книги / Физика тонких пленок. Современное состояние исследований и технические применения. Т. 6
.pdfименуемые как внутризоиные и межзонные переходы. В пере ходах первого типа участвуют свободные электроны, т. е. те, ко торые определяют проводимость металлов. При межзонных пе реходах электроны совершают прыжки из одной энергетической зоны в другую.
Оптические свойства материалов удобно обсуждать, поль зуясь комплексной диэлектрической проницаемостью &, кото
рую мы определим следующим образом:
е = е, — is2= Я2 = (n — ikf.
Комплексная диэлектрическая проницаемость обладает полез ным свойством, на которое обратили внимание Эренрайх и Фи липп [4]: вклады, вносимые в нее внутризонными и межзонными переходами, просто складываются. Обозначим вклад межзон ных переходов через е<ь>. Тогда комплексную диэлектрическую проницаемость металла можно представить в виде е = е</> + е(Ь)> где — вклад «свободных» электронов в диэлектрическую про ницаемость.
Дисперсионная формула для внутризонных переходов была установлена Друде в начале века. Она была получена путем чисто классического рассуждения, в котором электроны прово димости считаются свободными частицами с массой пг и заря дом е, ускоряемыми электрическим полем падающей волны и
испытывающими действие тормозящей силы, пропорциональной их скорости; эта сила обеспечивает также конечную электро проводность. В сущности все обстоит так, как если бы статиче
ская проводимость Ое была |
заменена |
зависящей |
от |
частоты |
|
«оптической» |
проводимостью |
его = ае/(1+/шт), где |
т — время |
||
релаксации |
электронов проводимости, |
т. е. интервал |
времени |
между двумя последовательными соударениями с какими-либо
несовершенствами кристаллической решетки |
(с |
фононами, |
или |
|||
с колебаниями решетки, либо со статическими дефектами). |
|
|||||
Уравнение Друде можно написать в виде |
|
|
|
|||
в<п = |
1 - |
{(АЛо)7[1 “ |
i ( W ] } = |
|
|
|
= |
1 - |
{ ( W И + |
I (ЯА,)]/[1 + |
W |
2]}. |
(1) |
Здесь использованы две характеристические длины волн: плаз менная длина волны Лю= {с2ят0/псе2)'1а и Л,т = 2яст. Величина то называется «оптической массой» и может отличаться от мас
сы электрона; лс есть концентрация электронов проводимости. Выбор названия для Люсвязан с тем, что электроны проводимо сти, образующие вырожденный газ, совершают продольные плазменные колебания с соответствующей частотой сор. Более подробно этот вопрос будет обсужден позднее. Для металлов величина Ло ~ 0,1 мкм. Если значения т, получаемые из
измерений статической электропроводности и из оптических измерений, одинаковы, то можно показать, что (в электростати ческих единицах)
се = (с/2){ХхЩ)
или
1/огв = 6000 (Щкх) мкОм • см,
если Ло и Хх выражены в микронах. При комнатной температуре удельное электрическое сопротивление рв = 1/ае большинства
металлов порядка нескольких мкОм-см, так что Яг~ 10 мкм. По рядки величин Ло и %х необходимо знать, так как они являются
характеристиками металла. Для полуметаллов и полупроводни ков Яо может лежать в инфракрасной области в зависимости от пс и то. В настоящее время твердо установлено, что Яо почти не
зависит от изменений температуры. Поскольку мы показали, что длина Ят пропорциональна электропроводности, очевидно, что Ят будет заметно изменяться с температурой Т и принимать
очень большие значения при низких температурах. В действи тельности ситуация является более сложной: при очень низких температурах, где Ят возрастает гораздо медленнее, чем ае, эта
пропорциональность нарушается. На это обстоятельство впер вые указал Холстейн [5]; позднее его очень подробно обсуждал Пиппард [6]. Эксперименты на свинце, проведенные при комнат ной температуре и температурах жидкого азота и жидкого ге лия, подтверждают это положение [7]. Если Ят(7') есть значение релаксационой длины волны при температуре Т, превышающей
дебаевскую температуру 0 D (которая для большинства метал лов составляет несколько сотен градусов Кельвина), то при 0К Х-с(О) = (57'/20с)Ят(Г). Таким образом, значение Ят при очень низких температурах не может более чем втрое превышать зна чение для комнатной температуры и очень редко превосходит 100 мкм.
Кратко обсудить ту часть диэлектрической проницаемости, которая обусловлена межзонными переходами е(Ь>(со), не совсем просто, поскольку она может обладать самой различной частот ной зависимостью и принимать самые разные значения. В види мой и ближней ультрафиолетовой областях она обычно порядка нескольких единиц. В дальней ультрафиолетовой области вели чины п и к довольно малы, и по этой причине большинство ме
таллов в этой спектральной области имеет низкую отражатель ную способность. Межзонные переходы возникают при некото рой минимальной частоте, которая является характеристикой электронной структуры металла. Для меди и золота эта мини мальная частота расположена в видимой области, для сере бра— в ближней ультрафиолетовой области, для большинства других металлов, за исключением щелочных, — в инфракрасной
области. В инфракрасной области внутризонные переходы го раздо важнее межзонных, и поэтому п и k принимают здесь
большие значения.
При рассмотрении монокристаллов нужно помнить, что ди электрическая проницаемость е должна быть тензорной вели чиной. Получить моиокристаллические пленки оказывается довольно трудно (по краней мере в случае металлов с некуби ческой симметрией), и потому свойства таких пленок будут об суждены лишь в общих чертах.
III. |
ФОРМУЛЫ д л я тонких ОДНОРОДНЫХ |
И |
ИЗОТРОПНЫХ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПЛЕНОК |
Ради полноты изложения ниже приводятся формулы для тонких металлических или поглощающих пленок. Они хорошо известны, и мы придадим им форму, удобную для составления программы для ЭВМ. Следует отметить, что против этих фор мул активно выступал Васичек, утверждая, что они не удовле творяют условию сохранения энергии. В своей книге «Оптика тонких пленок» [8] он приводит видоизмененные выражения для коэффициентов отражения, пропускания и т. д. По нашему мне нию, его точка зрения неверна, и большинство физиков сегодня пользуются выражениями, приведенными ниже. Однако, по скольку его «Оптика тонких пленок» пока что широко исполь зуется, такое предостережение представляется нам необходи мым. Для тех, кто интересуется трудностями, с которыми столкнулся Васичек, укажем статью Фрагштейна [9J, где можно также найти ссылки на литературу по этому вопросу.
1. ОПРЕДЕЛЕНИЯ и ОБОЗНАЧЕНИЯ
Мы будем иметь дело главным образом с отдельными пленхами. Их комплексный показатель преломления обозначим че
рез Я = ti — ik — e'!t, а показатель преломления |
подложки — |
|
через |
ns = n3 — iks. Среду, в которой распространяется падаю |
|
щая |
волна, будем характеризовать вещественным |
показателем |
преломления щ. Следует отметить, что явно вводить п0 необя
зательно, так как все наблюдаемые величины будут функциями отношений п1п0 и ns/n0. Удобно, однако, явно ввести п0 в фор
мулы, поскольку в этом случае они оказываются симметрич ными относительно показателей преломления.
При наклонном падении будем обозначать углы отражения в средах с показателями преломления п0, п и п„ соответственно
через ф0, ф и ф5. Эти углы связаны между собой законом пре ломления
Поsin фо= Я sin ф = ns sin <ps.
Если п и пг— комплексные величины, то углы фиф* также бу
дут комплексными, не имеющими простого и наглядного физи ческого смысла.
Часто встречается также безразмерная величина т] = 2ndjK, где d — толщина слоя.
Плоскую волну произвольной поляризации всегда можно представить как результат линейной суперпозиции двух плоскополяризованных волн, одна из которых поляризована в плоско сти падения (p-волна), а другая — в направлении, перпендику лярном к этой плоскости (s-волна), с сответствующим сдвигом фаз между ними. Поэтому достаточно привести результаты для s- и p-волн. При наклонном падении волна характеризуется адмиттансом, или эффективным показателем преломления.
Для плоской волны, электрический вектор которой перпен дикулярен плоскости падения, эффективный показатель прелом ления равен 7 = Я cos ф. Удобно ввести обозначение
Y — fi cos ф= р — iq,
где р и <7— решения следующей системы уравнений:
р2— q2 — п2— k2 — п\ sin2ф0| pq = nk.
Если электрическое поле падающей волны параллельно плоско сти падения (р-поляризация), эффективный показатель прелом ления равен 1 = ra/cos ф. Если положить Z = А — iB, то
А = Р I1+ Кsin2 Фо/(Р2 + ?2)]}>
В = q (1 — \п\ sin2Ф0/(р2+ <72)]}.
Величины, относящиеся |
к подложке, отмечаются индексом s, |
т. е. обозначаются через |
ps, qs, А3 и Bs. |
2. ФОРМУЛЫ
Следуя принятой терминологии, определим коэффициент от ражения R и коэффициент пропускания Т как долю энергии
падающей волны, переходящей соответственно в отраженную и проходящую волны. Эти коэффициенты представляют собой энергетические величины, но, будучи отношениями, не имеют размерности. Приведенные ниже выражения для коэффициента отражения соответствуют тонкой металлической пленке на по глощающей подложке (пв = п» — ikt,). Для пленок на нецогло-
щающей подложке As = 0. Полезно иметь формулы для ks ф- 0,
особенно в случае исследования пленок в дальней ультрафиоле товой области, где большинство материалов являются погло щающими.
Если подложка не поглощает света, можно ввести два коэф фициента отражения, обозначив их через R и R'. R есть коэф
фициент отражения света, падающего из первой среды («о), а R' — коэффициент отражения света, падающего со стороны под
ложки. Подобным образом можно ввести два коэффициента пропускания: Т и V . Можно показать, однако, что Т — Т'\ это
свойство является общим, справедливым как для стопы тонких пленок, так и для отдельной пленки. В случае наклонного падедения нужно иметь в виду, что если коэффициенту пропускания Т отвечает угол падения <ро, то коэффициенту пропускания Т
будет соответствовать угол падения <ps.
При интерпретации эллипсометрических измерений бывает полезно вычислить два угла ХР и А, определяемых следующим образом. Пусть падающий свет будет плоско поляризован под углом 45° к плоскости падения. Тогда t g ^ будет отношением проекций амплитуд отраженного или проходящего света соот ветственно на плоскость падения и перпендикулярную к ней плоскость, а А будет разностью фаз соответствующих колеба ний. Мы будем рассматривать только значения XF и А, получае мые для отражения. Эллипсометрические измерения в проходя щем свете почти никогда не проводятся, поскольку прохождение света через подложку обычно связано с появлением ложных эффектов.
Ниже приводятся выражения для R, соответствующие наи
более общему случаю — тонкой металлической пленке на по глощающей подложке, — и для Т, соответствующие случаю не
поглощающей подложки. Эти выражения даны для нормаль ного падения. В случае наклонного падения нужно заменить п либо на 7 (при s-поляризации), либо на S (при р-поляризации) всюду, кроме произведений пт\ и Аг), в которых п и А всегда за меняются на р и q. Чтобы получить формулу для R' в случае
непоглощающей |
подложки |
(As = |
0), достаточно |
поменять ме |
||
стами п0 и ns. |
|
|
|
|
|
|
п __ |
a&e2fel) + |
cde |
2fel) + |
2г cos nr\ 4 |
- 2s sin ят| |
|
|
bde2kri + |
ace~2kri + |
21cos ят) + |
2u sin nt] |
’ |
|
|
____________16я0Яд (n1+ ft2)____________ |
|
||||
|
bde2kr] -f- ace~ 2k11 + |
21cos ят) + |
2и sin ят) |
' |
d } = (« + «о)2 + |
* j = ( n ± t ls )2 + (A ± As ) \ |
] } = |
("о + ^ + kl) (« а + Ь2) — по(«о + к1) + 4n0k {kns - nks)> |
* J= |
2k (ns q: n0) (n2 + k2 ± n0ns) ± 2ks {kksn0 ± 4 (tt2 — n2—hJ2)}1). |
Напомним, что формула для Т относится к случаю ks = 0. Если
подложка не поглощает света, то при падении под углом
Брюстера, соответствующим |
подложке |
(т. е. под углом ф0в = |
= arctg tijno) , выполняется |
равенство |
Rv (фов) = Rp (фов) • Это |
равенство удобно использовать для проверки однородности пленки.
При вычислении величин Т и Д для составления программы для ЭВМ удобнее пользоваться комплексными величинами. Тогда
tg'FreM'
tg V A<
r z 0 - Z s + i |
((Z QZS/Z ) - |
Z) tg Yr\ |
^ |
|
|||
[ z 0+ |
Z s + i ((ZoZs/Z) + |
Z) tg Yr\ |
Л |
|
|||
x |
Yo + |
Y , |
+ t ( ( Y 0Y s ! Y ) |
+ Y) tg Yxi T/» |
|||
|
Y0 - |
Ys + / ((YoYs/Y) - Y) tg Yi\ J |
’ |
||||
f |
Y0 + |
Ys + n (Y o Y sIY) + |
Y) tgKti |
Ub CQS |
|||
l |
Z0 + |
Zs + |
i [(ZoZsIZ) + |
2] tg Yn |
J |
V0' |
|
|
|
|
3. |
ПРИМЕРЫ |
|
|
|
Для иллюстрации возможных экспериментальных ситуаций приведем несколько примеров. Конечно, имеет смысл не пы таться указать все возможные варианты, а лишь отметить не которые характерные особенности.
а. Нормальное падение. Рассмотрим сначала ситуацию, ко торая может возникнуть при нормальном падении. Возьмем два различных металла — один сильно отражающий, другой — уме ренно отражающий. Сильно отражающим металлом может слу жить алюминий при \ = 6500 А (« = 1 ,3 0 , k = 7,11 [10]) на
подложке из БЮг («3= 1,4565). На фиг. 1 показана зависимость R и R' от толщины d. Обе эти величины монотонно возрастают при увеличении d и достигают наибольшего значения при d «
') Здесь ^ J |» ц | представляют собой сокращенную форму записи
для обозначения того факта, что верхний символ (например, г) соответствует верхнему знаку (в данном случае минусу), а нижний символ (t) — нижнему знаку (в данном случае плюсу). Такая форма записи используется и для других соотношений в данном разделе, см., например, стр. 199 и 201. — Прим.
» 600 А. При d > 600 A R и R' постоянны и коэффициент отра
жения для таких пленок практически совпадает с коэффициен том отражения для массивного металла.
На фиг. 2 показана зависимость T(d). Как видно из гра фика, при d > 600 А Г « 0 , что согласуется с выводом, который мы сделали относительно R и Rr. Коэффициент пропускания Т
Фиг. |
1. |
Функции |
/? (d) и |
|||
R' (d) для сильно |
отражающей |
|||||
металлической |
пленки, |
нане |
||||
сенной |
на |
плавленый |
кварц |
|||
(Я = 6500 А, п = |
|
1,30, |
k = 7,11, |
|||
ns= 1.4565) |
[10]. |
|
|
|
||
Значения п |
и |
k |
соответствуют |
|||
оптическим постоянным алюминия. |
представляет монотонно убывающую функцию от d. Как ука |
|
зано выше, при d > 100 А Т зависит от d экспоненциально. За |
|
висимость коэффициента поглощения А = |
1 — R — Т от d пока |
зана на фиг. 3 (кривая 2). Заметим, что, хотя при увеличении d |
|
коэффициент отражения R возрастает, а коэффициент пропу |
|
скания Т убывает, функция A (d) имеет очень резкий максимум |
|
при d «40A . Кривая 1 на фиг. 3 соответствует тому же метал |
|
лу, но другой длине волны, а именно К= |
2200 А (п = 0,14, k = |
= 2,35, ns = 1,534). |
При |
таких оптических |
константах |
R (d= о о ) =0,9179, т. |
е. при |
Я = 2200А алюминий |
также яв |
ляется сильно отражающим металлом. Кривая 1 приведена для того, чтобы показать, что функция A (d) для сильно отражающих
металлов не обязательно имеет заметный максимум.
Теперь рассмотрим умеренно отражающий металл. Пара метры металла произвольно выберем следующими: ei= 2 , е2= 8
Фиг. 2. Функция Т (d) для того же металла, той же под ложки и той же длины волны, что и на фиг. 1.
Фиг . 3. |
Коэффициент |
по |
|||
глощения |
|
A \d) для |
пленки |
||
того |
же |
металла, что |
и |
на |
|
фиг. |
1. |
|
h = 2 2 00 А, |
я—0,14, |
|
Кривая |
I: |
6=2,35, ns= 1,534; кривая 2: 6=6500 А. п=1,30, 6=7,11, п5= 1 (4565.
Фиг. 4. R(d), R'(d), |
T(d), A(d) и A'(d) для умеренно отражающей пленки |
(Я = 5500 А, п = 2,26, k = 1,77, п, = 1.5). |
|
(п = 2,26, k = l , 77 ) . |
Вычисление проведем для Я=5500А, па= |
= 1,5. Результаты показаны на фиг. 4. Функция T(d), как и в
предыдущем случае, монотонно убывает. Единственное отличие состоит в том, что k теперь намного меньше (1,77 вместо 7,11), так что при такой же толщине значения Т заметно больше. Так, для пленки толщиной 1000 А Т «0,015. Функции R и R' теперь
имеют небольшие максимумы, и если бы величина k была еще меньше, то наблюдалось бы большое число экспоненциально затухающих осцилляций. Заметим, что при с?« 5 0 А коэффи циент R' достигает минимума, практически равного нулю. Это
обстоятельство |
обсуждается |
в разд. IV, 1,а, 1), |
где показано, |
||
что нулевой |
минимум R' |
получается |
для |
толщины |
d « |
~ (ца—п0)%12п&г (в нашем |
примере это |
соответствует |
55А), |
Фиг. 5. R(d) для |
умеренно отражающей пленки, нанесенной на сильно от |
ражающий металл |
(А, = 5500 А, п = 2,26, k = 1,77, п, = 0,85, k, = 6). |
При d=100 А коэффициент отражения ^=0,3464.
Знание того факта, что в определенных условиях R' = 0, может оказаться полезным. Функции А и А' монотонно возрастают, но
имеют по две точки перегиба, первые из которых напоминают максимум на фиг. 3 (кривая /), а вторые обусловлены осцил ляциями функций R и R'.
Во всех приведенных здесь примерах при па > п0 и заданной толщине пленки R' всегда оказывается меньше R. Действитель но, можно показать, что для вещественного па
п __п / _ 8 (ns — п0) [п (п2 + ft2 — n0ns) sh 2kr\ + |
k (n2 + fe2 + n0ns) sin 2w\] |
bde2kT[ + ace~ 2411 + 2/ cos |
2nr\ + 2u sin 2/tt) |
Как будет показано в разд. IV, 1, а, I), в случае очень тонких пленок А'/А — па/п0, что невозможно при R' > R.
Наконец, на фиг. 5 представлена функция R(d) для уме
ренно отражающего металла, нанесенного на сильно отражаю
щий металл |
(ns = 0,85, k s = 6), при той же длине волны, что и |
|
раньше (А = |
5500A). R убывает от высокого |
значения, соот |
ветствующего d — 0 (алюминиевое зеркало), до |
низкого значе |
ния, характеризующего материал тонкой пленки.
б. Наклонное падение. 1) Фотометрические величины. Рас
смотрим те же пленки, что и в предыдущем разделе. Возьмем пленку алюминия толщиной 120 А и вычислим Ra<Rp, Та и ТР