磁控溅射制备In_2O_3_SnO_2薄膜与分析-solarbe文库

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第 15 卷第 8 期Vol. 15 No. 8中国有色金属学报The Chinese Journal of Nonferrous Metals2005 年 8 月Aug. 2005文章编号 1004 0609 2005 08 1214 05磁控溅射制备 In 2O32SnO2 薄膜与分析 ①李世涛 , 乔学亮 , 陈建国华中科技大学模具技术国家重点实验室 , 武汉 430074摘要选择 In 2O 3 与 SnO2 质量比 1 ∶ 1 的靶材为溅射源 , 采用磁控溅射法沉积了 ITO 薄膜 , 讨论了溅射氩气压强、氧流量、基体温度对薄膜透射率和方阻的影响 , 深入分析了其机理。研究结果表明溅射时采用低 Ar 压强更有利于降低 ITO 薄膜的电阻率 , 并确定最佳氩气压强为 0. 2 Pa , 厚度为 120 nm 的 ITO 薄膜在可见光区的透过率可达到 90 ; 氧流量能明显改变薄膜的性能 , 随着氧流量从 0 增加 10 L/ min 标准状态下 , 下同 , 载流子浓度 N 则由 3. 2 1020 降低到 1. 2 10 19 / cm3 , N 值的变化与 ITO 薄膜光学禁带宽度 Eg 的变化密切相关。振子模型与实验结果吻合 , 并确定了 ITO 薄膜的等离子波长 λ p 1 510 nm 。薄膜随方阻减小表现出明显的 “ B2M ” 效应。通过线性外推 , 建立了直接跃迁的 α E 2 模型 , 并确定了薄膜的 Eg 值 3. 5～ 3. 86 eV 。关键词 ITO 薄膜 ; 磁控溅射 ; 氧流量 ;“ B2M ” 效应中图分类号 TN 304. 0255 ; O 484. 4 文献标识码 APreparation and analysis of In 2 O32SnO2thin f ilms deposited by magnetic sputteringL I Shi2tao , Q IAO Xue2liang , C H EN Jian2guoState Key Laboratory of Die and Mould Technology ,Huazhong U niversity of Science and Technology , Wuhan 430074 , ChinaAbstract The ITO thin films were prepared by radio frequency magnetic sputtering using a ceramic target withmass ratio of In2 O 3 to SnO2 1 ∶ 1. The experiment parameters such as Ar gas pressure p Ar , oxygen flow rate f O2 and substrate temperature ts all have important influence on the transmittance and square resistivity ofthe thin films. The semiconductor mechanisms of ITO films were studied. The results show that lower p Ar canreduce Rs , the optimal p Ar of about 0. 2 Pa was determined. The transmittance of 120 nm thick ITO thin films invisible light range is about 90 . The ITO properties can be changed obviously by f O2 , the carrier concentration de2crease from 3. 2 1020 to 1. 2 1019 / cm3 when f O2 increases from 0 to 10 L/ min standard state , which is related to op2tical forbidden band Eg. And the oscillator model is accorded with the experimental results , the plasma wavelength of ITOfilms is up to 1 510 nm. The thin films shows obvious“ Burstin 2Moss” effect due to a decreasein Rs. The direct transitionmodel of α E 2 versus photon energy Eg was established and a band gap energy Eg was obtained by linear extrapolation.Key words ITO thin films ; magnetic sputtering ; oxygen flow rate ;“ Burstin 2Moss ” effectITO 膜的禁带宽度为 3. 75～ 4. 0 eV [ 1 3 ] , 是一种在可见光区 λ 400～ 780 nm 透光性较好的材料 , 人们发现 ITO 膜存在 “蓝移” 现象 , 一般随着掺杂比增大 , 光吸收边界的 “ B2M ” 现象 [ 4 ] 越明显 , 表现了紫外吸收、可见高透过、红外高反射的性质 ,其反射主要是由于薄膜中的载流子引起的 , 而吸收是自由电子引起的。 ITO 薄膜中的载流子主要有两种机制 [ 5 , 6] 一种是来自薄膜中的氧空位 , 另一种① 基金项目华中科技大学优秀博士生论文基金资助项目 2004 39 ;国防预研跨行业基金资助项目 51410020401J W0504收稿日期 2005 01 27 ; 修订日期 2005 05 05作者简介李世涛 1978 , 男 , 博士研究生 .通讯作者乔学亮 , 教授 ; 电话 027 87541540 ; E2mail xlqiao public. wh. hb. cn是来自薄膜中 Sn4 对 In3 的替代从而产生了一个电子的贡献。将宽禁带的 In2 O3 通过掺锡和形成氧空位转变为高简并 ITO 薄膜具有广泛的应用 [ 7 , 8 ] ,例如作为透明电极、热反镜、智能窗等。通常认为In 与 Sn 质量比为 9 ∶ 1 的 ITO 薄膜综合性能最好 ,但是有些研究者 [ 9 ] 报道了含 SnO2 45 质量分数的薄膜 , 并表现出良好的光电性能。本文作者选择 In2 O3 、 SnO2 质量比为 1 ∶ 1 的靶材进行溅射在其他论文中本文作者将详细报道氧流量对 ITO薄膜的影响及靶材和薄膜成分的一致性 , 探讨了制备工艺对薄膜光学性能的影响。1 实验本实验采用平面溅射方式 , 所用设备为国产J PG2450 磁控溅射仪。基片与圆形靶表面平行 , 靶基距为 65 mm , 功率为 50 W , 负偏压为 - 120 V ,基片温度为室温～ 300 ℃ , 氩气压强为 0. 2 Pa。用纯度为 99. 99 的氧化粉末 In2 O3 、 SnO2 按照质量比为 1 ∶ 1 的比例进行充分混合 , 在 900 ℃ 高温下热压烧结 HIP 成 d 86 mm 8 mm 的靶材 , 压力为150～ 190 M Pa , 靶材相对密度为 97. 49 绝对密度为 7. 02 kg/ cm3 。基片为普通钠钙硅酸盐玻璃、石英片 24 mm 45 mm 1. 7 mm 和单面抛光的单晶硅片 , 基体在镀膜之前超声波清洗干净。用椭偏仪测量薄膜的复折射率以单晶 Si 为衬底椭偏仪的测量结果是通过改变入射光的波长和角度得到数据 , 再用计算机和数据处理软件来计算。薄膜厚度用 α 2Step 台阶仪精度为 0. 5 nm 测量。薄膜方阻用标准四探针系统测试 , 透光率用 UV 22550 型紫外分光光度计 Shimadzu , 日本测试。2 结果与分析2. 1 溅射气体对薄膜性能的影响Ar 压强与薄膜沉积速率 Q 的关系可表示为 [ 10 ]Q CI S 1式中 Q 为从靶材上溅射出来的物质在单位时间内沉积到基片上的薄膜厚度 ; C 为与溅射装置有关的特征常数 ; I 为离子流 ; S 为溅射率。式 1 表明 ,对于一定的溅射装置 C 值一定 , 提高沉积速率的有效方法就是提高离子电流 I 。但是在不增大溅射电压的条件下 , 增大 I 就必须提高气体压强 p Ar , 但是当气体压强增大到一定值时 , 溅射率开始明显下降从而使沉积速率减小 , Q 与 pAr 关系如图 1 所示。研究发现 , p Ar 增大使薄膜电阻率也增大 , 这是因为溅射出来的靶材粒子被Ar 散射的几率增大而没有足够的能量在基体上结晶、迁移 , 所以薄膜缺陷和晶界增加 , 晶界对电子散射较强使得薄膜的电阻率增加。通过对所制备薄膜的载流子浓度 N 和霍尔迁移率 μ 的测量 , 发现随着溅射压强的增加 , N 由 1. 2 1020 减少到 8 1019 / cm3 ,μ 由 10 减小到 6 cm/ V s , 这一结论与文献 [ 3 ]的结论一致。为了保证溅射薄膜的质量和提高薄膜沉积速率 , 应当尽量降低工作气体压强和提高溅射率 , 故选择 p Ar 0. 2 Pa。图 1 p Ar 对溅射速率和电阻率的影响Fig. 1 Effect s of p Ar on deposition ratioand resistivity of ITO films图 2 所示为薄膜的折射率 n 和消光系数 κ 与氧流量的关系 , 图 2 中样品的厚度均由沉积速率和时间控制在 60 nm 。折射率在氧流量 f O2 2 L/ min时最低 , 约为 2. 005 , 然后即逐渐上升 ,f O2 为 6 L/ min 时折射率最大 n 2. 082 。 ITO薄膜的消光系数在可见光范围内很小 , k 0. 1 , 随着 f O2 的增加其值逐渐减小。载流子浓度测试表明载流子浓度随着 f O2 增加而由 3. 2 1020 降低到 1. 2 1019 / cm3 , 因为 f O2 改变了薄膜中氧空位的浓度和薄膜成分。根据文献 [ 11 , 12 ] 提出的离散模型和 Drude 模型 , 可以表示自由载流子与光学常数的关系 , 但是对于 ITO 薄膜而言 , 其等离子频率 ω p 小于可见光频率 , 因此只能作为定性的分析和初步近似。因此本实验文献 [ 12 ]的模型并对其进行修正后 , 根据固体物理的基本理论提出了振子模型 Oscillator model , 可以表示为ε ω ε 1 iε 2 n i k 25121第 15 卷第 8 期李世涛 , 等磁控溅射制备 In 2O 32SnO2 薄膜与分析图 2 复折射率与氧流量的关系Fig. 2 Effect s of oxygen flow rate onrefractive indexes of ITO filmsα ε ∞ - ε2pε 2 iω /τ s0ω 20 - ω 2 - iγ ω 2式中 ε ∞ 为高频时的介电常数 ; ω p 为等离子体的共振频率 ;τ 为豫驰时间 ; s0 为振子的强度 ; ω 0 为振子的共振频率 ; γ 为振子的阻尼系数 ; α 为修正系数约 1. 2～ 13 。由式 2 可以看出 , 载流子浓度的改变引起 ω p 的变化而导致薄膜 n 和 κ 值的改变。在 0. 2 Pa 溅射氩气压强、 50 WRF 溅射功率、 2L/ min 的氧流量下 , 沉积了 120 nm 的 ITO 薄膜 ,利用分光光度计测试其透射率和反射率 , 如图 3 中点划线所示 , 由 A 点得到 λ p 1 510 nm 透射率和反射率曲线的交点就是 λ p 。常数 ε ∞ 、 τ 、 s0 、 ω 0 、 γ见文献 [ 3 ] , 用式 2 计算得到的透射率和反射率曲线如图 3中虚线所示 , 由 B 点得到 λ p 1 570 nm 。图 3 120 nm 厚的 ITO 薄膜的透射率和反射率曲线Fig. 3 Transmittance T and reflectance R of120 nm t hick ITO film depositedon glass substrate由此可见 , 振子模型计算的结果与实验结果十分接近 , 透射率和反射率曲线形状相似 , 计算得到的曲线略高于实际测试的曲线。所以式 2 很好地拟合了 ITO 薄膜的透射率和反射率曲线。2. 2 薄膜方阻与基体温度和透射率的关系图 4 所示为薄膜的方阻、基体温度与透射率的关系 , 薄膜厚度为 240 nm。可以看出 , 提高基体温度可以提高薄膜的透射率 , 降低其方阻 , 这是由于基体温度升高 , 更满足薄膜生长的热力学条件而结晶充分 , 缺陷减少。随着薄膜方阻的减小 , 一方面薄膜的透射率减小 ; 另一方面薄膜的吸收界限随着方阻的减小开始向 UV 区域移动 , 即薄膜发生了蓝移现象 , 这主要是由于 “ Burstin 2Moss effect ” 简称“ B2M ” 效应 [ 4 ] 引起的。由 “ B2M” 效应引起的宽化能带可以表示为Δ EBMg h22 1m3v 1m 3c 3π2 Ne 2 / 3 3式中 m3v 、 m 3c 、 Ne 分别为价带中空穴有效质量、导带中电子的有效质量和电子浓度。 ITO 薄膜在可见光区的吸收是由薄膜中的载流子浓度引起的 , 所以薄膜方阻减小必然引起光吸收的增强。式 3 表明薄膜中的载流子浓度增大将导致薄膜禁带的宽化。图 4 基体温度与透过率和方阻的关系Fig. 4 Dependence of transmission andsquare resistance on subst rate temperat ure2. 3 ITO 薄膜能带研究改变 f O2 6 、 8、 10 L/ min , 在熔融石英玻璃上沉积了 ITO 薄膜。首先测试薄膜的吸收系数α , 结果如图 5 所示 , 并作出 α E 2 与吸收系数 α 的关系图 E 为入射光子能量 , 然后进行线性外推 , 图中横坐标的截距就是禁带宽度 Eg 的值 , 如6121 中国有色金属学报 2005 年 8 月图 6 所示。间接跃迁 α E 2/ 3 外推得禁带宽度 Ei 2. 99～ 3. 47 eV , 用直接跃迁 α E 2 模型对其进行线性外推得出 Ed 3. 5～ 3. 86 eV 。在图 5 可以看到 ,随着氧流量的增加 , 薄膜的 Eg 减小 , 吸收边向长波方向偏移。为了说明上述实验结果 , 根据文献[12 14 ] , 假设了用图 7 所示的能带图来解释。根据这种假设 , 按照能带理论 , 铟锡氧化物费米球中心是偏离动量空间的 , 所以就存在以下两种跃迁的机制 1 电子为直接跃迁时 , 直接光学禁带 Ed Eg - 4k T m 3n / m3r h2 2m 3r - 1 3π 2 n 2/ 3 , 吸收系数表示为 α A E - Ed 1/ 2 。2 电子为间接跃迁时 , 间接光学禁带 Ei ε m - ε v2 Eg - Δ - 4 k T h22 2mn - 1 3π 2 n 2/ 3 , 吸收系数表示为图 5 ITO 薄膜光吸收系数 α 与入射光波长的关系Fig. 5 Relations between optical absorptio ncoefficient α and wavelengt h图 6 α E 2 与光子能量 E 的关系Fig. 6 Relations between α E 2and p hoton energyα B E - Ei Ep 2exp Ep / k T - 1 E - Ei - Ep 21 - exp - Ep / k T 4式中 m3r m3n m 3p / m 3n m 3p , Δ 0. 45 eV ,m3n / m 0. 85 m3p / m 0. 78。 E 为光子能量 , Ep 为光子的发射能量 20～ 50 meV [ 13 ] , m3n 、 m 3p 分别为电子和空穴的有效质量。计算结果表明两种跃迁机制不是在同一能带发生的 , 而是两个不同的能带发生跃迁的 , 如图 7 中1 ITO 的本征能级和 2 ITO 掺杂后的能级两个位置。直接跃迁拟合的能带与实验结果更吻合 , 故制备的 ITO 薄膜是直接跃迁模型 , 这和 Bashar [ 14 ]得出的结果一致 , 而陈猛 [ 15 ] 认为 2/ 3 次方更符合线性拟合结果。由于 ITO 薄膜中复杂的原胞结构和复杂的掺杂机制氧空位和 Sn4 对 In3 的替换导致对薄膜的基本性质导电机制、能带结构等的认识还存在很大的差异 , 所以不同的研究者得出了不同的拟合结果。改变氧流量 , 采用同样的方法和线性外推 , 结果发现 , 氧流量增大 , Eg 值减小 , 这主要是由薄膜中氧空位减少引起的 [ 4 , 16 , 17] 。光学禁带宽度和薄膜的载流子浓度有关 , 这主要是因为“ Burstain 2Moss” 效应。式 3 表明薄膜中的载流子浓度增大将导致薄膜禁带的宽化。图 7 ITO 薄膜的能带结构图Fig. 7 Diagram of proposed energy band3 结论溅射氩气压强对薄膜的沉积速率和电阻率有明显地影响 , 本实验获得的最佳值为 0. 2 Pa。氧流量的变化引起薄膜中氧空位和成分的变化 , 从而导致7121第 15 卷第 8 期李世涛 , 等磁控溅射制备 In 2O 32SnO2 薄膜与分析薄膜中载流子浓度和折射率的变化 , 振子模型从理论上解释了 ITO 薄膜折射率与其等离子体共振频率的关系 , 且与实验结论一致。薄膜基体温度升高 , 薄膜的方阻降低 , 并表现出明显的 “ Burstain 2Mo ss” 效应。通过研究薄膜的光学能带 , 发现随着薄膜的氧流量增加 , 薄膜的光学跃迁能带变窄 , 通过线性拟合发现 ITO 薄膜是直接跃迁。所制备的ITO 薄膜透过率为 90 , 方阻为 13. 1Ω / □ , Eg 3. 5～ 3. 86 eV 。REFERENCES[ 1 ] Tahar B H R , Ban T , Ohya Y , et al. 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