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Mo/Si原子高能量沉积中反射和再溅射的研究.pdf

发布时间：2022-05-30 发布人：admin 分类：说明书 资料大小：4.32M 资料格式：pdf 举报 版权申诉
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    第４０卷　第１１期 Vol．４０,No．１１ June,２０２０ 光　学　学　报 ActaOpticaSinica ２０２０年６月 Mo/Si原子高能量沉积中反射和再溅射的研究 孙诗壮１,２,金春水１∗,喻波１∗∗,郭涛１,姚舜１,李春１,邓文渊１ １中国科学院长春光学精密机械与物理研究所,吉林 长春１３００３３; ２中国科学院大学,北京１０００４９ 摘要　使用分子动力学方法计算了 Mo、Si原子发生反射和 再 溅 射 的 概 率,以 及 原 子 的 反 射、再 溅 射 角 度 和 能 量 分 布.考虑了四种碰撞:Mo原子与 Mo基底碰撞、Mo原子与Si基底碰撞、Si原子与Si基底碰撞、Si原 子 与 Mo基 底 碰撞.模拟发现,当沉积原子传递给 基 底 的 能 量 降 低 时,发 生 反 射 的 概 率 增 加,但 是 发 生 再 溅 射 的 概 率 降 低. 此 外,入射角度对反射概率、再溅射概率的影响与沉积 原 子 和 基 底 原 子 的 种 类 有 关;然 而,入 射 能 量 越 高 越 容 易 发 生 反射、再溅射.最后,进行了磁控溅射实验,在具有不同倾 斜 角 度 的 基 底 上 制 备 了 Mo/Si多 层 膜 样 片,实 验 结 论 验 证了仿真结果.研究结果可以用于模拟磁控溅射镀膜过程,优化镀膜工艺. 关键词　原子与分子物理学;分子动力学;反射;再溅射;Mo/Si原子;角度分布;能量分布 中图分类号　O５６２．５　　　文献标志码　A　　 doi:１０．３７８８/AOS２０２０４０．１１０２００１ ReflectionandResputteringofMo SiAtomsDuring HighＧEnergyDeposition SunShizhuang１ ２ JinChunshui１∗ YuBo１∗∗ GuoTao１ YaoShun１ LiChun１ DengWenyuan１ １ChangchunInstituteofOptics FineMechanicsandPhysics ChineseAcademyofSciences Changchun Jilin１３００３３ China ２UniversityofChineseAcademyofSciences Beijing１０００４９ China Abstract　 With moleculardynamicssimulations wecalculatetheprobabilityaswellastheangleandenergy distributionswhenthereflectionandresputteringofMo Siatomsoccur敭Fourtypesofcollisionsareconsidered MoＧonＧMo MoＧonＧSi SiＧonＧMo andSiＧonＧSi敭Wefindthatthelowertheamountofenergytransferredtothe substrateis themorelikelyitisforreflectiontooccur butthelesslikelyforresputtering敭Moreover theeffectof incidentangleonthereflectionandresputteringprobabilitiesisrelatedtothetypesofsputteredatomsandsubstrate atoms敭However thehighertheincidentenergyis thehigherthereflectionandresputteringprobabilitiesare敭 Finally bythemagnetronsputteringexperiment wefabricatetheMo Somultilayersamplesonsubstrateswith differentinclinationangles andtheexperimentalresultverifiesthesimulationresult敭Thisstudyshouldbehelpful insimulationofmagnetronsputteringdepositionandtheoptimizationofdepositionprocess敭 Keywords　atomicand molecularphysics moleculardynamics reflection resputtering Mo Siatoms angle distribution energydistribution OCIScodes　０２０敭２０７０ ３４０敭７４８０ １　引　　言 Mo/Si多层膜的制备是极紫外光刻系统中的重 要技术之一.在极紫外光刻反射元件表面上制作的 Mo/Si多层膜能够显著提高极紫外光的反射率[１Ｇ４]. Mo/Si多层膜结 构 是 Mo、Si原 子 交 替 沉 积 的 周 期 　　收稿日期:２０１９Ｇ１２Ｇ０３;修回日期:２０２０Ｇ０２Ｇ２３;录用日期:２０２０Ｇ０２Ｇ２７ 　∗EＧmail:jincs＠sklao．ac．cn;∗∗EＧmail:yubodisan＠１２６．com 基金项目:国家自然科学基金(６１６０５２０１,２１６０３２１１) 性结构.当膜的周 期 厚 度 满 足 布 拉 格 衍 射 条 件 时, 每一层膜界面上的 反 射 光 会 相 干 叠 加,膜 的 反 射 率 得到提高.反射率受膜的周期厚度、膜的质量、表面 粗糙度等参 数 的 影 响. 这 些 参 数 与 Mo/Si多 层 膜 的制作工艺相关[５Ｇ６].因此提升 Mo/Si多层膜的 制 作工艺对极紫外光刻输出功率的提升至关重要. １１０２００１Ｇ１
    光　　　学　　　学　　　报 特卡罗和 分 子 动 力 学 方 法 可 以 实 现 原 子 沉 积 的 仿 Mo/Si多 层 膜 的 制 作 工 艺 已 经 得 到 广 泛 研 究[７Ｇ１０].Barbee[７]设 计 了 一 种 Mo/Si多 层 膜 结 构 衍射光栅,可以有效地衍 射 X 射 线 波 段 的 紫 外 光, 光栅的衍 射 效 率 高 达３３％.Feigl等[８]制 作 了 膜 厚度在横 向 和 纵 向 呈 梯 度 变 化 的 多 层 膜 结 构,该 结构对极紫 外 光 的 反 射 率 接 近 了７０％,非 常 接 近 理论反射率(７５％). 此 外,Yu 等[９Ｇ１０]提 出 了 一 种 在非球面 反 射 镜 上 膜 厚 度 呈 横 向、纵 向 梯 度 变 化 的 Mo/Si多 层 膜 结 构,该 结 构 对 极 紫 外 光 的 最 大 反射率达到６９％. 为了进一步提升 Mo/Si多层膜镀膜工艺,需要 深度研究 Mo/Si原 子 的 沉 积 过 程. 依 据 动 力 学 蒙 真.Yang 等[１１]使用动力学蒙特卡罗方法模拟了镍 薄膜的生长过程.Schneider等[１２]使 用 分 子 动 力 学 方法成功地模拟了 高 能 量 原 子 入 射 的 过 程,并 依 据 该方法实现了薄膜密度的提升. 真.然而在 Mo/Si多层膜沉积的过程,部分粒子的 入射能量大于１０eV,这会使 Mo、Si原子发生反射、 再溅射等物理过程,这 些 物 理 过 程 会 直 接 影 响 膜 的 质量[１３].因此,研究沉积原子的高能量沉积过程至 关重要.本文使用LAMMPS 软 件[１４],依 据 分 子 动 力学方法计算了 Mo、Si原子发生反射、再溅射的概 率,以及反射、再溅射原子的角度和能量分布.针对 Mo/Si多层膜 镀 膜 过 程 分 析 了 四 种 碰 撞:Mo 原 子 与 Mo基底碰撞(MoＧonＧMo)、Mo原子与Si基底碰 撞(MoＧonＧSi)、Si原子与 Mo基底碰撞(SiＧonＧMo)、 Si原子与Si基底碰撞(SiＧonＧSi). 为了进一步验证仿真结果,本文开展了磁控溅 射实验,在 多 个 具 有 不 同 倾 斜 角 度 的 基 底 上 沉 积 Mo/Si多层膜 样 片.使 用 投 射 电 子 显 微 镜(TEM) 测量了多层膜的截 面 结 构,测 量 得 到 的 多 层 膜 结 构 验证了理论仿真结论. 动 力 学 蒙 特 卡 罗 方 法 适 用 于 热 扩 散 过 程 的 仿 ２　原子反射 当原子入射到基底表面时,会与基底发生碰撞 并脱离基底 的 束 缚,这 种 物 理 过 程 称 为 反 射[１３],建 立图１ 所 示 的xyz坐 标 系,其 中θ为 入 射 角 度;θ１ 为原子的反射 角 度;θ２ 为 原 子 反 射 时 的 方 位 角;dT 定的原子层厚度;d０ 为在分子动力学模拟过程中设 定的固定原子层的厚度. 为在分子动力学模拟过程中为了控制基底温度而设 图１ 反射过程(入射粒子从基底反射) arereflectedfromsubstrate Fig敭１ Reflectionprocess sputteringparticles Mo、Si原子有着不同的原子晶格结构以及相对 原子质量:Mo为体心立方结构(BCC);Si为金刚石 结构 晶 格;Mo、Si 原 子 的 相 对 原 子 质 量 分 别 为 ９５．９４、２８．０８６. 因 此 它 们 的 碰 撞 现 象 有 很 大 的 区 别.由于原子的种 类 和 特 性,以 及 基 底 的 晶 格 结 构 和入射面是已知的,因 此 本 节 主 要 研 究 沉 积 原 子 的 入射角度与能量对原子反射的影响. ２．１　反射概率分布 图２ 为反射概率与入射角度之间的关系,其中 E０ 为入射能量,Y 为 反 射 概 率,E 为 原 子 的 反 射 能 量.可以得到以下结论. １)对于 MoＧonＧMo,当入射角度小 于４０°时,几 乎 不 会 发 生 反 射.然 而 当 入 射 角 度 大 于４０°且 小 于 图２ 反射概率随入射角的变化.(a)MoＧonＧMo;(b)SiＧonＧSi;(c)SiＧonＧMo Fig敭２ Reflectionprobabilityversusincidentangle敭 a MoＧonＧMo b SiＧonＧSi c SiＧonＧMo １１０２００１Ｇ２
    光　　　学　　　学　　　报 ７０°时,反射概率随着入射角度的增加而增加.其原 因是:当入射角度增加时,垂直于基底方向的动量减 小,原子进入到基底的深度减小,传递给基底的能量 减少;另一方面,平 行 于 基 底 方 向 的 动 量 增 加,原 子 更容易发 生 反 射. 当 入 射 角 度 大 于７０°时,反 射 概 率开始下降.这是因为此时原子垂直于基底方向的 动量太小,很难脱离基底的束缚. ２)与 MoＧonＧMo 相 比,SiＧonＧSi时 反 射 概 率 大 幅度减小.这是因为Si原子晶格的占空比小于 Mo 原子,入射的Si原 子 更 容 易 进 入 到 基 底 的 内 部,从 而损失大 量 的 动 能.Si原 子 的 反 射 概 率 随 着 入 射 角的增加而增加.这 是 因 为 随 着 入 射 角 增 加,垂 直 于基底方向 的 动 量 减 小,Si原 子 动 能 的 损 耗 减 少, 更容易脱离基底. ３)当SiＧonＧMo 时,反 射 概 率 几 乎 不 随 入 射 角 的变化而变 化,并 且 反 射 概 率 一 直 保 持 约 为７５％. 这是因为Si的 相 对 原 子 质 量 远 小 于 Mo 的 相 对 原 子质量,Si原子损失很少的动 能.因 此 在 这 种 情 况 下,非常容易发生反射. ４)当 MoＧonＧSi时,几 乎 没 有 观 察 到 反 射. 这 是因为 Mo 原 子 的 相 对 原 子 质 量 远 大 于 Si原 子, Mo原子将大量的 动 能 都 传 递 给Si基 底,因 此 在 这 种情况下几乎不发生反射. 图３为反射概率与入射能量之间的关系.可以 看到:在所有碰撞中,反射概率都会随着入射能量的 增加 而 增 加.然 而,当SiＧonＧMo时,反 射 概 率 分 布 有一个峰值,反射概率先增大,然后在１８eV 入射能 量处开始减 小,最 后 又 在２５eV 入 射 能 量 处 增 加. 这是因为此时入射的Si原子能量损耗较少,发生了 二次反射. 图３ 反射概率随入射能量的变化.(a)MoＧonＧMo;(b)SiＧonＧSi;(c)SiＧonＧMo Fig敭３ Reflectionprobabilityversusincidentenergy敭 a MoＧonＧMo b SiＧonＧSi c SiＧonＧMo Yrf_Mo_Mo(E０) é êê ë ２ ù û ö ÷ ø a３ θ－a２ æ ç è 　　根据模拟计算得到的特定入射角度和能量下的 反射概率,可以进一 步 推 导 出 任 意 入 射 角 度 和 入 射 能量下 的 反 射 概 率 的 计 算 公 式. 以 MoＧonＧMo 为 例,从图２(a)拟 合 得 到,随 角 度 变 化 的 Mo 原 子 反 射概率Yrf_Mo_Mo(θ)的计算公式为 Yrf_Mo_Mo(θ)＝a１ ×exp －１ ２ úú ,(１) 式中:a１,a２,a３ 为拟 合 常 数,a１＝０．５１,a２＝７０．１１, a３＝９．３０. 从图３(a)拟合得到,随能量变化的 Mo原 子 反 射概率Yrf_Mo_Mo(E０)的计算公式为 Yrf_Mo_Mo(E０)＝ max０,１－exp － E０ －a４ a５ } , (２) 式中:a４,a５,a６ 为拟合常数,a４＝１３．８４,a５＝４７．８０, a６＝２．５１. Mo原子的 反 射 概 率Yrf_Mo_Mo(E０,θ)可 以 近 似 a６ ö ÷ ø ù úú û Yrf_Mo_Mo(θ) Yrf_Mo_Mo(E０,θ)＝ Yrf_Mo_Mo(E０ ＝５０eV,θ＝７５°),(３) 式中:Yrf_Mo_Mo(E０＝５０eV,θ＝７５°)为在５０eV 入射 能量 和７５°入 射 角 度 条 件 下 Mo 原 子 的 反 射 概 率. 根据模拟计算的 结 果 可 知,Yrf_Mo_Mo(E０＝５０eV)＝ Yrf_Mo_Mo(θ＝７５°),其中rf_Mo_MoY(E０＝５０eV)为 入射能量为５０eV 时随入射角度变化的 Mo原子反 射概率,rf_Mo_MoY(θ＝７５°)为 入 射 角 度 为７５°时 随入射能量变化的 Mo原子反射概率.因此可以利 用(３)式计算任意入射角度和能量下的反射概率. ２．２　反射角分布 图４和图５分别为反射角的分布随入射角和入 射能量的变 化,其 中θ１ 为 反 射 角,E′０为 反 射 能 量, ρ(θ１)为归一化的原子反射角分布,ρ(E０)为 归 一 化 的反射原子能量分布.可以看到:在所有情况下,大 部分原子的反射角 比 入 射 角 大,这 说 明 在 反 射 过 程 中 发生了散射.反射角分布的峰值随着入射角的变 { é êê ë æ ç è 地表示为 １１０２００１Ｇ３
    光　　　学　　　学　　　报 化而变化,但不随入射能量的变化而变化. ２．３　反射原子能量分布 图６和图７分别为不同入射角度和不同入射能 量下的反射原子 的 能 量 分 布.可 以 看 出:反 射 能 量 分布的峰值随 入 射 角 的 增 加 而 增 加(图６),并 且 入 射能量分布与反射能量 分 布 的 峰 位 之 差(即 能 量 损 失)减小.能量损失减少的原因是,随着入射角的增 加,入射原子在垂直方向上的动量减小,入射原子穿 透基底的深度减小,传递到基底的能量减少.此外, 能量分 布 的 峰 位 随 着 入 射 能 量 的 增 加 而 增 加(图 ７),并且随 着 入 射 能 量 的 增 加,能 量 损 失 几 乎 保 持 不变. 图４ 不同入射角度下的反射角分布.(a)MoＧonＧMo;(b)SiＧonＧSi;(c)SiＧonＧMo Fig敭４ Reflectionangledistributionsunderdifferentincidentangles敭 a MoＧonＧMo b SiＧonＧSi c SiＧonＧMo 图５ 不同入射能量下的反射角度分布.(a)MoＧonＧMo;(b)SiＧonＧSi;(c)SiＧonＧMo Fig敭５ Reflectionangledistributionsunderdifferentincidentenergies敭 a MoＧonＧMo b SiＧonＧSi c SiＧonＧMo 图６ 不同入射角度下的反射能量分布.(a)MoＧonＧMo;(b)SiＧonＧSi;(c)SiＧonＧMo Fig敭６ Reflectionenergydistributionsunderdifferentincidentangles敭 a MoＧonＧMo b SiＧonＧSi c SiＧonＧMo 图７ 不同入射能量下的反射能量分布.(a)MoＧonＧMo;(b)SiＧonＧSi;(c)SiＧonＧMo Fig敭７ Reflectionenergydistributionsunderdifferentincidentenergies敭 a MoＧonＧMo b SiＧonＧSi c SiＧonＧMo １１０２００１Ｇ４
    光　　　学　　　学　　　报 ３　原子再溅射 当入射原子与基底发生碰撞,被碰撞的基底原 子脱离基底束 缚 溅 射 出 去(图８),这 种 物 理 过 程 被 称为再溅射[１３],其中θ４ 为原子的再溅射角度,θ５ 为 原子再溅射时的方位角.本文研究了沉积原子的入 射角度与能量对原子再溅射的影响. 图８ 再溅射过程 Fig敭８ Resputteringprocess ３．１　再溅射概率分布 图９和图１０分别为再溅射概率与入射角、入射能 量的关系,其中Y′为再溅射概率.可以得到如下结论. １)仅在 MoＧonＧMo以及 MoＧonＧSi这两种情况 才发生再溅射.对于SiＧonＧMo,由于Si的相对原子 质量比 Mo的相 对 原 子 质 量 小 得 多,并 且 碰 撞 是 弹 性碰撞,因此几乎没有能量转移到基底,因此很难发 生再溅射.对于SiＧonＧSi,晶 格 占 空 比 小.因 此,沉 积的原子可以更深地穿透基底,能量损失大,几乎没 有基底原子发生再溅射. ２)再溅射概 率 随 入 射 角 度 的 分 布 都 有 一 个 峰 (图９),且再 溅 射 概 率 随 着 入 射 能 量 的 增 加 而 单 调 增加(图１０). ３)在 MoＧonＧSi的情况下,对于大于７０°的入射 角,再溅射的概率几乎不变[图１０(b)].这是因为, 虽然垂直方向上的 能 量 减 少,但 是 水 平 方 向 上 的 能 量增加.因此,两者平衡,再溅射的概率保持不变. ４)与反射概率相比,再溅射概率要低很多. 图９ 再溅射概率随入射角变化.(a)MoＧonＧMo;(b)MoＧonＧSi Fig敭９ Resputteringprobabilityversusincidentangle敭 a MoＧonＧMo b MoＧonＧSi 图１０ 再溅射概率随入射能量变化.(a)MoＧonＧMo;(b)MoＧonＧSi Fig敭１０ Resputteringprobabilityversusincidentenergy敭 a MoＧonＧMo b MoＧonＧSi 　　与反射概率的推导方式一致,MoＧonＧMo再溅射概 率分布随入射角度和能量变化的计算方式如下. Yres_Mo_Mo(θ)＝ θ－a′２ ö æ ÷ ç a′３ è ø a′１×exp －１ ２ é êê ë ２ ù úú , û (４) 式中:Yres_Mo_Mo(θ)为入射能量为５０eV 时 随 着 入 射 角度变化的 Mo原子的再溅射概率;a′１,a′２,a′３为拟 合常数,a′１＝２９．８３,a′２＝８．１５,a′３＝０．０７９. } , Yres_Mo_Mo(E０)＝ max０,１－exp － E０ －a′４ ù úú a′５ û (５) a′６ { æ ç è é êê ë ö ÷ ø １１０２００１Ｇ５
    光　　　学　　　学　　　报 式中:Yres_Mo_Mo(E０)为入射角度为３０°时随着入射能 量变化的 Mo原子的再溅射概率;a′４,a′５,a′６为拟合 常数,a′４＝－１８．５１,a′５＝８５．６７,a′６＝１０．６６. Yres_Mo_Mo(E０,θ)＝ Yres_Mo_Mo(E０ ＝５０eV,θ＝３０°),(６) 式中:Yres_Mo_Mo(E０,θ)为 随 着 入 射 能 量 和 入 射 角 度 变化 的 Mo 原 子 的 再 溅 射 概 率;Yres_Mo_Mo(E０ ＝ ５０eV,θ＝３０°)为在５０eV 入射能量和３０°入射角度 Yres_Mo_Mo(E０) Yres_Mo_Mo(θ) 条件下 Mo原子的再溅射概率. ３．２　再溅射原子的角度分布 图１１和图１２ 分别为再溅射角与入射 角、入 射 能量的关系.可以看到:在所有再溅射角的分布中, 再溅射角度分布的 峰 位 远 大 于 入 射 角,这 表 明 在 再 溅射过程中,垂直方 向 上 的 动 量 比 水 平 方 向 上 的 动 量减小得更多.此外,当入射角增加时,再溅射角峰 位稍微 向 右 移 动(图１１);然 而,随 着 入 射 能 量 的 变 化,再溅射角峰位保持不变(图１２). 图１１ 不同入射角下的再溅射角分布.(a)MoＧonＧMo;(b)MoＧonＧSi Fig敭１１ Resputteringangledistributionsunderdifferentincidentangles敭 a MoＧonＧMo b MoＧonＧSi 图１２ 不同入射能量下的再溅射角分布.(a)MoＧonＧMo;(b)MoＧonＧSi Fig敭１２ Resputteringangledistributionsunderdifferentincidentangles敭 a MoＧonＧMo b MoＧonＧSi ３．３　再溅射原子的能量分布 图１３和图１４分别为再溅射原子的能量分布与 入射角、入射能 量 的 关 系,其 中E″０为 再 溅 射 原 子 的 能量.可以看出:能 量 分 布 的 峰 位 随 着 入 射 角 的 增 加而减小,这是因为当入射角增大时,入射原子在垂 直方向上的动量减 小,传 递 给 再 溅 射 原 子 的 能 量 减 少.另一方面,能量 分 布 的 峰 位 随 着 入 射 能 量 的 增 加而增加,这意味着当入射原子具有更多能量时,更 图１３ 不同入射角下的再溅射原子的能量分布.(a)MoＧonＧMo;(b)MoＧonＧSi Fig敭１３ Energydistributionsofresputteredatomsunderdifferentincidentangles敭 a MoＧonＧMo b MoＧonＧSi １１０２００１Ｇ６
    光　　　学　　　学　　　报 图１４ 不同入射能量下的再溅射原子的能量分布.(a)MoＧonＧMo;(b)MoＧonＧSi Fig敭１４ Energydistributionsofresputteredatomsunderdifferentincidentenergies敭 a MoＧonＧMo b MoＧonＧSi 多的能量被转移到再溅射原子上. ４　实验验证 本文利用 磁 控 溅 射 镀 膜 机,在 基 底 倾 斜 角 度 为 ０°,５０°,７０°的 条 件 下,制 备 了Mo/Si多 层 膜 样 片. Mo、Si靶的直径为１０cm,靶到基底的距离为１２cm, 环境温度为３００K,Mo、Si原子的沉积速率相同.在 上述三个基底倾斜角度的条件下,使用 TEM 测量得 到的 Mo/Si多层膜结构如图１５所示,其中黑色部分 为 Mo层,灰色部分为Si层.可以得到如下结论. 图１５ 不同基底倾斜角度下的 Mo/Si多层膜TEM 图像.(a)０°;(b)５０°;(c)７０° Fig敭１５ TEMimagesofMo Simultilayersunderdifferentsubstrateinclinationangles敭 a ０° b ５０° c ７０° 　　１)在基底倾斜角度为０°时,实验中 Mo、Si原子 沉积时间分别设定为２０s和２９s,那么根据沉积时 间应该是 Mo层 比Si层 厚 度 小. 然 而,实 际 中 Mo 层的厚度大于Si层的厚度[图１５(a)],这表明Si原 子在沉积过程中发生了反射,沉积形成的Si膜厚度 减小.这与图２的反射概率与入射能量的仿真结论 一致,即原子入射角度接近０°时,只 有SiＧonＧMo时 有一定的概率发生反射,从而降低了Si层的厚度. ２)当基底倾斜角度为５０°时,在Si层上方,Mo、 Si层的界面明显变得模糊[图１５(b)].这说明部分 Mo原子与Si基底 碰 撞 发 生 再 溅 射,入 射 的 Mo原 子取代该位置的处Si原子,因此 Mo、Si层之间的界 面变 模 糊.当 原 子 入 射 角 度 为５０°时,MoＧonＧSi具 有较高的再溅射概率,与图９(b)的模拟结果吻合. ３)当基底倾 斜 角 度 为７０°时,Mo、Si原 子 几 乎 不形成周期 性 的 膜 结 构[图１５(c)],Mo 层 和Si层 之间很难找到清 晰 的 界 面.这 说 明 此 时 反 射、再 溅 射这两种现象发生 的 几 率 上 升,破 坏 了 膜 的 界 面 结 构.从仿真 结 果(图２ 和 图９)可 以 看 到,在 入 射 角 度增 到７０°时,MoＧonＧMo,SiＧonＧSi和SiＧonＧMo 的 使用分子动力学方法对整个碰撞过程进行了模拟计 反射概率,以及 MoＧonＧSi的 再 溅 射 概 率 大 幅 增 加, 与实验结论一致. ５　结　　论 研究了原子沉积过程中,沉积原子与基底发生 碰撞时原 子 的 反 射 和 再 溅 射 现 象. 分 析 了 四 种 碰 撞:MoＧonＧMo,SiＧonＧMo,MoＧonＧSi以 及 SiＧonＧSi. 算,同时重点研究了 入 射 角 和 入 射 能 量 对 原 子 反 射 和再溅射的影响.主要结论如下.随着传递到基底 上的能量的降低,发生反射的概率增加,但是发生再 溅射的概率降低.总体上再溅射概率明显小于反射 概率.四种碰撞的反射和再溅射都会导致散射的发 生.入射角对反射概率和再溅射概率的影响与溅射 原子的特性及基 底 结 构 有 关.此 外,入 射 能 量 对 反 射和再溅射概率 都 具 有 正 向 影 响.再 溅 射 时,入 射 角的增加使再溅射 角 分 布 的 峰 位 右 移,入 射 能 量 不 影响反射和再溅射角度分布的峰位.随着入射角的 增加,大部分反射原子能量增加,并使得大部分再溅 射原子的能量减 小.利 用 磁 控 溅 射 镀 膜 机,在 基 底 １１０２００１Ｇ７
    光　　　学　　　学　　　报 倾斜角度为０°,５０°,７０°的条件下 制 备 了 Mo/Si多 层膜样片,并 利 用 TEM 测 量 得 到 了 多 层 膜 的 界 面 结构,实验结果 证 明 了 仿 真 结 果 的 准 确 性.仿 真 结 论可用于 Mo、Si膜层之间原子扩散的研究,以及磁 控溅射法沉积 Mo/Si多层膜的物理建模. 参 考 文 献 １ 　Attwood D Sakdinawat A敭XＧrays and extreme ultravioletradiation M 敭Cambridge Cambridge UniversityPress ２０１６敭 ２ 　LouisE YakshinAE TsarfatiT etal敭Nanometer interfaceand materialscontrolformultilayerEUVＧ opticalapplications J 敭ProgressinSurfaceScience ２０１１ ８６ １１ １２ ２５５Ｇ２９４敭 ３ 　WagnerC HarnedN敭Lithographygetsextreme J 敭 NaturePhotonics ２０１０ ４ １ ２４Ｇ２６敭 ４ 　DavidC IgorV AlexI etal敭LPPEUVsource developmentfor HVM J 敭ProceedingsofSPIE ２００７ ６５１７ ６５１７０Q敭 ５ 　DavidC IgorV NigelR etal敭CO２ SnLPPEUV sourcesfor device development and HVM J 敭 ProceedingsofSPIE ２０１３ ８６７９ ８６７９１G敭 ６ 　SoerW A MartinJ Yakunin A M etal敭Grid spectralpurityfiltersforsuppression ofinfrared radiationinlaserＧproducedplasmaEUVsources J 敭 ProceedingsofSPIE ２００９ ７２７１ ７２７１２Y敭 ７ 　TroyW敭Theuseofmultilayerdiffractiongratingsin thedeterminationofXＧray softXＧray and VUV elementalscatteringcrossＧsections J 敭Proceedingsof SPIE １９８８ ９１１ １６９Ｇ１７６敭 ８ 　FeiglT Perske M PauerH etal敭SubＧaperture EUVcollectorwithdualＧwavelengthspectralpurity filter J 敭ProceedingsofSPIE ２０１５ ９４２２ ９４２２０E敭 ９ 　YuB JinC S YaoS etal敭Controloflateral thicknessgradientsof MoＧSi multilayeroncurved substrates using genetic algorithm J 敭 Optics Letters ２０１５ ４０ １７ ３９５８Ｇ３９６１敭 １０ 　YuB WangLP LiH L etal敭LowＧstressand highＧreflectance Mo Si multilayersfor EUVL by magnetronsputteringdepositionwithbiasassistance J 敭ProceedingsofSPIE ２０１８ １０５８３ １０５８３１T敭 １１ 　YangYG JohnsonRA WadleyH NG敭A Monte Carlosimulationofthephysicalvapordepositionof nickel J 敭Acta Materialia １９９７ ４５ ４ １４５５Ｇ １４６８敭 １２ 　Schneider M Rahman A SchullerI K敭Roleof relaxationinepitaxialgrowth amolecularＧdynamics study J 敭PhysicalReview Letters １９８５ ５５ ６ ６０４Ｇ６０６敭 １３ 　ZhouX W Wadley H N G敭Hyperthermalvapor deposition of copper reflection and resputtering effects J 敭SurfaceScience １９９９ ４３１ １ ２ ３ ５８Ｇ ７３敭 １４ 　Lehoucq R B Silling S A Seleson P et al敭 Peridynamics with LAMMPS auserguide R 敭 Office of Scientific and Technical Information OSTI ２０１１ １０３１３０１敭 １１０２００１Ｇ８
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