Nanostrukturierung von TMR-Bauelementen

Nanostrukturierung vonTMR-Bauelementen

Dissertation zur Erlangungdes Doktorgrades eines

Doktors der Naturwissenschaftenin der Fakultät für Physik und Astronomie

der Ruhr-Universität-Bochumvorgelegt von

Michael Krämeraus Düsseldorf

Jülich, im Juni 2004

angefertigt imInstitut für Schichten und Grenzflächen

des Forschungszentrums Jülich

Inhaltsverzeichnis

1 Einleitung 1

2 Der Tunnelmagnetowiderstand (TMR) 32.1 Theoretische Beschreibung des TMR . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 5

2.1.1 Erste Beschreibung: Julliere . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52.1.2 Verfeinerung: Slonczewski . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 62.1.3 Moderne Ansätze . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 6

2.2 Weitere Effekte . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72.2.1 Temperaturabhängigkeit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 72.2.2 Spannungsabhängigkeit des TMR . . . . . . . . . . . . . . . . . 82.2.3 Kopplung zwischen magnetischen Schichten . . . . . . . . . . 9

3 Nanoskalige Magnetische Strukturen 113.1 Ummagnetisierungsverhalten eindomäniger Partikel . . . . . . . . . 113.2 Übergang zu Eindomänenverhalten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 13

4 Prozesse zur Herstellung nanoskaliger TMR-Elemente 174.1 Ausgangspunkt: TMR-Schichtstapel . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 174.2 Linienbasierter Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 18

4.2.1 Prozessfolge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 184.2.2 Besonderheiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19

4.3 Punktebasierter Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 204.3.1 Prozessfolge . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 214.3.2 Besonderheiten . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

5 Verwendete Technologien 255.1 Schichtdeposition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 255.2 Optische Lithographie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 255.3 Elektronenstrahl-Lithographie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 285.4 Ionenstrahlätzen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 305.5 Reaktives Ionenätzen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31

6 Nanostrukturierung 336.1 Strukturdefinition . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 33

6.1.1 HSQ: Ein hochauflösender anorganischer Resist . . . . . . . . 34

i

Inhaltsverzeichnis

6.1.2 Nanolithographie mit Elektronenstrahlen . . . . . . . . . . . . 366.1.3 Anwendung / Hergestellte Strukturen . . . . . . . . . . . . . 39

6.2 Strukturübertragung in magnetische Schichtstapel . . . . . . . . . . . 456.2.1 Strukturübertrag mit Mehr-Lagen-Lack . . . . . . . . . . . . . 456.2.2 Strukturübertrag mit Direktätzen . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

7 Elektrischer Aufbau und Messergebnisse 517.1 Messaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 517.2 Messungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 52

7.2.1 Linienbasierter Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 527.2.2 Punktebasierter Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53

8 Zusammenfassung und Ausblick 63

A Prozessfolgen 65A.1 Linienbasierter Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65A.2 Punktebasierter Prozess . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

Literaturverzeichnis 69

Danksagung 74

ii

1 Einleitung

Seit der Entdeckung des GMR-Effektes (Giant Magneto Resistance) im Jahre 1988[1, 2] hat sich das Interesse an Effekten in magnetischen Multilagen und ihren An-wendungen vervielfacht. Spinabhängiges Tunneln wiederum war seit den Ergeb-nissen von Meservey und Tedrow [3, 4] 1970 bekannt. Schon 1975 beobachte au-ßerdem Julliere [5] eine Abhängigkeit des Tunnelwiderstandes in einem Fe-Ge-CoTunnelsystem von der relativen Ausrichtung der beiden Magnetisierungen. Damitwar der TMR-Effekt entdeckt. Allerdings war der beobachtete ∆R

R -Effekt sehr kleinund auch nur bei tiefen Temperaturen größer als ein Prozent.

Es sollte noch bis 1995 dauern, dass hohe Widerstandsänderungen auch beiRaumtemperatur gemessen wurden [6]. Dies war durch die starke Verbesserungder Schichtherstellungsverfahren möglich geworden. Daraufhin stieg das Interessean spinabhängigem Tunneln in magnetischen Schichtsystemen schlagartig.

Seitdem haben sich verschiedene Möglichkeiten der Anwendung von TMR-Elementen aufgetan, die auch die Forschung antreiben:

• Nichtflüchtige magnetische Speicher [7, 8, 9]

• Festplattenleseköpfe [8, 10]

• magnetische Feldsensoren [11]

Für diese Anwendungen wurde dann auch mit der Erforschung lithographischstrukturierter TMR-Bauelemente [12] begonnen. Der Anwendung in der Computer-industrie inhärent ist nun auch das Streben nach immer weiterer Miniaturisierung,da neue Technologien immer mit bereits etablierten Prozessen konkurrieren müs-sen. Das bedeutet zum Beispiel für die Anwendung als Speicher, dass in absehbarerZeit Strukturgrößen unter 100 nm erreicht werden müssen [13]. Damit ist nun dieForschung an TMR-Elementen bei der Nanotechnologie angelangt.

Dieses Vordringen zu kleinsten Strukturgrößen bringt aber auch die Chance derErforschung magnetischer Vorgänge auf der Nanometerskala. So wird zum Beispielim Bereich unter 100 nm der Übergang zu Eindomänenverhalten bei magnetischenSchichten erwartet [14].

Für die Anwendung ist es allerdings nötig, nicht nur solch kleine Strukturen her-zustellen (was an sich schon eine Herausforderung ist); es ist auch wichtig, solcheStrukturen elektrisch kontaktieren zu können. Die üblichen Herstellungsmethoden[15] stoßen jedoch bei solchen Dimensionen an ihre Grenzen. Deshalb wurde bereitsteilweise mit Rastersondenmethoden gearbeitet [16], um solche kleinen Strukturen

1

1 Einleitung

zu kontaktieren. Dies ist jedoch keine Methode, die für die Herstellung von Mas-senspeichern eingesetzt werden kann.

Ziel dieser Arbeit ist es, einen Prozess zu entwickeln und zu testen, mit demsolche kleinsten TMR-Elemente hergestellt und extern elektrisch kontaktiert werdenkönnen.

Zunächst werden in Kapitel 2 die theoretischen Grundlagen des TMR-Effektesdargestellt und Effekte erläutert, die bei nanostrukturierten TMR-Bauelementen ei-ne Rolle spielen. Danach wird in Kapitel 3 eine Theorie der Ummagnetisierung vonEindomänenpartikeln dargestellt und Modellrechnungen zum Eindomänenüber-gang kleiner magnetischer Strukturen vorgestellt.

In Kapitel 4 werden zwei Prozesse zur Herstellung kleinster TMR-Bauelementeentwickelt und ihre Besonderheiten dargestellt. Desweiteren werden die zurDurchführung verwendeten Technologien in Kapitel 5 beschrieben.

Kapitel 6 enthält die eigentliche Nanostrukturierung der magnetischen Schichtenunter besonderer Berücksichtigung der Nanolithographie mit Elektronenstrahlenund der Übertragung nanometergroßer Strukturen in magnetische Schichten mitArgon-Ionenstrahlätzen.

Schließlich werden in Kapitel 7 der verwendete elektrische Messaufbau und ei-nige elektrische Transportmessungen an hergestellten submikrometergroßen Struk-turen gezeigt.

Die Arbeit schließt mit einer Zusammenfassung der erzielten Ergebnisse und ei-nem Ausblick auf weitere Herausforderungen in der Nanostrukturierung von TMR-Bauelementen.

2

2 Der Tunnelmagnetowiderstand (TMR)

Der Tunnelmagnetowiderstand (tunneling magneto resistance: TMR) wurde zumersten Mal 1975 von Julliere [5] beschrieben. Bereits einige Jahre vorher hattenMeservey und Tedrow Experimente zum spinpolarisierten Tunneln durchgeführt[4, 3]. Dort hatten sie gezeigt, dass Elektronen beim Tunneln eine energetische Auf-spaltung der Spinrichtungen aufweisen [3]. Außerdem hatten sie die Spinpolarisa-tion in Ferromagneten durch Tunnelexperimente zwischen Ferromagnet und Su-praleiter gemessen [4].

Julliere zeigte nun anhand des Fe-Ge-Co Systems, dass beim Tunneln zwi-schen zwei Ferromagneten (Ferromagnet-Isolator-Ferromagnet: FIF) der Wider-stand von der relativen Magnetisierung (parallel oder antiparallel) in den magneti-schen Schichten abhängt. Dies wird als Tunnelmagnetowiderstand bezeichnet.

PSfrag replacements

δeU

(a) Parallele Ausrichtung

PSfrag replacements

δeU

(b) Antiparallele Ausrichtung

Abbildung 2.1: Schematische Darstellung des Tunnelmagnetowiderstandes

Anschaulich kann man sich diesen Effekt wie folgt vorstellen (siehe Abbildung2.1): Zwischen zwei Ferromagneten (im Allgemeinen dünne Schichten) befindetsich eine Isolatorschicht, die so dünn ist, dass zwischen den beiden Ferromagnetenein Tunnelstrom fließen kann. In einem Ferromagneten liegt eine energetische Auf-spaltung zwischen Bändern mit Elektronen verschiedener Spinrichtungen (spin-upbzw. spin-down) vor. Dabei werden die Elektronen, deren Spin parallel zur Ma-gnetisierung ist, Majoritätsladungsträger und die anderen Minoritätsladungsträgergenannt. Da aber hauptsächlich Elektronen in der Nähe der Fermi-Kante tunneln,wird die Leitfähigkeit maßgeblich von den Elektronen bestimmt, welche die höchs-te Zustandsdichte an der Fermi-Kante haben.

3

2 Der Tunnelmagnetowiderstand ( TMR)

Tunneln nun Elektronen von einem Ferromagneten in der anderen, so tun siedas (unter Vernachlässigung von spin-flip Prozessen) in das Band mit der gleichenSpinrichtung wie ihr Ausgangsband.

Sind die beiden Ferromagneten parallel magnetisiert, so können Majoritätsla-dungsträger in ein Majoritätsladungsträgerband tunneln, das heißt: Elektronen auseinem Band mit vielen besetzten Zuständen tunneln in ein Band mit vielen (we-gen einer angelegten Potentialdifferenz) unbesetzten Zuständen und Elektronenaus dem Band mit wenigen besetzten Zuständen tunneln in wenige freie Zustände.Insgesamt führt dies zu einer relativ hohen Leitfähigkeit.

Sind die Ferromagneten jedoch entgegengesetzt magnetisiert, müssen die Majori-tätsladungsträger in das Minoritätsladungsträgerband des anderen Ferromagnetentunneln und umgekehrt. Das heißt, dass nun für viele besetzte Zustände nur relativwenige unbesetzte Zustände zu Verfügung stehen, und den vielen unbesetzten Zu-ständen des zweiten Ferromagneten stehen nur wenige besetzte des ersten gegen-über. Insgesamt führt dies zu einer niedrigeren Tunnelleitfähigkeit als im parallelenFall. Definiert wird der so genannte Tunnelmagnetowiderstand meist über das Ver-hältnis der Widerstandsdifferenz zwischen parallelem (p) und antiparallelem (ap)Fall zum Widerstand im parallelen Fall:

TMR =∆RRp

=Rap − Rp

Rp. (2.1)

Dieses TMR-Verhältnis kann sich zwischen Null und unendlich bewegen. Eineandere gebräuchliche Definition, die zur Unterscheidung meist JMR (junction ma-gneto resistance) genannt wird, bezieht sich auf den Widerstand im antiparallelenFall und kann nur zwischen Null und Eins liegen:

JMR =∆RRap

=Rap − Rp

Rap. (2.2)

Im Weiteren wird in der vorliegenden Arbeit ausschließlich die erste Definition ver-wendet.

Experimentell erhält man dann stark vereinfacht eine Kurve wie in Abbildung2.2. Zunächst sind in Sättigung bei Ziffer 1 beide ferromagnetische Schichten par-allel magnetisiert. Dann klappt bei einem bestimmten entgegengesetzten Feld zu-nächst die weichmagnetischere Schicht um. Nun sind die Schichten antiparallel ma-gnetisiert; der Widerstand ist höher (Ziffer 2). Bei einem etwas höheren Feld klapptnun auch die hartmagnetischere Schicht um, die Schichten sind wieder parallel, derWiderstand wird kleiner (Ziffer 3). Den selben Verlauf erhält man, wenn man dasFeld wieder herunterfährt und in die andere Richtung erhöht (Ziffer 4 und zurücknach Ziffer 1).

4

2.1 Theoretische Beschreibung des TMR

R

H

1

4 2

3

Abbildung 2.2: Vereinfachte Darstellung einer TMR-Kennlinie

2.1 Theoretische Beschreibung des TMR

Es hat in den letzten annähernd dreißig Jahren zahlreiche Versuche gegeben, denEffekt des Tunnelmagnetowiderstandes zu erklären und Vorhersagen zu Größe undVerhalten des Effektes zu machen.

In diesem Abschnitt sollen einige der bekanntesten Theorien erwähnt und kurzerläutert werden.

2.1.1 Erste Beschreibung: Julliere

Schon Julliere [5] bot eine theoretische Deutung seiner Ergebnisse an. Dabei bezoger sich auf die Ergebnisse von Meservey und Tedrow [4, 3] zur Spinpolarisation dertunnelnden Elektronen.

Julliere nimmt an, dass die Elektronen in erster Näherung ohne eine Umkehrungihres Spins (spin-flip) tunneln und somit nach Meservey und Tedrow die Leitfä-higkeit die Summe der Leitfähigkeiten der einzelnen Spinkanäle ist, welche sichwiederum als Produkt der Anteile der Elektronen mit entsprechendem Spin in denbeiden Ferromagneten ergibt.

Drückt man den TMR über die Polarisation aus, welche Julliere als P = 2a − 1definierte (wobei a der Anteil der Elektronen mit Spin parallel zur Magnetisierungdes entsprechenden Ferromagneten ist), so ergibt sich:

TMR =∆RRp

=2P1P2

1 − P1P2. (2.3)

Sind die Tunnelelektronen der beiden Ferromagneten vollständig polarisiert(P = 1), so ist der TMR unendlich.

Die Beschreibung von Julliere ist offensichtlich stark vereinfacht, da sie wederEinflüsse der Barriere berücksichtigt noch eine Abhängigkeit der Leitfähigkeit vomWinkel zwischen den Magnetisierungen der beiden Schichten beinhaltet und auch

5


keine Temperatur- oder Spannungsabhängigkeit des TMR (siehe Abschnitte 2.2.1und 2.2.2) erklären kann.

2.1.2 Verfeinerung: Slonczewski

Nachdem Julliere allein mit der Polarisation der ferromagnetischen Schichten ar-gumentiert hat, führte Slonczewski [17] eine quantenmechanische Berechnungder Transmission durch eine rechteckige Barriere durch. Er beschrieb die Ferro-magneten durch parabelförmige Bänder, die gegeneinander um die Austausch-Aufspaltung [18] verschoben sind, und löste die Schrödinger-Gleichung für spin-up und spin-down Elektronen. Dabei nahm er an, dass der Impuls der Elektronenparallel zur Barriere erhalten ist.

Als Ergebnis erhielt er, dass die Polarisation P nun von der Höhe der Barrie-re VB abhängt und zwar über einen imaginären Wellenvektor iκ, der per h̄κ =√

2m(VB − EF) definiert ist. m ist hier die Elektronenmasse und EF die Fermi-Energie. Damit ergibt sich P zu:

P =k↑ − k↓

k↑ + k↓κ2 − k↑k↓

κ2 + k↑k↓. (2.4)

k↑ und k↓ sind dabei die Wellenvektoren der Elektronen außerhalb der Barriere mitspin-up bzw. spin-down.

Wenn man annimmt, dass k↑(↓) proportional der Zustandsdichte der spin-up(spin-down) Elektronen an der Fermikante ist (was für einfache parabelförmi-ge Bänder zutrifft), so ist der erste Faktor aus Gleichung 2.4 ((k↑ − k↓)/(k↑ + k↓))das Ergebnis, das sich in der klassischen Tunneltheorie ergibt [19] und somit derJulliere Formulierung entspricht. Neu ist jedoch der zweite Faktor. Da κ zwischen0 für eine niedrige Barriere und ∞ im Grenzfall einer hohen Barriere liegen kann,variiert dieser zweite Faktor zwischen −1 und 1. Also reduziert sich im Grenzfalleiner unendlich hohen Barriere Slonczewskis Formulierung zu jener von Julliere.

Obwohl Slonczewski den Effekt der Barriere realistischer beschreibt und zumBeispiel auch über die effektive Barrierehöhe eine Temperaturabhängigkeit be-schreiben kann (welche allerdings langsamer als die beobachtete ist), kann dieseFormulierung nicht einfach auf realistischere Bandstrukturen ausgeweitet werden.Weil dies aber für eine realistische Beschreibung des TMR-Effektes unabdingbar ist,wurden in den letzten Jahren Theorien entwickelt, die eben dieses berücksichtigen.Einige davon sollen nun im nächsten Abschnitt kurz angerissen werden.

2.1.3 Moderne Ansätze

Eine Anzahl verschiedener Autoren [20, 21, 22] hat in den letzten Jahren Theorienentwickelt, die ausgehend von der Kubo/Landauer-Formel [23], auf einem tight-binding Modell beruhend, versuchen, den TMR-Effekt zu beschreiben.

6

2.2 Weitere Effekte

Landauer zeigte, dass die Leitfähigkeit pro Spinkanal Gσ eines beliebigen Materi-als zwischen zwei Elektroden durch den totalen Transmissionskoeffizienten ausge-drückt werden kann. Dieses Ergebnis gilt bei einem linearen Verhalten (bei kleinenSpannungen) sogar exakt und ist äquivalent zur Kubo-Formel:

Gσ =4e2

h ∑k‖

Tr([

Tσ ImgσR(EF, k‖)

]

·[

T†σ Imgσ

L(EF, k‖)])

. (2.5)

Diese ergibt die Leitfähigkeit über die Einelektronen-Greensfunktion im rech-ten und linken Teil des Kontaktes in einer Richtung parallel zum StromflussImgσ

R,L(EF , k‖), die in enger Beziehung zur Zustandsdichte steht, und der Trans-missionsmatrix Tσ , deren Elemente unter anderem die Stärke des tight-bindingHüpfens zwischen den Atomorbitalen auf beiden Seiten angeben. Die aktuellenTheorien gehen nun von einem realistischeren ab initio Bänder-Modell der Elektro-den aus und berechnen die Tunnelleitfähigkeit über die Kubo-Formel 2.5.

Damit ist es möglich, die Abhängigkeiten der TMR-Leitfähigkeit von Barrierehö-he und -breite, Einflüsse der verwendeten Materialien, Effekte von Unordnungin der Barriere und auch, alledings nur zu einem gewissen Grade, Temperatur-und Spannungsabhängigkeiten zu berechnen. Der Formalismus ist sogar so flexi-bel, dass damit auch Einflüsse einer zusätzlichen metallischen, nicht-magnetischenZwischenschicht auf den TMR-Effekt modelliert werden können [20].

Während die modernen Theorien einen großen Schritt auf die vollständige Be-schreibung des TMR-Effektes bedeuten, kranken sie jedoch vor allem daran, dass siefür eine realistische Beschreibung der Vorgänge genaue Daten zur Bandstruktur derSchichten, zu Bindungstärken und anderen dem Experiment nicht oder nur schwerzugänglichen Parametern benötigen. Darum ist es weiterhin wichtig, Effekte, diebeim Tunneln zwischen ferromagnetischen Schichten auftreten, experimentell zuuntersuchen.

2.2 Weitere Effekte

Zusätzlich zu den in den allgemeinen Theorien erfassten Effekten der Barriereund der Bandstruktur beziehungsweise der Spinpolarisation der ferromagneti-schen Elektroden, gibt es Effekte, die bei der experimentellen Beobachtung desTMR-Effektes eine Rolle spielen. Einige davon sollen in den folgenden Abschnittenkurz erläutert werden.

Zwei Effekte, die in den moderneren Theorien ansatzweise, aber nicht abschlie-ßend behandelt werden, sind Temperatur- und Spannungsabhängigkeit des TMR.

2.2.1 Temperaturabhängigkeit

Während die Werte für den TMR sich bei niedrigen Temperaturen schon fast denvon Julliere vorhergesagten nähern, fallen sie zur Raumtemperatur hin rapide ab.

7


Dies hat verschiedene Gründe. Zum einen lässt sich die Tunnelleitfähigkeit ineinen magnetischen und einen unmagnetischen Teil aufspalten:

G(θ) = GT (1 + P1P2 cos(θ)) + GSI . (2.6)

Dabei ist GT der Anteil durch direktes elastisches Tunneln, der sich in einen spi-nunabhängigen und als GT · P1P2 cos(θ) spinabhängigen Teil zerlegen lässt. θ isthier der Winkel zwischen den Magnetisierungen der ferromagnetischen Schichten.Hinzu kommt GSI, das andere spinunabhängige Kanäle umfasst.

Der spinunabhängige Teil hat nun seine eigene Temperaturabhängigkeit, die inder Theorie nichtmagnetischer Tunnelkontakte erfasst wird und durch die nichtvom Spin abhängige Zunahme der Leitfähigkeit den TMR herabsetzt.

Für die Temperaturabhängigkeit der spinabhängigen Leitungskanäle werden imWesentlichen zwei verschiedene Mechanismen verantwortlich gemacht: Die tem-peraturabhängige Reduzierung der Polarisation der einzelnen Schichten und dasvermehrte Auftreten von spin-flip Prozessen an Unreinheiten in der Barriere.

Die Abnahme der Polarisation wird mit zunehmender Anregung von Magno-nen in Verbindung gebracht. Diese reduzieren die Magnetisierung der ferromagne-tischen Schichten und beeinflussen durch lokale Fluktuationen die Polarisation ingleicher Weise. Experimentell wurde von Meservey und Tedrow [24] folgende Tem-peraturabhängigkeit der Polarisation festgestellt:

P(T) = P0(1 −αT3/2). (2.7)

Die spin-flip Streuung an Verunreinigungen in der Barriere sorgt wiederum da-für, dass einige der tunnelnden Elektronen ihren Spin umkehren und dann nichtmehr zum TMR beitragen. Im Gegenteil erzeugen diese Elektronen eine Art umge-kehrten TMR. Da nun diese spin-flip Prozesse inelastisch sind, nimmt ihre Anzahlmit steigender Temperatur zu, was zu einer Abnahme des TMR führt.

2.2.2 Spannungsabhängigkeit des TMR

Auch bei zunehmender angelegter Spannung zwischen dem Kontakten findet eineReduktion des TMR statt. Zwar wurde eine Abnahme des TMR schon in dem Modellvon Slonczewski vorausgesagt, doch ist die anfängliche Abnahme im Modell vielgeringer als die experimentell beobachtete.

Die Begründung der von Slonczewski erwarteten Abnahme war eine Verschie-bung der von ihm betrachteten parabolischen Bänder gegeneinander durch die an-gelegte Spannung. Diese Verschiebung findet bei parabolischen Bändern immer inRichtung höherer Zustandsdichten statt. Dadurch ist der Tunnelstrom insgesamthöher und der TMR-Effekt ist relativ zu dem höheren Tunnelstrom kleiner.

Obwohl in der Realität keine einfachen parabelförmigen Bänder vorliegen, kanndie Grundannahme – nämlich eine Verschiebung der Bänder gegeneinander, so

8

2.2 Weitere Effekte

dass das Tunneln in höhere Zustandsdichten erfolgt – immer noch einen Teil der Er-klärung liefern. Auch eine realistische Bandstruktur der Ferromagneten kann näm-lich zu diesem Effekt führen.

Ein weiterer Mechanismus ist die Streuung an Magnonen. Da Magnonen einenganzzahligen Spin haben, führt die Streuung mit einem Elektron zu einem spin-flipdes Elektrons. Findet dieser spin-flip an der Barriere statt, trägt ein solches Elek-tron, wenn es tunnelt, wieder zu einer Art umgekehrten TMR bei. Mit zunehmen-der Anregung von Magnonen durch höhere Spannungen mehren sich auch solchespin-flip Prozesse, was zu einer Abnahme des TMR führt.

2.2.3 Kopplung zwischen magnetischen Schichten

F

I

F

PSfrag replacements

adI

dF

λ

(a) Néel oder Orange Peel Kopp-lung

F

I

F

(b) Antiferromagnetische Kopplung durch Streufelder

Abbildung 2.3: Dipolare Kopplungsphänomene bei magnetischen Tunnelkontak-ten

In magnetischen Schichtsystemen kommt es zwischen magnetischen Schichten,die durch dünne Schichten getrennt sind, zu verschiedenen Kopplungseffekten.

In magnetischen Tunnelkontakten spielen hauptsächlich dipolare Kopplungsme-chanismen eine Rolle. Diese treten dabei im Wesentlichen in zwei Formen auf: Derantiferromagnetischen Kopplung über Streufelder und der Néel oder Orange PeelKopplung.

Die von Néel [25] erstmals beschriebene Kopplung tritt auf, wenn durch Rau-higkeiten an der Grenze zwischen Ferromagnet und Zwischenschicht Feldlinienden Ferromagneten verlassen können (siehe Abbildung 2.3(a)). Ist die Zwischen-schicht dünn genug, was bei magnetischen Tunnelkontakten der Fall ist, könnendiese Streufelder eine ferromagnetische Kopplung zwischen den beiden Schichtenbewirken. Im Modell von Néel wird ein sinusförmiges Profil angenommen, und die

9


Kopplungsfeldstärke bestimmt sich zu [26]:

HN =π2√

2

(

a2

λdF

)

MFe−2π√

2dI/λ. (2.8)

Dabei ist a die Amplitude und λ die Wellenlänge des Rauhigkeitsprofils, dF unddI sind die Dicken der freien Schicht und der Barriere und MF die Magnetisierungder freien Schicht. Diese Néel Kopplung kann in der Herstellung der Tunnelkon-takte durch sehr glatte Schichten minimiert werden.

Gerade bei sehr kleinen Strukturen können an den Rändern nicht mehr alle Streu-felder durch Abschlussdomänen vermieden werden. So können diese Streufelderan den Rändern der Schichten dazu führen, dass die beiden Schichten antiferroma-gnetisch koppeln (siehe Abbildung 2.3(b)). Diese Kopplung wird relativ zu anderenumso stärker, je kleiner die Ausdehnung der Schichten ist. So kann bei nanostruktu-rierten Schichten diese dipolare Streufeldkopplung zu einer antiferromagnetischenAusrichtung der Schichten führen.

10

3 Nanoskalige Magnetische Strukturen

Bessere magnetische Speicher und Sensoren zu entwickeln ist die Haupttriebfederfür die Nanostrukturierung magnetischer Materialien. Man verspricht sich auch imVerhalten nanoskaliger Magneten besonders günstige Eigenschaften aufzudecken.

Besonders zu erwähnen ist dabei der Übergang zu einem eindomänigen Verhal-ten des Partikels, insbesondere während des Schaltens. Dies hätte bei kohärenterRotation den Vorteil, dass Schaltvorgänge sehr schnell ablaufen, was dieses Verhal-ten wiederum für die Anwendung interessant machen würde. Leider gibt es bisauf einfachste Fälle keine geschlossene Theorie des Übergangs in ein eindomänigesVerhalten, es müssen mikromagnetische Simulationen durchgeführt werden. Fürden Fall einer vorliegenden uniformen Magnetisierung gibt es jedoch eine analyti-sche Lösung und Bedingungen für homogene Rotation.

In diesem Kapitel soll deshalb zunächst die Theorie des Umschaltverhalten ei-nes gleichförmig magnetisierten, kleinen magnetischen Teilchens von Stoner undWohlfarth behandelt werden. Anschließend sollen einige Modellrechnungen ausder Literatur zur Magnetisierung kleinster Teilchen und dem Übergang zu eindo-mänigen Verhalten vorgestellt werden.

3.1 Ummagnetisierungsverhalten eindomänigerPartikel

Ist ein magnetisches Partikel klein im Vergleich zur Austauschlänge√

A/Kd [14],so ist eine gleichförmige Magnetisierung eine gute Näherung im externen FeldHext = 0 [14]. Zur Beschreibung solcher eindomänigen Partikel sind höchstens zweiWinkelvariabeln für die mittlere Magnetisierung nötig, und die Ummagnetisierungkann in geschlossener Form behandelt werden, wie als erste Stoner und Wohlfarth[27] gezeigt haben.

Nehmen wir ein beliebiges kleines eindomäniges Teilchen an, bei welchem dieRichtung seiner (gleichförmigen) Magnetisierung durch zwei Winkelvariablen ϑ

und ϕ beschrieben werden kann. Dann kann die totale Energiedichte als Summeeines generalisierten Anisotropie-Funktionals und der Feldenergie durch das exter-ne Feld EH = −JS

∫

~Hext · ~mdV [14, S.118] (JS ist hier die Sättigungsmagnetisierung)geschrieben werden. Das Anisotropie-Funktional enthält dabei jegliche Energiebei-träge, die auf Grund von Anisotropien in der Probe auftauchen (Form, Kristallgit-ter, usw.).

11


Abbildung 3.1: Ummagnetisierungsverhalten eines Teilchens mit ausgezeichneterAnisotropie-Achse. Die analytisch berechenbare Stabilitätsgrenzeist in b) eingezeichnet. (aus [14])

Betrachten wir nun den hier interessierenden planaren Fall, in dem nur ein Win-kel ϕ und zwei Komponenten des externen Feldes eine Rolle spielen. Außerdemnehmen wir an, dass das betrachtete Teilchen eine „leichte“ Achse hat (siehe auchAbbildung 3.1a)). Damit können wir das externe Magnetfeld in eine Komponenteparallel zu dieser Achse H‖ und eine Komponente senkrecht (in der ϕ-Ebene) zudieser Achse H⊥ aufteilen. Dann ergibt sich für die totale Energiedichte:

etot = g(ϕ) − H‖ JS cosϕ − H⊥ JS sinϕ. (3.1)

Da diese Energiedichte in einer Gleichgewichtslage sein soll, muss für die Ablei-tung gelten:

∂etot/∂ϕ = g′(ϕ) − H‖ JS sinϕ − H⊥ JS cosϕ = 0. (3.2)

Außerdem muss die zweite Ableitung positiv sein, denn nur so wird ein stabilesGleichgewicht gewährleistet. Die Stabilitätsgrenze wird erreicht, wenn:

∂2etot/∂ϕ2 = g′′(ϕ) − H‖ JS cosϕ − H⊥ JS sinϕ = 0 (3.3)

erfüllt ist.Kombiniert man die Gleichungen 3.2 und 3.3, so erhält man ein implizites Glei-

chungssystem für die Stabilitätsgrenze (oder auch Umschaltkurve):

H∗‖ = −g′(ϕ) sinϕ− g′′(ϕ) cos ϕ,

H∗⊥ = −g′(ϕ) cosϕ− g′′(ϕ) sinϕ.

(3.4)

12

3.2 Übergang zu Eindomänenverhalten

Setzen wir eine einfache uniaxiale Anisotropie zweiter Ordnung, ausgedrücktdurch:

g(ϕ) = K sin2 ϕ, g′(ϕ) = 2K sinϕ cosϕ, g′′(ϕ) = 2K(cos2 ϕ− sin2 ϕ) (3.5)

in dieses Gleichungssystem ein, so erhalten wir die Umschaltkurve als:

H∗‖ JS/2K = − cos3 ϕ, H∗

⊥ JS/2K = − sin3 ϕ. (3.6)

Diese Kurve (siehe Abbildung 3.1b)) ist allgemein als die Stoner-Wohlfarth-Kurve [27] (Stoner-Wohlfarth switching astroid) bekannt.


Konnten wir in vorangegangene Abschnitt eine gleichförmige Magnetisierung an-nehmen, so ist diese im Allgemeinen nicht gegeben. Da eine geschlossene Beschrei-bung des Übergangs zum Eindomänenverhalten bisher nicht gelungen ist, konzen-trieren sich die aktuellen Arbeiten auf numerische Simulationen der Magnetisie-rung kleiner Partikel [28, 29, 30, 31, 32].

Die Vorgehensweise [29] dabei ist meist ähnlich. Zunächst wird das zu simu-lierende Teilchen mit einem Gitternetz in kleine Volumina unterteilt. Dies kannzum Beispiel über eine Finite-Elemente Methode erfolgen oder durch ein einfachesrechteckiges Netz.

Ausgehend von einer plausiblen Startkonfiguration, zum Beispiel einer Sätti-gungsmagnetisierung, wird nun die Magnetisierung des Teilchens berechnet, in-dem punktweise die mikromagnetische Gleichung [33]:

[J × Heff] = 0 (3.7)

gelöst wird. Dabei ist J die lokale Magnetisierung und Heff das lokale effektive Feld.Das effektive Feld ergibt sich dabei aus einer Variation der freien magnetischenEnthalpiedichte g bezüglich der Magnetisierung:

Heff = −δg/δJ. (3.8)

Die freie Enthalpiedichte enthält dabei die wichtigen Material- und geometri-schen Eigenschaften, wie zum Beispiel Austauschwechselwirkung, Kristallaniso-tropie, Streufeld und magnetostatische Energie des externen Feldes. Die Berech-nung dieser Anteile ist ein eigenes Problem und stark von der gewählten Aufgabe(Material, Modell usw.) abhängig. Ein Beispiel einer solchen Strukturberechnungfindet man in [29].

Soll nun auch Dynamik berücksichtigt werden so wird zumeist auf die Landau-Lifshitz-Gilbert-Gleichung [34]:

dJdt

= −|γ̄| J × Heff −|γ̄|αMs

J × (J × Heff) (3.9)

13


zurückgegriffen. Dabei ist γ̄ das Landau-Lifshitz gyromagnetische Verhältnis, undα ist die Dämpfungskonstante. Oft wird auch die Gilbert-Form [35] dieser Glei-chung:

dJdt

= −|γ| J × Heff +α

Ms

(

J × dJdt

)

(3.10)

verwendet, wobei γ das Gilbert gyromagnetische Verhältnis ist. Diese Form istmathematisch äquivalent zur Landau-Lifshitz-Form unter der Voraussetzung, dassγ = (1 +α2) γ̄. Diese Formel wird dann über verschiedene numerische Methodenin Zeitschritten integriert, um die Magnetisierungsverläufe zu erhalten [36]. DieDynamik wird wichtig, wenn die Änderungsfrequenz des externen Feldes in derGrößenordnung der Präzessionsfrequenz ~ω = γHeff ist.

Es sollen nun drei Beispielbilder aus der Literatur gezeigt werden, um die Ergeb-nisse solcher Modellrechnungen zu illustrieren.

Abbildung 3.2: Unterschied in der Magnetisierungsumkehr zwischen magneti-schen Quadraten mit 20 nm und 100 nm Kantenlänge bei einemangelegten Feld von 1 mT (aus [28])

In Abbildung 3.2 ist der Unterschied im Ummagnetisierungsverhalten zweierQuadrate verschiedener Größen verdeutlicht. Beide Quadrate haben keine Kris-tallanisotropie. Es ist ein Feld von 1 mT in Pfeilrichtung angelegt, das entgegender Remanenzmagnetisierung gerichtet ist. Wie zu erkennen ist, ist die Ummagne-tisierung des kleineren Quadrates viel homogener.

Abbildung 3.3 zeigt zwei verschiedene hochremanente Zustände eines 1 µm ×2 µm großen und 20 nm dicken NiFe-Partikels. Wenn man von einer Hochfeldsä-tigung der Magnetisierung ausgeht, ergeben sich diese „S“- und „C“-Zustand ge-nannten Remanenzmagnetisierungen.

In Abbildung 3.4 schließlich sind vier Zustände während der Ummagnetisierungeines solchen Partikels, das sich im S-Zustand befand, gezeigt. Dabei sind die Feld-stärken im Bild vermerkt.

14


Abbildung 3.3: S- und C-Zustand der Magnetisierung aus dem gesättigten Zustand(aus [29])

Abbildung 3.4: Ummagnetisierung eines S-Zustandes (aus [29])

15


16

4 Prozesse zur Herstellung nanoskaligerTMR-Elemente

Da die herkömmlichen Lift-Off basierten Herstellungsprozesse [15] mit abnehmen-der Strukturbreite immer schwerer durchzuführen sind und bei Dimensionen umdie 100 nm ihre Grenzen erreichen, mussten für die vorliegende Arbeit neue Ver-fahren gefunden werden, um die Herstellung und externe Kontaktierung von TMR-Bauelementen mit Ausdehnungen kleiner als 100 nm möglich zu machen.

Dazu wurden zwei verschiedene Prozessfolgen entwickelt, die auf verschiede-ne Art und Weise versuchen, den hauptsächlich limitierenden Lift-Off Schritt zueliminieren.

Es basiert die erste Prozessfolge auf dünnen Linien. Dieses Vorgehen wurde ge-wählt, um das bereits im Institut vorhandene Know-How in der Strukturierungdünnster Linien in Silizium [37] auf TMR-Schichtsysteme zu übertragen.

Der andere Prozess ersetzt die Freilegung der Junction per Lift-Off durch einePlanarisierung mit dem in dieser Arbeit auch als Elektronenstrahl-Lack verwende-ten „Flowable Oxide“ FOx-12 (siehe Abschnitt 6.1.1) mit anschließendem Freiätzender oberen Kontaktfläche.

In diesem Kapitel sollen beide Prozesse dargestellt werden und auf einige Ein-zelheiten eingegangen werden. Ein ausführliches Prozessprotokoll findet sich imAnhang A.

4.1 Ausgangspunkt: TMR-Schichtstapel

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untere Kontakt−SchichtSubstrat

hartmagnetische SchichtIsolatorweichmagnetische SchichtSchutzschicht

Abbildung 4.1: Aufbau des hier verwendeten Schichtstapels

Die einfachsten TMR-Schichtstapel bestehen aus zwei ferromagnetischen Schich-ten (vorzugsweise mit unterschiedlichen Koerzitivfeldstärken), die durch einendünnen Isolator getrennt sind. In der Regel wird aber eine der Schichten mit einemartifiziellen Antiferromagneten [7, 9] „gepinnt“. Um jedoch die Gesamtschichtdi-cke des zu ätzenden Stapels klein zu halten, wurde in dieser Arbeit auf diesen

17

4 Prozesse zur Herstellung nanoskaliger TMR-Elemente

Antiferromagneten verzichtet. Ansonsten wurde allerdings auf eine weitere Op-timierung der Schichtfolge verzichtet, da dies nicht Fokus dieser Arbeit sein soll-te. Die verwendeten Schichten wurden im Institut für Festkörperforschung in einerMagnetron-Sputter-Anlage [38] hergestellt. Sie wurden auf einen 100 mm Silizium-Wafer, der mit 200 nm Siliziumnitrid und 30 nm Titan bedeckt war, aufgebracht.Der Schichtaufbau des für die meisten Versuche verwendeten TMR-Schichtstapelslautet von unten nach oben:

• 10 nm CoFe

• 1 nm Aluminium, welches dann UV-unterstützt bei 1 mbar O2 (statisch) oxi-diert wurde

• 10 nm NiFe (79/21)

• 15 nm Au, damit die obere magnetische Schicht nicht oxidiert (capping layer)

Diese Schichten werden in den nachfolgenden Abschnitten wie in Abbildung 4.1gekennzeichnet.

4.2 Linienbasierter Prozess

In diesem Prozess wird eine dünne Linie durch den kompletten Schichtstapel ge-ätzt und dann nach Kantenisolation mit einer weiteren dünnen Linie von oben kon-taktiert. Der Tunnelkontakt wird dabei durch den Schnittpunkt der beiden Liniendefiniert.

4.2.1 Prozessfolge

Elektronenstrahl-Litho-graphie und Herunterätzendurch den komplettenSchichtstapel

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18

4.2 Linienbasierter Prozess

Entfernen des Lackes undDeposition der Isolations-schicht

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Formung der Seitenisolation(Spacer) durch anisotropesHerunterätzen des Isolators

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Deposition der oberen Kon-taktschicht

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4.2.2 Besonderheiten

Ein besonders kritischer Schritt des linienbasierten Prozesses ist die Formung desIsolatorspacers und die dadurch zu erzielende Kantenisolation der Tunnelschich-ten. Die Rückätzung der isolierenden Schicht muss stoppen, bevor die Tunnelbar-

19


riere freigelegt wird oder der Abstand der oberen Kontaktschicht zur unteren zugering wird. Auf der anderen Seite muss sichergestellt sein, dass die Oberseite desSchichtstapels frei von isolierendem Material ist, damit der obere Kontakt gelingt.

Eine wichtige Voraussetzung für das Gelingen der Rückätzung ist jedoch aucheine gleichmäßige, defektfreie Isolatorschicht als Ausgangspunkt. Dies ist jedochnicht immer gewährleistet.

In Abbildung 4.2 sind zwei rasterelektronenmikroskopische Aufnahmen ver-schiedener Isolatorschichten zu sehen. Abbildung 4.2(a) zeigt eine mit aufgedampf-tem SiO2 bedeckte geätzte Linie. In der Isolatorschicht ist dabei entlang der Linieein Riss zu erkennen.

Im Schnitt durch eine mit SiO2 bedeckte Linie in Abbildung 4.2(b) ist außerdemzu erkennen, wie Verwerfungen in der Schicht bis an die Linie heranführen. So-mit ist je nach Struktur der Isolatorschicht, selbst bei gelungenem Ätzstopp, einehinreichend gute Isolation der Linien nicht garantiert.

(a) Aufsicht auf eine aufgedampfte SiO2Schicht (b) Schnitt durch eine Linie mit SiO2

Schicht

Abbildung 4.2: REM Aufnahmen mit SiO2 bedeckter Linien

4.3 Punktebasierter Prozess

Bei diesem Prozess wird der Tunnelkontakt auf einer breiten Leiterbahn definiert,durch Planarisierung mit FOx-12 isoliert und nach Schutz der Leiterbahnkantenund anschließendem Freiätzen der obersten Schicht durch eine weitere breite Lei-terbahn kontaktiert.

20


4.3.1 Prozessfolge

Formen der unteren Leiter-bahn durch optische Litho-graphie und Ionenstrahlät-zen

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Definition des Tunnel-kontaktes durchElektronenstrahl-Lithographie und Herunter-ätzen auf die untere Kontakt-schicht

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Aufbringen der oberen Kon-taktschicht und Formungder oberen Leiterbahn durchLift-Off ��

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4.3.2 Besonderheiten

Die eigentliche Neuheit beim punktebasierten Prozess ist die die Isolation über dasplanarisierende FOx-12. Das in Abschnitt 6.1.1 genauer beschriebene FOx-12 wirdeigentlich als „flowable oxide“ verkauft und in der Halbleitertechnik als aufschleu-derbares, planarisierendes Dielektrikum verwendet. Dazu wird es allerding einemTemperschritt bei mehr als 450 ◦C unterzogen. Damit wäre FOx-12 eigentlich nichtzur Isolation von TMR-Strukturen zu verwenden.

Wegen der Entdeckung der Verwendbarkeit von FOx-12 als Elektronenstrahl-Lack [39], war es allerdings zu vermuten, dass der Temperschritt auch durch Elek-tronenbestrahlung ersetzt werden kann, was in der Halbleitertechnik auch schonerprobt wurde [40].

Somit kann der Tunnelkontakt nun mit FOx-12 planarisiert werden, das dannper Elektronenbestrahlung in Oxid umgewandelt wird und als Isolator dient. Da-nach wird das FOx-12 heruntergeätzt – entweder per RIE (Abschnitt 5.5) oder perIBE (Abschnitt 5.4) – bis die Oberseite des Tunnelkontaktes freigelegt ist. Um denÄtzstopp zu bestimmen, wird der Vorgang per Rasterkraftmikroskop (atomic forcemicroscope: AFM) kontrolliert (siehe Abbildung 4.3).

Da FOx-12 allerdings nur kleine Strukturen (unter 1 µm) planarisiert und sichbei größeren Strukturen dem Strukturprofil anpasst, ist an den Kanten der brei-ten Zuleitung die Schichtdicke geringer als über dem Tunnelkontakt. Dies würdeohne weitere Maßnahmen dazu führen, dass beim Herunterätzen an den KantenKurzschlüsse entstehen. Deshalb wurde unter Auslassung eines 2 µm breiten Be-reiches um den Tunnelkontakt herum eine weitere Isolatorschicht deponiert. Fürdiese zweite Isolatorschicht haben sich zum Beispiel 60 nm Si3N4 als hinreichenderwiesen.

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(a) Vor der Planarisierung

(b) Nach der Planarisierung

Abbildung 4.3: Rasterkraftmikroskopische Aufnahmen eines Tunnelkontaktes vorund nach der Planarisierung mit dazugehörigen Linienprofilenüber den Tunnelkontakt

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24

5 Verwendete Technologien

Bevor in Kapitel 6 näher auf die bei der Nanostrukturierung von magnetischenMultilagen auftretenden technologischen Besonderheiten eingegangen wird, sol-len in diesem Kapitel die in den Prozessabläufen verwendeten Technologien kurzeingeführt werden.

5.1 Schichtdeposition

Die verwendeten magnetischen Mehrschichtsysteme wurden im Institut für Fest-körperforschung an einer Mehrkammer-Magnetron-Sputter-Anlage mit fünf ver-schiedenen Targets und der Möglichkeit einer in situ UV-unterstützten Oxidationder gesputterten Schichten hergestellt. Die Herstellung von TMR-Schichtsystemenan dieser Anlage wird an anderer Stelle ausführlich behandelt [38].

Auf eine genaue Diskussion der Schichtdeposition wird an dieser Stelle verzich-tet, da Herstellung, Charakterisierung und Optimierung nicht Aufgabe dieser Ar-beit waren. Sie konzentriert sich rein auf die Miniaturisierung von magnetischenBauelementen für gegebene Schichtpakete.

5.2 Optische Lithographie

In der optischen Lithographie werden die herzustellenden Strukturen mittels Lichteiner bestimmten Wellenlänge durch eine auf einer Quarzglasplatte aufgebrachtebereits strukturierte Chromschicht (die „Maske“) in eine lichtempfindliche Schicht– den sogenannten Photolack oder Resist – übertragen.

Diese Schicht wurde vorher auf die zu strukturierende Probe – im Weiteren auchWafer genannt, da als Substrat meist Silizium-Wafer verwendet werden – aufge-schleudert. Der Photolack, meist ein spezielles Polymer, wird dabei an den belich-teten Stellen in einer Entwicklerflüssigkeit löslich, während die durch das Chrombeschatteten also unbelichteten Stellen stehen bleiben.

Dies ist der sogenannte Positiv-Prozess [42]. Beim Negativ-Prozess ist dieses Ver-halten umgekehrt. Das lässt sich durch einen anderen Lack oder eine besondereBehandlung spezieller Lacke erreichen.

Der Strukturübertrag in der optischen Lithographie kann mit drei verschiedenenVerfahren erfolgen [43]:

• Kontakt-Belichtung

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Abbildung 5.1: Schematischer Aufbau des Kontakt-Belichters MA6 der Firma Süss(aus [41])

Abbildung 5.2: Prinzip des Maskenprojektions-Verfahrens (aus [43])

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5.2 Optische Lithographie

• Proximity-Belichtung

• Projektions-Belichtung

Bei der Projektionsbelichtung (siehe Abb. 5.2) werden die Strukturen der Maskeüber ein optisches System verkleinert auf den Wafer projiziert.

Dieses Verfahren, mit dem sich auch sehr kleine Strukturen übertragen lassen(90 nm Strukturen werden derzeit in der Speicherproduktion verwendet [13]), wirdvorrangig in der Halbleiterindustrie eingesetzt. Mit abnehmenden Strukturbreitenwird jedoch das optische System und die Herstellung der Masken immer kompli-zierter, wodurch solche Anlagen sehr teuer werden.

Da außerdem ein Hauptvorteil dieses Verfahrens, nämlich die geringe Abnut-zung der Maske bei gleichzeitig hohem Durchsatz, im Forschungsbetrieb kaum ei-ne Rolle spielt, wird dieses Verfahren im Rahmen der Forschung nur selten einge-setzt.

Abbildung 5.3: Prinzip des Proximity-Verfahrens (aus [43])

Bei der Proximity-Belichtung (siehe Abb. 5.3) erfolgt die Belichtung über direk-ten Schattenwurf während die Maske einige Mikrometer von der Probe entferntgehalten wird. Dieses Verfahren hat zwar den Vorteil einer geringen Belastung vonMaske und Probe, es hat jedoch, wegen auftretender Beugungseffekte, eine gerin-gere Auflösung als die Kontakt-Belichtung.

Bei der Kontakt-Belichtung (siehe Abb. 5.4) wird die Probe direkt auf die Maskeaufgepresst, was eine hohe Beanspruchung von Maske und Probe und die Gefahreiner Verunreinigung kritischer Strukturen mit sich bringt. Allerdings sind die Beu-gungseffekte geringer, was zu besser aufgelösten kleinen Strukturen führt.

Zur Herstellung von Strukturen durch optische Lithographie stand ein Kontakt-Belichter der Firma Süss zur Verfügung. Der schematische Aufbau des Belichtersist in Abbildung 5.1 zu sehen.

Der verwendete Kontakt-Belichter MA6 erreicht mit den verwendeten Maskenund Lacken eine minimale Strukturgröße von ungefähr 0,5 µm [41].

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Abbildung 5.4: Prinzip des Kontakt-Verfahrens (aus [43])

5.3 Elektronenstrahl-Lithographie

Neben der optischen Lithographie wurde für die kleineren Strukturendie Elektronenstrahl-Lithographie verwendet. Während Elektronenstrahl-Projektionsverfahren (siehe z.B. [44]) noch nicht etabliert sind [13], findet dasserielle Schreiben mit Elektronenstrahlen weit verbreitete Anwendung, unteranderem zur Herstellung von Masken für die optische Lithographie oder der An-fertigung von Strukturen auf Wafern mit geringer Stückzahl für Forschungs- undEntwicklungs-Arbeiten. Beim Elektronenstrahl-Schreiben wird ein fokussierterStrahl von Elektronen seriell über die Probe geführt, die dann den speziellen fürElektronen empfindlichen Lack „belichten“1. Die für die Belichtung verwendeteAnzahl der Elektronen, mit denen die Probe beschossen wird, wird Dosis genannt.Sie wird als Ladungsdichte in µC/cm2 gemessen.

Elektronenstrahl-Lacke unterscheiden sich von optischen Lacken und sindmeist nicht für die in der optischen Lithographie verwendeten Wellenlängenempfindlich. Sie werden ansonsten jedoch fast identisch verarbeitet. Vorteil desElektronenstrahl-Schreibens ist die sehr hohe mögliche Auflösung (näheres siehe6.1.2). Allerdings ist der Durchsatz im Vergleich zu Maskenverfahren sehr gering.

Hier wurde ein EBPG5-HR Elektronenstrahl-Schreiber von Leica verwendet. Die-ser arbeitet mit dem Gauß-Rundstrahl-System im Vektor-Scan-Verfahren. Dabeikommt, wie der Name schon sagt, ein dünner runder Strahl mit einer radialenGauß-förmigen Stromdichteverteilung zum Einsatz, der nur auf die zu belichten-den Stellen gelenkt wird. Andere Möglichkeiten wären zum einen beispielsweiseshaped-beam Techniken, bei denen der Strahl speziell an die Struktur angepasst ge-formt wird, zum anderen gibt es das raster-scan Verfahren, bei welchem der Strahlüber die gesamte Probe gerastert wird und ein Shutter nur bei den zu schreibendenStellen öffnet [45].

Wichtige Parameter neben der Beschleunigungsspannung, die mit 50 kV kon-

1Auch bei Elektronstrahl-Lithographie wird der Ausdruck „Belichten“ für die Strukturdefinitionverwendet, da die Auswirkung auf den Lack technologisch gleich ist.

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5.3 Elektronenstrahl-Lithographie

PSfrag replacements

Strahldurchmesser

Schrittweite

(a) Strahlführung bei einer 37,5 nm-Linie (b) Strahlführung bei einer single-line

Abbildung 5.5: Verschiedene Strahlführungen

stant gelassen wurde, sind Strahldurchmesser2 und Strahlschrittweite (beam stepsize: bss). Die Strahlschrittweite sollte dabei für eine gleichmäßige Belichtung undgeringe Kantenrauhigkeit etwas kleiner als die Strahlbreite sein, sie sollte im Inter-esse einer kurzen Schreibzeit auch nicht zu klein sein (siehe Abb. 5.5(a)). Für grö-ßere Strukturen wurde darum hier ein Strahl mit einem Durchmesser von 300 nmund eine Schrittweite von 250 nm benutzt, für die kleinen Strukturen ein Strahl mit15 nm nominellem Durchmesser und einer Schrittweite von 12,5 nm. Eine Ausnah-me bilden dabei sogenannte single-lines, bei denen bei einer Strahlbreite von 15 nmund einer Schrittweite von 5 nm die Überlappung größer ist (Abb. 5.5(b)).

Zu Einzelheiten bezüglich verwendetem Lack und Besonderheiten derElektronenstrahl-Lithographie mit Auswirkung auf die Nanostrukturierung seihier auf Abschnitt 6.1.1 und Abschnitt 6.1.2 verwiesen.

2Obwohl es sich bei dem Elektronenstrahl um einen Gauß-Strahl handelt, hat sich die BezeichnungStrahlbreite oder -durchmesser eingebürgert.

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5.4 Ionenstrahlätzen

Zur Übertragung der in den Lacken erzeugten Strukturen in die magnetischenMultilagen wurde die Argon-Ionenstrahl-Ätztechnik verwendet. Dabei werdenin einer Gasentladung Argon-Ionen erzeugt, welche mittels einer Hochspannungauf das Ziel (Target) hinbeschleunigt werden, das sich im Hochvakuum befindet(p ∼ 10−6 mbar). Dort werden von den Argon-Ionen in einem physikalischen Sput-terprozess [46] Atome und Cluster aus der Oberfläche des Zieles herausgeschlagenund somit ein schichtweiser Abtrag bewirkt. Im Gegensatz zum reaktiven Ionenät-zen, welches in Abschnitt 5.5 beschrieben wird, ist das Argon-Ionenstrahl-Ätzennur wenig selektiv, d.h. die Ätzraten verschiedener Materialien unterscheiden sichnicht sehr stark, und liegen nur um bis zu einem Faktor 5 auseinander.

Abbildung 5.6: Prinzipaufbau eines Ionenstrahlätzers und Potentialverlauf (aus[47])

In der vorliegenden Arbeit wurde eine Argon-Ionenstrahl-Sputteranlage von Ox-ford Instruments eingesetzt. Diese hat einen rotierenden, neigbaren Probentellermit einem Durchmesser von fünf Zoll. Die Argon-Ionen werden in einer sogenann-ten Kaufman-Quelle [48] erzeugt und mit einstellbarer Spannung und Stromstärkeauf den Probenteller hin beschleunigt (siehe auch Abbildung 5.6). Typische Span-nungen sind dabei 250 V und 500 V, typische Stromstärken 44 mA (entsprechend0,25 mA/cm2) oder 88 mA (entsprechend 0,5 mA/cm2).

Die Sputterraten und Verhaltensweisen wie Redeposition hängen beim Ionen-strahlätzen in nichttrivialer Weise von dem zu ätzenden Material, der Beschleuni-gungsspannung, dem Neigungswinkel der Probe gegen den Strahl und der Formder zu ätzenden Strukturen ab, wodurch die notwendige Optimierung aufwendigwird (siehe dazu Abschnitt 6.2).

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5.5 Reaktives Ionenätzen

5.5 Reaktives Ionenätzen

Beim reaktiven Ionenätzen (reactive ion etching: RIE) wird in einer Hochvakuum-kammer mit einem chemisch reaktiven Gas eine Glimmentladung gezündet. Durchdie sich ausbildende Bias-Spannung werden die Ionen auf die Probe hin beschleu-nigt und tragen über einen Sputterprozess zur Ätzung bei, während die Radikaledes Reaktivgases eine chemische Verbindung mit dem zu ätzenden Material einge-hen.

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Gas

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Abbildung 5.7: Reaktives Ionenätzen

Dabei befindet sich die Probe im Gegensatz zum Ionenstrahlätzen in der ver-wendeten Gasentladung nämlich direkt oberhalb der Kathode (siehe Abbildung5.7). Der eigentliche Ätzprozess ist hierbei eine Mischung aus physikalischem undchemischem Ätzen. Die physikalische Komponente liefert dabei die nötige Anre-gungsenergie für chemische Reaktionen, erzeugt Oberflächendefekte auf der Probeund gibt damit eine Vorzugsrichtung für den Ätzprozess vor. Die chemische Kom-ponente bestimmt die Selektivität des Ätzprozesses durch Unterschiede der Reak-tivität mit den Probenmaterialien und verschiedene Flüchtigkeiten der Reaktions-produkte. Da sich nur bei bestimmten Kombinationen von Reaktivgas und Materialflüchtige Reaktionsprodukte bilden, können nur einige Materialien per RIE geätztwerden.

In der vorliegenden Arbeit wurde eine Oxford Instruments RIE-Anlage mit ei-nem CHF3-Plasma zum Ätzen von Oxiden, einem O2-Plasma zum Ätzen von opti-schen Photolacken und einem SF6-Plasma zum Ätzen von Titan verwendet.

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6 Nanostrukturierung

Die Nanostrukturierung von TMR-Bauelementen lässt sich prinzipiell in drei Pha-sen unterteilen: Strukturdefinition, Strukturübertragung und Isolation beziehungs-weise Kontaktierung der Nanostrukturen. Die letzte Phase wurde bereits im Rah-men der Diskussion der Herstellungs-Prozesse behandelt.

In diesem Kapitel werden die Aspekte der eigentlichen Nanostrukturierung ma-gnetischer Multilagen behandelt. Zunächst wird dabei auf die Strukturdefinitioneingegangen, insbesondere auf den verwendeten Elektronenstrahllack und auf dieBesonderheiten der Elektronenstrahl-Lithographie im 100 nm Bereich, vor allemauf metallischen/magnetischen Schichten. Danach wird die Übertragung der Na-nostrukturen in die magnetischen Schichtsysteme diskutiert.

6.1 Strukturdefinition

In den letzten Jahren gab es einen starken Anstieg des Interesses an Strukturen imtiefen Submikrometer-Bereich. Nicht zuletzt für die Anwendung in der Industrieist eine stetige Verkleinerung hergestellter Strukturen wünschenswert, auch in derForschung spielt die Untersuchung kleinster Strukturen eine immer größere Rolle.In der Halbleiterindustrie werden inzwischen schon Strukturgrößen bis zu 60 nm[13] per optischer Projektionslithographie (siehe Abschnitt 5.2) erreicht. In der For-schung ist jedoch die Elektronenstrahl-Lithographie die bevorzugte Methode.

Die meisten Standard-Elektronenstrahllacke erreichen jedoch bereits bei Größen-ordnungen oberhalb 100 nm ihr Limit. Deshalb ist es nötig, für kleinere Strukturenspeziell höchstauflösende Lacke zu verwenden. Momentan stehen dafür primärzwei Stoffgruppen zur Auswahl: Calixarene und Sisesquioxane. Calixarene sindzyklische organische Oligomere, von denen 1996 erstmals berichtet wurde, dass sieals hochauflösender Elektronenstrahllack verwendet werden können [49]. Silses-quioxane sind Si-basierte Oligo- beziehungsweise Polymere (siehe 6.1.1).

Speziell bei Hydrogen Silsesquioxan (HSQ) waren die zu erwartenden Ätzeigen-schaften, vor allem die Ätzfestigkeit bei Ionenstrahlätzung und das hohe erreich-bare Aspektverhältnis, sehr gut. Da außerdem bereits Erfahrungen in der Nano-strukturierung mit HSQ vorlagen [37], wurde HSQ für die vorliegende Arbeit alsElektronenstrahl-Lack gewählt.

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6.1.1 Hydrogen Silsesquioxan (HSQ): Ein hochauflösenderanorganischer Resist

HSQ, von welchem 1998 erstmals eine Eignung als hochauflösenderElektronenstrahl-Lack berichtet wurde [39], ist, wie bereits erwähnt, ein Teilder Gruppe der Silsesquioxane. Silsesquioxane sind Oligo- bzw. Polymere, dieentsprechend der Summenformel (RSiO3/2)2n aufgebaut sind. R steht dabei füreinen organischen Rest. Handelt es sich bei diesem Rest rein um Wasserstoff, soerhält man Hydrogen Silsesquioxan (HSQ).

In der Halbleiterindustrie werden bereits seit einigen Jahren Silsesquioxane we-gen ihrer Ähnlichkeit im getemperten Zustand mit SiO2 als aufschleuderbare Oxideverwendet. Als solches wird auch HSQ in einer Lösung mit MIBK1 von Dow Cor-ning Inc. unter dem Markennahmen FOx-1x verkauft. Hier wird dabei die höchsteVerdünnung FOx-12 verwendet.

Abbildung 6.1: Strukturschemata von HSQ (nach [50, 37])

1MethylIsoButylKeton

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Abbildung 6.2: Reaktionsschema von HSQ (nach [39])

In FOx-12 liegt eine Mischung der im Allgemeinen bei HSQ vorkommen-den Strukturen vor [50]: ungeordnete Struktur, Leiterstruktur, Käfig- und par-tielle Käfigstruktur (siehe Abbildung 6.1). In diesen Strukturen werden beiEnergiezufuhr (zum Beispiel durch Tempern oder Elektronen-Bombardement)Wasserstoff-Bindungen aufgebrochen (siehe Abbildung 6.2(a)). Nicht mehr abge-sättigte Silizium-Atome können dann Bindungen mit Sauerstoff-Atomen eingehen,was zu einer dreidimensionalen Verknüpfung und somit zu einer SiO2-ähnlichenStruktur führt.

FOx-12 wird auf die Probe im spin-coating-Verfahren aufgebracht; das heißt HSQwird auf die auf einem Drehteller angebrachte Probe mit einer hohen Umdrehungs-zahl aufgeschleudert2. Vorangehende Versuche [37] haben dabei gezeigt, dass diedabei verwendete Drehzahl für die Schichtdicke kaum eine Rolle spielt. Im Weite-ren wurden stets 4000 rpm (rotations per minute) verwendet. Da eine hinreichendgroße Schichtdicke für das Ionenstrahlätzen notwendig war (siehe Abschnitt 6.2),wurde auf eine weitere Verdünnung verzichtet (näheres siehe Abschnitt 6.1.2).

Da HSQ zu Polymerisation neigt, ist es in der Verarbeitung recht sensibel. DieAufbewahrung hat bei −5 − +5 ◦C zu erfolgen. Das Aufschleudern muss dement-sprechend zügig durchgeführt werden, da unter anderem auch eine Reaktion mitder Luftfeuchte erfolgt. Auch kann der HSQ nur in HDPE-Flaschen (high densitypolyethylen: Polyethylen hoher Dichte) aufbewahrt werden, da Kontakt mit Glas

2Im Weiteren wird auch für FOx-12 die Bezeichnung HSQ verwendet, da in der Verarbeitung HSQstets nur in Lösung vorkommt.

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eine Polymerisation veranlasst.Nach dem Aufschleudern kann HSQ auf Heizplatten getrocknet werden (wie in

[37]), was jedoch Auswirkungen auf den Kontrast als Elektronenstrahl-Lack (sie-he Abschnitt 6.1.2) hat [51], da im Prinzip eine thermische Vorbelichtung geschieht[52]. Da Schritte mit hoher thermischer Belastung in der vorliegenden Arbeit zurSchonung der Tunnelbarriere vermieden werden sollten, wurde deshalb auf eineTrocknung verzichtet. Ein weiterer Parameter mit Einfluss auf Kontrast und not-wendiger Dosis ist die Wartezeit zwischen Aufschleudern und Belichtung [53].Nach dem Aufschleudern wurden die Proben deshalb mindestens einen Tag anLuft gelagert, da die Parameteränderungen in den ersten Stunden am gravierends-ten sind [52].

6.1.2 Nanolithographie mit Elektronenstrahlen

Wie bereits in Kapitel 5.3 beschrieben, wird bei der Elektronenstrahl-Lithographieein entsprechender Lack mit Elektronen beschossen, wodurch chemische Reaktio-nen ausgelöst werden, die bewirken, dass die beschossenen Stellen bei der nachfol-genden Entwicklung entweder besser (Positivlack) oder schlechter (Negativlack)löslich sind.

Beim Eindringen der Elektronen in Lack und Substrat und der nachfolgendenBehandlung treten dabei verschiedene Effekte auf. Diese sollen im Folgenden inHinblick auf die Besonderheiten bei Nanostrukturierung, insbesondere in Verbin-dung mit der Strukturierung metallischer/magnetischer Schichten, diskutiert wer-den sollen.

Proximity-Effekt: Rückstreuung von Elektronen

Beim Eindringen in den Lack und weiter in das Substrat werden die in unseremFall mit 50 kV auftreffenden Elektronen mehrfach gestreut und dadurch abgelenkt.Bei diesen Streuungen deponieren sie Energie in den Lack, was zu (erwünschten)chemischen Reaktionen führt. Außerdem werden Sekundärelektronen erzeugt, dieihrerseits auf ihren Bahnen Energie deponieren. Diese Prozesse erfolgen solange,bis die Elektronen einen Großteil ihrer Energie verloren haben und in ihrer jewei-ligen Umgebung thermalisieren. Die Eindringtiefe der Elektronen kann dabei jenach Substrat einige Mikrometer betragen. Das bedeutet, dass die meisten Elek-tronen in das Substrat eindringen und dort thermalisieren. Ein Teil der Elektronenwird jedoch auch in den Lack zurückgestreut. Dies kann bis zu einigen Mikrometervon der Eintreffstelle entfernt erfolgen und dazu führen, dass zum einen benach-barte Strukturen einander beeinflussen und zum anderen bei ausgedehnten Struk-turen innere Bereiche mehr Energie erhalten als äußere. Dies ist der sogenannteProximity-Effekt.

In Abbildung 6.3 sind die Ergebnisse von sogenannten Monte-Carlo-Simulationen [54] zu sehen. Abbildungen 6.3(a) und 6.3(b) zeigen die Trajektorien

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(a) Ohne Metallschicht (b) Mit Metallschicht

Abbildung 6.3: Monte-Carlo-Simulation der Elektronentrajektorien in Si bzw. in ei-nem Metall-Schichtsystem auf Si (erstellt mit SS_MC [54])

Abbildung 6.4: Monte-Carlo-Simulation der deponierten Energie in HSQ auf Sibzw. einem TMR-Schichtsystem auf Si abhängig von der Entfernungzum Auftreffpunkt, in verschiedenen Tiefen ausgewertet (erstelltmit Sceleton [55, 56])

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von Elektronen beim Eindringen in HSQ auf einem Silizium-Substrat mit und ohneMetallschicht.

Deutlich ist zu erkennen, dass eine Metallschicht die Elektronen viel stärker ab-bremst und zurückstreut, als es das Silizium tut. Dadurch ist der Proximity-Effektbei Metallschichten stärker, was quantitativ auch in Abbildung 6.4 zu sehen ist.Dort ist die deponierte Energie pro auftreffendem Elektron pro Volumen über derEntfernung vom Auftreffpunkt aufgetragen.

Wie gut zu sehen ist, ist bereits nach wenigen zehn Nanometern die deponierteEnergie bei dem Substrat mit TMR-Schichtsystem höher als bei dem Substrat mitreinem Silizium. Somit wird der Prozessbereich, das heißt die hinnehmbare Ab-weichung von der idealen Dosis, für die Herstellung von Nanolinien mit steilenFlanken stark eingeengt, was dazu führt, dass bereits geringe Änderungen in Dosisund Kontrast sich in verschlechterten Linienprofilen niederschlagen, die bei einerLithographie auf reinem Silizium vernachlässigbar wären.

Kontrast eines Elektronenstrahl-Lackes

Wie bereits erwähnt, werden im Elektronenstrahl-Lack die Strukturen geformt, in-dem bestimmte chemische Reaktionen durch die eindringenden Elektronen ange-stoßen werden. Diese äußern sich dann in einer veränderten Löslichkeit in einerEntwicklerlösung. Natürlich ist der Unterschied der Löslichkeiten nur endlich undhängt von der Dosis an der entsprechenden Stelle ab.

Der Unterschied zwischen der geringsten Dosis, bei welcher sich die Löslichkeitzu ändern beginnt, und der Dosis, nach der sich die Löslichkeit nicht mehr oder nurnoch kaum ändert, bestimmt den Kontrast des Elektronenstrahl-Lackes. Je kleinerdieser Unterschied ist, desto größer ist der Kontrast.

Für die Nanolithographie ist ein hoher Kontrast wünschenswert, da so einschneller Übergang an den Strukturkanten erreichbar ist. Allerdings ist dieser Über-gang auch stark von der Strahlform abhängig, wie im folgenden Abschnitt erläutertwird.

Strahldurchmesser und -form

In Abbildung 6.5 ist schematisch die Strahlform und Halbwertsbreite eines Gauß-förmigen Strahles gezeigt [45]. Erkennbar ist dabei die Rückstreuung, deren Aus-wirkungen im Abschnitt 6.1.2 erläutert wurden, und der um vieles stärkere Haupt-strahl. Da, wie in den Proximity-Rechnungen zu sehen war, der größte Energieein-trag in der Vorwärtsrichtung eindringender Elektronen geschieht, ist genau dieseForm und Breite des Hauptstrahles ausschlaggebend für die Bildung der Struktu-ren.

Wie im vorangegangenen Abschnitt beschrieben, ist die Löslichkeit des Lackesvon der Dosis, also der Anzahl der auftreffenden Elektronen, abhängig. Außer dem

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Abbildung 6.5: Schematisches effektives Strahlprofil eines Gauß-förmigen Elektro-nenstrahles

Kontrast des Lackes bestimmt also die Intensitätsverteilung des Elektronenstrahlsüber Größe der Strukturen und Kantensteilheit.

In der praktischen Arbeit ist diese Verteilung jedoch nicht sehr leicht zu mes-sen und einzustellen. Um die Strahlbreite zu bestimmen, wird der Strahl mit ver-schiedenen Fokussierungen über Marker bekannter Größe geführt und daraus dieStrahlgrößen errechnet. Die verwendeten Marker haben jedoch eine nicht ver-schwindende, aber unbekannte Kantensteilheit, was dazu führt, dass die Unsicher-heiten in der Messung des Strahldurchmessers durchaus im Bereich von 40 nm lie-gen können. Solche Unsicherheiten sind bei einem Strahldurchmesser von nominell15 nm allerdings nicht zu vernachlässigen. Da es jedoch nicht oder nur mit hohemAufwand möglich wäre, diese Unsicherheiten stark zu verkleinern, müssen sie beider Planung der Strukturen berücksichtigt werden.

Durch einen größeren Strahldurchmesser verschiebt sich zum Beispiel die realeDosis, da die gleiche Anzahl von Elektronen (es wird der Strahlstrom gemessen)auf eine größere Fläche trifft. Bei Proben aus reinem Silizium, die viel höhere Spiel-räume in den Dosen tolerieren, ist die Variation, wenn nicht vernachlässigbar, sodoch tragbar. Bei metallischen Schichten ist es jedoch sinnvoll, stets eine Dosisreihezu schreiben.

6.1.3 Anwendung / Hergestellte Strukturen

In der vorliegenden Arbeit wurden sowohl dünne Linien als auch kleine Punk-te in HSQ auf einem metallischen TMR-Schichtsystem hergestellt. Dabei war beiden Linien sowohl ein intrastruktureller Proximity-Effekt als auch der Einfluss derStrahlbreite zu beachten, bei den Punkten zumindest die Strahlbreite. Bei beiden

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Strukturen spielte auch die mechanische Stabilität eine Rolle, was im Laufe diesesAbschnitts noch erläutert wird.

Nachfolgend werden rasterelektronenmikroskopische Aufnahmen von herge-stellten Strukturen gezeigt. Alle diese Aufnahmen wurden bei einer Beschleuni-gungsspannung von 10 keV unter einem Winkel von 60◦ gemacht.

Da die Übertragung der Strukturen mit Ionenstrahlätzen zu erfolgen hatte (sie-he Abschnitt 6.2), war es nötig, die komplette Lackdicke des unverdünnten FOx-12auszunutzen, wodurch es nicht möglich war, Strukturen kleiner als 30 nm herzu-stellen. Zudem waren Strukturen unter 40 nm mechanisch nicht stabil genug, umsie für eine Übertragung per Ionenstrahlätzen zu verwenden.

In Abbildung 6.6(a) sieht man dazu eine mit einem Rasterelektronenmikroskop(REM) gemachte Aufnahme eines Feldes von HSQ-Punkten, welche nach der Ent-wicklung umgefallen sind. Im Gegensatz dazu sieht man in Abbildung 6.6(b) einenungefähr 40 nm breiten stabilen HSQ-Punkt.

Eine unterbelichtete Linie ist in Abbildung 6.7(a) zu sehen, daneben sieht maneine stark überbelichtete Linie.

Abbildung 6.8 zeigt 25 nm, 37,5 nm, 50 nm und 75 nm Linien mit optimiertemProfil, das heißt möglichst dünn, mit möglichst steilen Kanten, bei voller Lackhöhe.Bei optimiertem Profil, sind die Linien nur unwesentlich breiter als die nominelleSchreibbreite.

Man kann sogar in Abbildung 6.9 eine ungefähr 21 nm breite Linie erkennen, diemit einer nominellen Breite von 25 nm geschrieben wurde. Diese ist zwar etwasunterbelichtet, hat aber immer noch eine Höhe von circa 150 nm.

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(a) Feld nicht stabiler HSQ-Punkte

(b) 160 nm hoher, 40 nm breiter, stabiler HSQ-Punkt

Abbildung 6.6: Verschiedene HSQ-Punkte

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(a) Umgefallene, stark unterbelichtete Linie

(b) Stark überbelichtete Linie

Abbildung 6.7: Unter- und überbelichtete Linien

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(a) 25 nm Linie (b) 37,5 nm Linie

(c) 50 nm Linie (d) 75 nm Linie

Abbildung 6.8: Linien mit optimiertem Profil bei 160 nm Höhe

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Abbildung 6.9: Ungefähr 21 nm breite und 150 nm hohe Linie

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6.2 Strukturübertragung in magnetische Schichtstapel

6.2 Strukturübertragung in magnetischeSchichtstapel

Bei der Strukturübertragung in die magnetischen Schichtstapel per Ionenstrahlät-zung wurden zunächst verschiedene Arten von Ätzmasken getestet mit der Ab-sicht, die ätzbaren Schichtdicken zu erhöhen. So wurde ein Zwei-Lagen-Lack-Prozess mit einem AZ-Lack durchgeführt und die Eignung einer Titan-Ätzmaskegetestet. Außerdem wurde das Direktätzen mit HSQ untersucht.

6.2.1 Strukturübertrag mit Mehr-Lagen-Lack

Da das Argon-Ionenstrahlätzen, das hier für die Übertragung der Strukturen in diemagnetischen Schichtstapel genutzt werden musste, nicht sehr selektiv ist, ist dieätzbare Dicke im Wesentlichen durch die Lackdicke beschränkt. Außerdem würdeeine dicke Lackschicht die Rückstreuung von den metallischen Schichten vermin-dern und damit unter Umständen die Lithographie unabhängiger vom genauenAufbau des Schichtstapels machen. Darum wurde getestet, ob ein Zwei-Lagen-Lack-Prozess mit einem ausgebackenen AZ-Lack diese Beschränkungen lindernkönnte.

Es wurde zunächst eine 400 nm dicke Lackschicht mit dem optischen LackAZ5204 aufgeschleudert. Diese Schicht wurde dann eine Stunde bei 250 ◦C ausge-härtet. Danach wurde der HSQ aufgeschleudert und lithographiert. Die so erzeug-ten Strukturen wurden dann mit einem Sauerstoff-RIE-Prozess in den AZ5204 über-tragen. Dann wurde der IBE-Schritt zur Übertragung in den Schichtstapel durchge-führt.

Bei der Argon-Ionenstrahlätzung konnte jedoch eine starke Redeposition von ge-sputterten Material nicht verhindert werden, was dazu führte, dass der Lack nachdem Ätzen vollkommen mit Material bedeckt war. Sogar wenn der Lack danachper RIE-Ätzen entfernt wurde, blieben die Ablagerungen zurück, wie in Abbildung6.10 zu sehen ist.

Hilfsmittel Titan

Da Titan eine besonders niedrige Ätzrate in der IBE hat und außerdem mit einemSF6-Prozess auch in der RIE strukturierbar ist, war es naheliegend, eine Titanätz-maske zur Strukturierung der magnetischen Schichten zu verwenden. Dies hät-te außerdem den Vorteil, dass das Titan nach der Ätzung nicht entfernt werdenmuss, sondern als Teil der elektrischen Zuleitung dienen kann. Da Titan ein Metallmit niedriger Massenzahl ist, hätte es die Elektronenstrahl-Lithographie auch nichtsehr stark beeinflusst.

Allerdings hat es sich herausgestellt, dass HSQ eine so hohe Ätzrate im SF6-Plasma hat, dass es nicht zur Strukturierung von Titan geeignet ist. In Abbildung

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Abbildung 6.10: Mit starker Redeposition bedeckte geätzte Linie

6.11 sieht man hierzu eine REM-Aufnahme, in welcher eine stark angegriffeneHSQ-Linie auf einem angeätzten Titan Untergrund abgebildet ist.

Ein möglicher Drei-Lagen-Prozess hätte die Prozessführung allerdings so starkverkompliziert, dass die möglichen Vorteile dies nicht gerechtfertigt hätten.

6.2.2 Strukturübertrag mit Direktätzen

Wenn man sich auf eine Schichtdicke des zu ätzenden Metallstapels von (je nachÄtzraten) unter 100 − 120 nm beschränkt, so ist es möglich, den HSQ direkt alsÄtzmaske zu verwenden. Dies hat den Vorteil einer relativ einfachen Prozessie-rung, allerdings auch einige bereits angetroffene und neue Probleme, die im Rah-men der erzielten Ergebnisse erläutert werden sollen.

In Abbildung 6.12 ist eine 75 nm Linie vor und nach dem Ätzen gezeigt. Wieman besonders im Bereich der Verbreiterung zum Kontaktpad hin gut sieht, wirddas Linienprofil direkt in die Schichten übertragen. Darum ist es notwendig, dieLackflanken auf Steilheit zu optimieren, so dass auch die Kanten der übertragenenStrukturen steil genug sind.

Ein Effekt, der bei Argon-Ionenstrahlätzung immer auftritt, ist die bei der Struk-turübertragung mit Mehr-Lagen-Lack bereits eingeführte Redeposition. Auch beimDirektätzen durch die HSQ-Maske ist dieser Effekt nicht zu vernachlässigen undmuss durch eine Variation des Ätzwinkels optimiert werden. Bei dieser Optimie-

46


Abbildung 6.11: Angegriffene HSQ-Linie auf Titan

rung spielt allerdings auch das geätzte Material eine Rolle, weshalb bei geänder-ter Schichtzusammensetzung die Optimierung wiederholt werden muss. In Abbil-dung 6.13 sieht man zwei Linien, die unter verschiedenen Winkeln geätzt wurden.Allerdings hatte der Schichtstapel unter der Linie in Abbildung 6.13(b) eine zusätz-liche Goldschicht, wodurch die Redeposition erheblich verstärkt wurde.

Redeposition beobachtet man nicht nur bei Linien, sondern analog auch beiPunkten. Es hat sich jedoch herausgestellt, dass bei Linien die Redeposition vielstärker ist. In Abbildung 6.14 sind zum Vergleich zwei Punkte mit unterschiedli-cher Redeposition zu sehen.

47


(a) Vor dem Ätzen

(b) Nach dem Ätzen

Abbildung 6.12: Linie vor und nach dem Ätzen

48


(a) Bei 15 Grad Neigung geätzte Linie

(b) Bei 0 Grad Neigung geätzte Linie

Abbildung 6.13: Linien mit viel (a) und wenig (b) Redeposition

49


(a) Stärkere Redeposition

(b) Schwächere Redeposition

Abbildung 6.14: Punkte mit viel (a) und wenig (b) Redeposition

50

7 Elektrischer Aufbau und Messergebnisse

Mit den in Kapitel 4 dargestellten Prozessen wurden miniaturisierte TMR-Bauelemente hergestellt. Im Folgenden soll zum einen der für die Messungen ver-wendete Aufbau vorgestellt werden, zum anderen sollen exemplarisch einige Mes-sergebnisse an submikrometer-großen Tunnelkontakten gezeigt werden.

7.1 Messaufbau

B

U

I

Abbildung 7.1: Schematische Darstellung des verwendeten Messaufbaus

Die hergestellten Proben wurden mit dem in Abbildung 7.1 schematisch darge-stellten Aufbau vermessen. Dazu wurden die Proben auf einen speziellen Proben-halter geklebt und elektrisch unter Verwendung eines Mikrobonders kontaktiert.Dabei wird ein Draht mit 50 µm Durchmesser mit einer Metallspitze auf die Probegedrückt und dann durch einen Ultraschallpuls verschweißt.

Der Probenhalter wurde zur Messung zwischen den Polbacken eines Elektroma-gneten positioniert. Dann wurde mit einem in Labview erstellten Messprogramm

51


das Magnetfeld variiert und bei konstantem Strom die abfallende Spannung ge-messen.

Die bei tiefen Temperaturen erhaltenen Messungen wurden an einem Messauf-bau im Institut für Festkörperforschung [57] gewonnen. Dieser funktioniert imPrinzip identisch, hat jedoch zusätzlich einen Kryostaten, in dem sich die Probeim Magnetfeld befindet.

7.2 Messungen

In diesem Abschnitt werden einige an den fertiggestellten Bauelementen durch-geführte Messungen gezeigt und kurz in Hinblick auf die Implikationen für dieProzessierung diskutiert.

7.2.1 Linienbasierter Prozess

Abbildung 7.2: Rasterelektronenmikroskopische Aufnahme einer fertigen Strukturaus dem linienbasierten Prozess

In Abbildung 7.2 ist eine REM-Aufnahme einer fertigen Struktur aus dem linien-basierten Prozess zu sehen. Aus einer solchen Struktur wurde die in Abbildung 7.3gezeigte Messung gewonnen. Wie zu erkennen ist, zeigt diese Struktur zwar eineMagnetfeldabhängigkeit des Widerstandes, jedoch ist diese nur sehr gering. Au-ßerdem ist der Widerstand geringer, als bei dieser Strukturgröße zu erwarten. Dies

52

7.2 Messungen

ließ darauf schließen, dass es sich entweder um einen anderen magnetoresistivenEffekt handelt oder parallele Stromkanäle den Effekt stark verkleinern.

Nachfolgende Ätzversuche ließen den Effekt verschwinden, was auf erstere Ver-mutung hindeutet. Insgesamt scheint der linienbasierte Prozess sehr sensibel aufÜberätzen des Isolators zu reagieren, weshalb er für eine reproduzierbare Herstel-lung von Bauelementen wenig geeignet ist. Eine dicke Pufferschicht über der Tun-nelbarriere oder eine Planarisierung des Isolators könnte jedoch Abhilfe schaffen,würde allerdings auch neue Parameter in den Prozess einführen.

Abbildung 7.3: Elektrische Messung an einer fertigen Struktur aus dem linienba-sierten Prozess

7.2.2 Punktebasierter Prozess

In Abbildung 7.5 sieht man Magnetotransportmessungen an einem nominell200 nm × 100 nm großen TMR-Bauelement, die unter verschiedenen Winkeln ge-wonnen wurden. Die Winkelangaben beziehen sich auf die nominelle leichte Ach-se der rechteckigen Struktur. Durch eine Versetzung bei der Elektronenstrahl-Lithographie stimmt diese allerdings nicht mit der realen einfachen Achse überein(siehe später). Die Messungen wurden bei Raumtemperatur (294 K) aufgenommen.In Abbildung 7.6 sind Messungen an der selben Struktur bei den gleichen Winkelngezeigt, die bei einer Temperatur von vier Kelvin aufgenommen wurden.

Man sieht, dass der Effekt bei 4 K ungefähr doppelt so groß ist wie bei Raum-temperatur. Außerdem haben sich die Schaltfelder der Schichten erhöht. Insgesamt

53


Abbildung 7.4: Rasterelektronenmikroskopische Aufnahmen versetzter Strukturen

ist der Widerstand bei tiefen Temperaturen höher, was zusammen mit der nichtli-nearen U/I-Kennlinie (siehe Abbildung 7.8) auf Tunneln hindeutet. In Abbildung7.7 sind zwei Widerstandskennlinien in Abhängigkeit von der Temperatur zu se-hen, einmal beim Abkühlen und einmal beim Auftauen. Die Verschiebungen derKennlinien lassen sich mit einem „Nachhinken“ der Temperaturmessung beim Ab-kühlen erklären.

Wie bereits erwähnt, hat sich in den Strukturen während der Elektronenstrahl-Lithographie eine Versetzung in den Strukturen ergeben, die erst nach der Ätzungerkannt wurde. Diese Versetzung ist gut in Abbildung 7.4 zu erkennen. Wie in denAbbildungen 7.5 und 7.6 zu erkennen ist, führt dies dazu, dass sich die leichte Ach-se zu einem Winkel von 45 Grad hin verschiebt.

Außerdem gut in der Messung zu erkennen ist, dass bereits im Nullfeld fast dermaximale Widerstand erreicht wird, also die Schichten sich fast vollständig anti-parallel ausgerichtet haben. Ein mögliche Erklärung dafür ist die in Abschnitt 2.2.3erläuterte antiferromagnetische Kopplung. Das erscheint plausibel, da bei der Ät-zung der Kontakte durch beide magnetische Schichten hindurch geätzt wurde undsomit die Ränder direkt übereinander liegen.

Insbesondere spricht dafür allerdings auch die Abhängigkeit dieses Effektesvon der Größe der Struktur, wie in Abbildung 7.9 zu sehen. Dort sind die TMR-Kennlinien dreier verschieden großer Elemente zu sehen. Wie gut zu erkennen, istdie Überlappung beim mit 400 nm × 200 nm größten Element minimal und wirddann immer größer.

54

7.2 Messungen

(a) 0◦ (b) 45◦

(c) 90◦ (d) 225◦

(e) 270◦ (f) 315◦

Abbildung 7.5: Unter verschiedenen Winkeln bei 294 Kelvin aufgenommene Mes-sungen

55


(a) 0◦ (b) 45◦

(c) 90◦ (d) 225◦

(e) 270◦ (f) 315◦

Abbildung 7.6: Unter verschiedenen Winkeln bei 4 Kelvin aufgenommene Mes-sungen

56

7.2 Messungen

(a) Beim Abkühlen aufgenommene Temperaturkennlinie

(b) Beim Auftauen aufgenommene Temperaturkennlinie

Abbildung 7.7: Temperaturabhängigkeit des Widerstandes

57


Abbildung 7.8: Mit einem lock-in-Verstärker aufgenommene Stromspannungs-kennlinie eines TMR-Bauelementes (dU/dI über I)

58

7.2 Messungen

(a) TMR-Kennlinie eines nominell 400 nm × 200 nm großen Ele-ments

(b) TMR-Kennlinie eines nominell 200 nm × 100 nm großen Ele-ments

Abbildung 7.9: TMR-Kennlinien von Elementen verschiedener Größe

59


(c) TMR-Kennlinie eines nominell 100 nm × 50 nm großen Elements

Abbildung 7.9: TMR-Kennlinien von Elementen verschiedener Größe (Fortgesetzt)

60

7.2 Messungen

Schlussfolgerungen

Zusammenfassend wurden TMR-Bauelemente verschiedener Größe hergestellt undvermessen. Dabei ließen sich folgende Beobachtungen machen:

• Die Elemente zeigten eine Magnetfeldabhängigkeit des Widerstandes, wie esfür den TMR-Effekt typisch ist.

• Da sowohl U/I-Kurve als auch die Temperaturabhängigkeit des Widerstan-des den Erwartungen entspricht, ist davon auszugehen, dass wirklich Tun-neln vorliegt.

• Die Winkelabhängigkeit der Kurvenform der Magnetowiderstandswessun-gen, deutet auf eine Anisotropieachse hin, die unter Berücksichtigung einesbei der Prozessierung entstandenen Versatzes mit einer Formanisotropieach-se übereinstimmt. Ferner liegen verschiedene andere, nicht weiter untersuch-te Pinningmechanismen bei der Ummagnetisierung vor.

• Es wurde eine Elementgrößen-Abhängigkeit der Kopplung zwischen denSchichten festgestellt, was auf eine bipolare antiferromagnetische Randkopp-lung hindeutet. Dies ist zu erwarten, da beide ferromagnetische Schichtenstrukturiert wurden.

• Eine nominell 100 nm × 50 nm große Struktur zeigte ein kompliziertes Um-magnetisierungsverhalten, was jedoch auch mit dem festgestellten Versatzzusammenhängen kann.

61


62

8 Zusammenfassung und Ausblick

In dieser Arbeit wurde die Nanostrukturierung von TMR-Baulelementen unter-sucht. Zu diesem Zweck wurden zwei verschiedene Prozesse zur Herstellung vonTunnelkontakten kleiner als 100 nm entwickelt.

Das Hauptaugenmerk bei der Konzeption dieser Prozesse wurde darauf gelegt,dass es möglich sein musste, die Nanometer großen Tunnelkontakte ohne die Zu-hilfenahme von Rastersondenmethoden zu kontaktieren und somit die Integrati-on in andere Schaltkreise zu ermöglichen. Dabei war die Isolation zwischen denKontakt-Leiterbahnen die größte Herausforderung, welche auf verschiedene Weiseangegangen wurde.

Die Herstellung der Tunnelkontakte bestand aus den Teilaufgaben: Erzeugungkleinster Strukturen im Lack und Übertragung dieser in den magnetischen Schicht-stapel durch Ionenstrahlätzen.

Für die Strukturherstellung wurde ein hochauflösender Elektronenstrahlschrei-ber zur Belichtung des HSQ, eines hochauflösenden anorganischen Negativ-Elektronenstrahl-Lacks, verwendet.

Dabei gelang es stabile Lacklinien mit einer Breite von 25 nm und Lackpunktemit einer Breite von 40 nm herzustellen. Noch kleinere Strukturen konten zwarhergestellt werden, waren aber nicht mechanisch stabil genug für die Verwendungals Arbeitsmaske für den nachfolgenden Ätzprozess.

Die zweite Herausforderung bei der Herstellung (noch unkontaktierter) nano-skaliger Tunnelkontakte, nämlich die Übertragung der im Lack hergestellten Struk-turen in die magnetischen Schichtstapel per Argon-Ionenstrahlätzung, brachtegleich mehrere anspruchsvolle Optimierungen mit sich.

Erstens war die Höhe des ätzbaren Schichtstapels durch die Resisthöhe begrenzt.Das hatte zugleich Auswirkungen auf die minimale Strukturgröße, da in dickerenLacken kleinste Strukturen nicht mehr stabil sind.

Zweitens war es sehr wichtig, ein steiles Kantenprofil im Lack herzustellen da –im Gegensatz zum reaktiven Ionenätzen – beim Argon-Ionenstrahlätzen das Lack-profil in die zu ätzenden Schichten übertragen wird.

Drittens zeigte sich, dass die beim Argon-Ionenstrahlätzen stets vorhandene Re-deposition bei Strukturen im Bereich unter 150 nm Ausmaße annahm, die im Ex-tremfall die komplette Struktur bedecken konnten.

Zur Lösung der dargestellten Problemstellungen wurden verschiedene Ätzver-fahren untersucht, wobei sich herausstellte, dass die Übertragung per Direktätzendurch die HSQ-Maske die einfachste Methode war und gleichzeitig die besten Er-gebnisse lieferte. Damit ist es gelungen, 50 nm breite Strukturen in den magneti-

63

8 Zusammenfassung und Ausblick

schen Schichtstapel zu übertragen.Schließlich ist es gelungen, in einem punktebasierten Prozess kleine TMR-

Bauelemente mit externer Kontaktierung herzustellen. Dabei war es möglich, Mes-sungen von einem nominell 100 nm × 50 nm großen Kontakt zu erhalten. Dieserzeigte jedoch kein Eindomänenverhalten.

Insgesamt wurde ein Prozess entwickelt, mit dem es möglich ist, TMR-Bauelemente mit Abmessungen kleiner als 100 nm herzustellen. Ohne eine Ände-rung des Gesamtprozesses wäre es möglich, den Bereich unter 50 nm durch Opti-mierung des Ätzverfahrens (zum Beispiel per Chlor-RIE) zu erreichen.

64

A Prozessfolgen

A.1 Linienbasierter Prozess

1. Substrat: 100 mm-Silizium-Wafer <100> mit 200 nm Si3N4 und 30 nm Titan-Schicht

2. Schichtdeposition: Magnetron-Sputtern:

• 10 nm CoFe

• 1 nm Aluminium, welches dann UV-unterstützt bei 1 mbar O2 (statisch)oxidiert wurde

• 10 nm NiFe (79/21)• 15 nm Au, damit die obere magnetische Schicht nicht oxidiert (capping

layer)

3. HSQ: Aufschleudern mit 4000 rpm, kein Softbake

4. Elektronenstrahl-Lithographie: Struktur: „Mkp.txl“

Dosen:

Zuleitung: 300 µC/cm2, festLinie5 4 × 1200 µC/cm2, 4 × 200 µC/cm2 UpdateLinie25 1000 µC/cm2, 200 µC/cm2 UpdateLinie37,5 1000 µC/cm2, 200 µC/cm2 UpdateLinie50 1000 µC/cm2, 200 µC/cm2 UpdateLinie75 1000 µC/cm2, 200 µC/cm2 Update

5. Ätzen Schichtstapel: IBE: 500 V, 44 mA, 0 Grad Neigung, rotierend, 11 min

6. Entfernen HSQ: 15 min AZ400K

7. Deposition Isolator: Aufdampfen 200 nm SiO2

8. Isolatorätzen: RIE, CHF3-Plasma, p = 0,02 mbar, CHF3-Fluss: 20 mL/min,P = 200 W, Ätzstopp per Interferometer

9. Deposition obere Kontaktschicht: Aufdampfen 200 nm Gold

65

A Prozessfolgen


11. Elektronenstrahl-Lithographie: Struktur: „Mkp.txl“, Dosen: Zuleitung:300 µC/cm2, fest; Linien: Linie75: 700 µC/cm2, fest

12. Ätzen obere Kontaktschicht: IBE: 500 V, 44 mA, 0 Grad Neigung, rotierend,10 min

A.2 Punktebasierter Prozess

1. Substrat: 100 mm-Silizium-Wafer <100> mit 200 nm Si3N4 und 30 nm Titan-Schicht

2. Schichtdeposition: Magnetron-Sputtern:

• 10 nm CoFe

• 1 nm Aluminium, welches dann UV-unterstützt bei 1 mbar O2 (statisch)oxidiert wurde

• 10 nm NiFe (79/21)

• 15 nm Au, damit die obere magnetische Schicht nicht oxidiert (cappinglayer)

3. Lithographie: „Layer1“: Maske: „strukt3maske“, Aufschleudern AZ5214,Softbake: 5 min: 90 ◦C, Belichten: 4 s, Entwicklung: 25 s AZ400K

4. Ätzen Schichtstapel: IBE: 500 V, 44 mA, 0 Grad Neigung, rotierend, 11 min


6. Elektronenstrahl-Lithographie: Struktur: „Strukt3.txl“

Dosen:

Markerschutz: 300 µC/cm2, fest

Layer2 800 µC/cm2, 100 µC/cm2 Update







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A.2 Punktebasierter Prozess


7. Ätzen Junction: IBE: 500 V, 44 mA, 0 Grad Neigung, rotierend, 4 min

8. Entfernen HSQ: 15 min AZ400K

9. Planarisieren HSQ: Aufschleudern mit 4000 rpm, kein Softbake

10. Elektronenstrahl-Härten: Struktur: „Quadrat8x8.txl“, Dosis: 300 µC/cm2,fest

11. Isolatorätzen: RIE, CHF3-Plasma, p = 0,02 mbar, CHF3-Fluss: 20 mL/min,P = 200 W, Ätzstopp per AFM kontrollieren

12. Lithographie: „Layer3“: Maske: „strukt3maske“, Aufschleudern AZ5214,Softbake: 5 min: 90 ◦C, Belichten: 4 s, Entwicklung: 25 s AZ400K

13. Deposition Isolator/Kantenschutz: PECVD: 60 nm Si3N4, danach Lift-Off (inAceton)

14. Lithographie: „Layer4“(Umkehrprozess): Maske: „strukt3maske“, Auf-schleudern AZ5214, Softbake: 5 min: 90 ◦C, Belichten: 3 5 s, Umkehrschritt:Backen: 2 min: 115 ◦C, Flutbelichtung: 10 s, Entwicklung: 25 s AZ400K

15. Deposition obere Kontaktschicht: Aufdampfen 200 nm Gold

16. Lift-Off obere Kontaktschicht

67

A Prozessfolgen

68

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[51] HENSCHEL, W. ; GEORGIEV, Y.M. ; KURZ, H.: Study of a high contrast processfor hydrogen silsesquioxane as a negative tone electron beam resist. In: Journalof Vacuum Science and Technology B 21 (2003), Sep/Oct, Nr. 5, S. 2018–2025

[52] VAN DELFT, Falco C. persönliche Mitteilung. 2003

[53] VAN DELFT, Falco C.: Delay-time and aging effects on contrast and sensitivityof hydrogen silsesquioxane. In: Journal of Vacuum Science and Technology B 20(2002), Nov/Dec, Nr. 6, S. 2932–2936

[54] JOY, D.C.: SS_MC. 1993. – Monte-Carlo-Simulationsprogramm zur Beschrei-bung von Wechselwirkungen zwischen Elektronen und Festköpern

[55] MAILE, Bernd E. Sceleton: Scattering of Electrons in Matter. Ausführbares Pro-gramm unter Linux. 2003

[56] MAILE, B.E.: Fabrication limits of nanometer T and Γ gates: Theory and ex-periment. In: Journal of Vacuum Science and Technology B 11 (1993), Novem-ber/Dezember, Nr. 6, S. 2502–2508

[57] DASSOW, Henning. persönliche Mitteilung. 2003/2004

[58] MAEKAWA, Sadamichi (Hrsg.) ; SHINJO, Teruya (Hrsg.): Spin dependent trans-port in magnetic nanostructures. 1. New York : Taylor & Francis, 2002

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Ich danke...

Herrn Prof. Schelten, für die Aufgabenstellung und die gute Betreuung.

Herrn Prof. Offenhäusser, dass er hinter seinen Mitarbeitern steht.

Roman Adam für die vielen Diskussionen über und sein großes Wissen zu TMR.

Michael Siegel und Norbert Klein, dass ich bei der SH Gruppe einziehen durfteund Georg Pickartz, dass er mich in sein Büro gelassen hat.

Hermann Kohlstedt und Martin Weides für die schnelle Herstellung der Schichten

Josef Zillikens und Hans Wingens für die vielen Extrawürste.

Andre van der Hart für das ständige Dazwischenschieben beim Elektronenstrahl-schreiben und die vielen fruchtvollen Diskussionen zwischendurch.

Frank Born und Diego Cassel für die vielen fruchtlosen Diskussionen beim Essen.

Steffi Bunte für das schnelle Sägen und dafür, dass sie immer wusste wer Bescheidweiß.

Henning Dassow für die immer gute Zusammenarbeit und die Leidensgemein-schaft.

Jakob Wensorra für seinen unbändigen Enthusiasmus und den Anstoß für unsereHUG (HSQ Users Group) Meetings.

Unserer HUG, für viel Spaß im Reinraum.

Stefan Trellenkamp für all das Wissen zu HSQ.

Michel Marso für die flachsten Witze nördlich von Luxemburg und die harte Sprü-cheschule (und die kompetenten Anworten wenn man doch mal fachbezogeneFragen hat).

Jürgen Moers, dass ihm Michels Witze genauso weh tun. (Und dafür, dass errichtig Ahnung hat.)

Herrn Ringelmann für viel Spaß mit der RIE.

Herrn Lehmann für all die IBE Sorgen die er sich gemacht hat.

Jürgen Müller und Angelika Pracht, dass ich mit jedem Mist jederzeit ankommenkonnte.

Mona Nonn fürs RIE freihalten (und natürlich die Masken).

Herrn Steffen für all die Antworten und die nette Betreuung bei Technologiefragen.

Der ganzen LT/PT Kaffeerunde dafür, dass sie 9:30 Uhr zu einer Uhrzeit gemachthat auf die man sich freuen kann.

Den anderen Leuten im ISG, die ich hier nicht alle einzeln aufzählen kann, für dastolle Klima (Arbeit und persönlich).

Gerhard, Christine und Andreas für die Korrektur der Arbeit und die ständigeErinnerung, dass es auch viel schlimmer sein könnte.

Meinem Freundeskreis zu Hause in Düsseldorf, dass sie mich nicht vergessenhaben obwohl ich mich in letzter Zeit so selten gemeldet habe.

Silke dafür, dass sie da ist.

Meiner Familie, ohne die ich nicht hier wäre.

Und allen die ich hier vergessen habe, ihr wisst hoffentlich wer ihr seid.

Erklärung

Hiermit versichere ich, dass ich diese Arbeit selbständig angefertigt und verfasst,keine anderen als die angegebenen Quellen und Hilfsmittel benutzt sowie Zitatekenntlich gemacht habe. Diese Dissertation wurde in dieser oder ähnlicher Formnoch bei keiner anderen Fakultät der Ruhr-Universität-Bochum oder einer anderenHochschule eingereicht.

Jülich, im Juni 2004 Michael Krämer

Lebenslauf5.7.1976 geboren in Düsseldorf

1982–1986 Besuch der Katholischen Grundschule in Benrath

1986–1995 Besuch des Städtischen Annette-von-Droste-HülshoffGymnasiums Düsseldorf-Benrath

1.10.1995-29.5.2001 Diplomstudium der Physik an derHeinrich-Heine-Universität Düsseldorf

seit 1.7.2001 Promotion am Institut für Schichten und Grenzflächendes Forschungzentrums Jülich

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Nanostrukturierung von TMR-Bauelementen