse in den Kristall ein, so hat auch das Laue-Diagramm einen-zählige Sym-metrie. Es werden zwei Anordnungen unterschieden: Messung in Transmission und Reexion. Beim verwendeten Aufbau wurde die gestreute Strahlung in Re-exion aufgezeichnet [Abb. 2.6]. Bei dieser Rückstrahltechnik wird die

Fotoplat-Abbildung 2.6: Schematischer Aufbau einer Laue-Kamera. Der Röntgenstrahl wird am Kollimator fokussiert und trifft auf den Kristall. Die Anordnung kann in Reexion (Röntgenlm an Position (A)) oder Transmission (Röntgenlm an Position (B)) betrieben werden [Stä05].

Experimentelle Methoden 39

te bei der Position (A) angeordnet. Die Röntgenröhre wurde bei 50 kV und einem Elektronenstrom von 30 mA betrieben. Der röntgenempndliche Film Structu-rix D8 NIF der Firma AGFA wurde während 30 bis 45 min belichtet und danach entwickelt. Zur Durchführung der Messung werden die Einkristalle auf einen Goniometerkopf mit Wachs xiert und mit Hilfe eines Reexionsgoniometers senkrecht zum einfallenden Röntgenstrahl vorjustiert.