Ion

Apr 23, 2024

Scientific Reports Band 13, Artikelnummer: 6315 (2023) Diesen Artikel zitieren

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Details zu den Metriken

Titannitrid ist ein interessantes Material für viele supraleitende Geräte wie Nanodraht-Mikrowellenresonatoren und Photonendetektoren. Daher ist die Kontrolle des Wachstums dünner TiN-Filme mit gewünschten Eigenschaften von großer Bedeutung. Diese Arbeit zielt darauf ab, die Auswirkungen beim ionenstrahlunterstützten Sputtern (IBAS) zu untersuchen, bei dem ein beobachteter Anstieg der nominalen kritischen Temperatur und der oberen kritischen Felder mit früheren Arbeiten zu Niobnitrid (NbN) einhergeht. Wir züchten dünne Filme aus Titannitrid sowohl mit der konventionellen Methode des reaktiven DC-Magnetronsputterns als auch mit der IBAS-Methode, um ihre supraleitenden kritischen Temperaturen \(T_{c}\) als Funktionen von Dicke, Schichtwiderstand und Stickstoffflussrate zu vergleichen. Wir führen elektrische und strukturelle Charakterisierungen durch elektrische Transport- und Röntgenbeugungsmessungen durch. Im Vergleich zur herkömmlichen Methode des reaktiven Sputterns konnte mit der IBAS-Technik ein Anstieg der nominellen kritischen Temperatur um 10 % ohne merkliche Variation der Gitterstruktur nachgewiesen werden. Darüber hinaus untersuchen wir das Verhalten von supraleitendem \(T_c\) in ultradünnen Filmen. Trends bei Filmen, die bei hohen Stickstoffkonzentrationen gewachsen sind, folgen Vorhersagen der Mean-Field-Theorie in ungeordneten Filmen und zeigen eine Unterdrückung der Supraleitung \(T_c\) aufgrund geometrischer Effekte, während bei niedrigen Stickstoffkonzentrationen gewachsene Nitridfilme stark von den theoretischen Modellen abweichen.

TiN wurde eingehend auf seine vielen nützlichen mechanischen, elektrischen und optischen Eigenschaften untersucht. Bei der Herstellung supraleitender Geräte wie Nanodraht-Mikrowellenresonatoren und Photonendetektoren dient TiN als wichtiges Material für Grundstrukturen in elektrischen Quantenschaltungen, beispielsweise Resonatoren, die zum Multiplexen großer Qubit-Arrays verwendet werden1. Es hat sich gezeigt, dass TiN die für Quantenberechnungen und Photonendetektion gewünschten Kriterien erfüllt, wie z. B. geringe HF-Verluste sowohl bei hohen als auch bei niedrigen Antriebsleistungen, hohe kinetische Induktivität und abstimmbares \(T_{c}\)1,2,3,4, 5,6,7,8. Darüber hinaus weist TiN als supraleitendes Nitrid im Vergleich zu elementarem Ti und Ti\(_{2}\)N für hochstöchiometrische Phasen ein hohes supraleitendes \(T_{c}\) auf. Es ist ein hartes, mechanisch robustes und stabiles Material9,10,11,12. Die Zusammensetzung der abgeschiedenen TiN\(_{x}\)-Verbindungen kann durch Ändern des Flusses des reaktiven Stickstoffgases während der Herstellung variiert werden, wobei die Variation der Stickstoffkonzentration nicht nur das supraleitende \(T_{c}\) abstimmt, sondern auch verändert die Kristallstruktur und die kinetische Induktivität des Films12,13.

Bei niedrigsten Stickstoffkonzentrationen bildet sich zunächst eine \(\alpha \)-Ti-Phase, in der Stickstoff interstitiell eingebaut wird. Bei geringer Stickstoffzunahme gibt es einen atomaren Anteil an Stickstoff, der die Ti\(_{2}\)N-Phase bildet, von der bekannt ist, dass sie \(T_{c}\) in Ti-N-Verbindungen unterdrückt14. Als nächstes wird TiN im Bereich des höheren Stickstoffflusses zur vorherrschenden und stabilsten Verbindung15. Es kann sich eine Mischung aus den Phasen TiN (111) und TiN (002) bilden. TiN (002) ist die Orientierung mit niedrigerer Oberflächenenergie und bildet im Vergleich zu TiN (111) elastischere Körner. Allerdings können viele Abscheidungsparameter das bevorzugte Wachstum beider Orientierungen steuern, wie etwa der Abscheidungsdruck, die Substratvorspannung/-temperatur, der Ionenfluss usw. und Gaszusammensetzung14,16,17. Das Wachstum von TiN kann mithilfe verschiedener PVD-Techniken (Physical Vapour Deposition) durchgeführt werden, darunter Sputtern, Verdampfen und Molekularstrahlepitaxie (MBE).

MBE ermöglicht ein hochstöchiometrisches und geordnetes Wachstum von Mehrkomponentenfilmen wie TiN bei niedrigen Temperaturen in einer Ultrahochvakuumumgebung18, während der Einsatz von reaktivem Sputtern oder Verdampfen eine polykristallinere und amorphere Gitterstruktur fördert. Die letztgenannten Techniken bieten ein schnelleres Wachstum und einen höheren Durchsatz auf Kosten einer geringeren Kontrolle über die Kristallstruktur während der Abscheidung. Allerdings bieten Sputtern und Verdampfen immer noch die Möglichkeit, Filme von hoher Qualität mit gewünschten Eigenschaften zu züchten, indem die Abscheidungsparameter individuell angepasst werden9.

Beim reaktiven Gleichstrom-Magnetronsputtern wird das Targetmaterial an eine Hochleistungs-Gleichstromquelle angeschlossen, die aus einer Mischung aus Inertgas (normalerweise Argon) und einem reaktiven Gas (in diesem Fall Stickstoff) ein Plasma erzeugt, das dann durch lokale Magnetfelder begrenzt wird zum Quellziel. Die Gaspartikel werden durch die starken elektrischen Felder ionisiert und in Richtung des Targets beschleunigt, wodurch die gewünschten Sputteratome herausgeschleudert werden, die sich dann mit dem reaktiven Gas wieder verbinden und den dünnen Film bilden. Beim ionenstrahlunterstützten Sputtern (IBAS) werden die verbesserten kinematischen Effekte einer zusätzlichen Ionenquelle genutzt, um die Probenoberfläche während des reaktiven Sputterprozesses zu bombardieren. Dadurch wird die Folienoberfläche effektiv geglüht und eine bessere Haftung gefördert19,20. Beim reaktiven IBAS fungiert die Ionenstrahlquelle auch als Zufuhr des Reaktivgases.

In einer früheren Arbeit mit Niobnitrid wurde gezeigt, dass IBAS die Empfindlichkeit von Stickstoff für die Bildung idealer supraleitender stöchiometrischer Filme verringert und \(T_{c}\)21 erhöht. In dieser Studie wollen wir die IBAS-Methode mit dem konventionellen reaktiven Magnetronsputtern von TiN vergleichen und ihre Auswirkungen auf die Supraleitung \(T_{c}\), die Struktur und die elektrischen Eigenschaften untersuchen.

TiN-Filme wurden auf 2-Zoll-Si(100)-Wafern mit hohem Widerstand \((\rho > 10\) k\(\Omega \)cm) mit einer dünnen Schicht aus nativem Oxid in einem kommerziellen Ultrahochvakuum-Sputtersystem abgeschieden Angstrom Engineering22. Bei Raumtemperatur wurden zwei separate Wachstumstechniken verwendet. Das erste ist konventionelles reaktives DC-Magnetron-Sputtern und das zweite mit dem zusätzlichen Beschuss von Stickstoffionen aus einer diffusiven Ionenstrahlquelle, wodurch die IBAS-Methode adaptiert wird. Vor der Abscheidung wurde das Kammervakuum auf \(5 \times 10^{-9}\) Torr abgepumpt und die Substratoberfläche mithilfe eines energiearmen Argonionenstrahls von Wasser oder organischen Verunreinigungen befreit. Darüber hinaus wurde das Substrat während der Abscheidung kontinuierlich gedreht, um ein gleichmäßiges Filmwachstum sicherzustellen. Die Proben wurden während der Abscheidung nicht erhitzt oder getempert und die Temperatur überschritt 30 °C nicht. Die Sputterraten wurden mithilfe von Röntgenreflektometrie und Profilometermessungen an einer maskierten Zwillingsprobe bestimmt.

Bei beiden Methoden wurde der Kammerdruck bei einem kontinuierlichen Massenfluss von 99,9999 % Argon bei 30 sccm konstant bei 3 mTorr gehalten. Während die Konzentration des reaktiven Stickstoffgases mit ultrahoher Reinheit (99,9997 %) von 0 bis 10 sccm variierte. Ein Target aus 99,995 % Titan wurde aus einer Magnetron-Sputterkanone mit 3 Zoll Durchmesser gesputtert, die von einer Gleichstromquelle mit P \(\ca. \) 11,6 W cm\(^{-2}\) angetrieben wurde. Der Abstand zwischen Substrat und Ziel beträgt 5 Zoll mit einem Winkel von 33° relativ zur Normalen der Substratoberfläche. Die Ionenstrahlquelle war eine End-Hall-Ionenkanone mit angeschlossener Hohlkathode zur thermionischen Emission von Elektronen zur Neutralisierung des Strahlplasmas23. Es steht in einem 40°-Winkel zum Substrat und 20° azimutal zur Ti-Kanone. Bei der IBAS-Abscheidung wird der Stickstoffstrom nur von der Ionenquelle zugeführt und beim herkömmlichen Sputtern nicht gleichmäßig um das Substrat verteilt. Die Ionenenergien von N\(_{2}\) wurden niedrig bei 100 eV gehalten, um strukturelle Schäden an den Filmen zu minimieren und die Bildung von Mikrorissen zu reduzieren, die zu Poren entlang der Oberfläche führen24,25. Unter Beibehaltung eines Ionenstroms von 0,5 A entspricht dies einer Ionenleistungsdichte von 70 mW cm\(^{-2}\). Tabelle 1 fasst die verwendeten allgemeinen Abscheidungsparameter zusammen.

Die Supraleitung \(T_{c}\) der TiN-Filme wurde mit einer standardmäßigen Vierdrahtsondenmethode in einem ICEoxford-Trockeneis-Kryostat und einem Bluefors-Verdünnungskühlschrank gemessen. Darüber hinaus wurde eine Röntgenbeugungsanalyse (XRD) an Filmen durchgeführt, die mit beiden Methoden gewachsen waren, um die Phase von TiN zu bestimmen. Schichtwiderstandsmessungen erfolgten über eine Vierfachsonde an einer kreisförmigen Probe, um geometrische Faktoren zu korrigieren26.

Die Vorteile der IBAS-Methode für TiN lassen sich am besten durch einen direkten Vergleich der supraleitenden kritischen Temperaturen von Dünnfilmen demonstrieren, die durch konventionelles reaktives Sputtern unter identischen chemischen Bedingungen wie die IBAS-Filme gezüchtet wurden.

Die Abhängigkeit des Stickstoffflusses von der Supraleitung \(T_{c}\) für 300-nm-Filme, die mit beiden Techniken gezüchtet wurden, ist in Abb. 1 dargestellt, wobei die Widerstandsübergänge für mit IBAS gewachsene Filme eingefügt sind. Während sich das supraleitende \(T_{c}\) bei höheren Stickstoffflussraten kaum ändert, gibt es große Schwankungen in der Nähe des Flussbereichs von 0,5–2 sccm, wo das \(T_{c}\) stark von 0,5 K auf 4 ansteigt –4,5 K. Die mit IBAS gewachsenen Filme zeigen eine 10-prozentige Steigerung der nominellen Supraleitung \(T_{c}\). Der starke Anstieg des supraleitenden \(T_{c}\) ist auf die Bildung von stöchiometrischem TiN mit steigendem Stickstoffgehalt zurückzuführen12.

Vergleich der Abhängigkeit von \(T_{c}\) von massiven 300-nm-TiN-Filmen von den Stickstoffflussraten beim reaktiven Magnetronsputtern ohne Ionenstrahlunterstützung (rot) und unter Einbeziehung des Ionenstrahls (blau). Trendkurven sind Sigmoid-Anpassungen, die dem Auge als Orientierung dienen sollen. Einschub: Normalisierte Widerstandsübergangskurven für IBAS-gewachsene Filme an verschiedenen Stickstoffflusspunkten.

Abbildung 2 zeigt vergleichende XRD-\(\omega -2\theta\)-Scans von Filmen, die mit beiden Methoden gewachsen sind. Jenseits des Übergangs, bei dem \(T_{c}\) in Abb. 1 gesättigt ist, ist TiN (111) die vorherrschende und stabile Phase, die wir in dieser Studie beobachten9,12. Obwohl gezeigt wurde, dass IBAS Wachstumsorientierungen bei unterschiedlichen Ionenenergien und Stromregimen fördert, fördern unsere Ionenstrahleigenschaften (100 eV Ionenenergie und 0,5 A Strom) keine vorherrschende Orientierung außerhalb von TiN (111)19,27. 28. Die verwendete Sputtergaszusammensetzung aus Argon und Stickstoff (100–75 % Ar und 0–25 % N\(_{2}\)) wird ebenfalls auf das bevorzugte Wachstum von TiN (111)17 zurückgeführt. Die Anwesenheit von Argon während des Sputterns fördert einen eher metallischen statt nitridischen Wachstumsmodus. Im metallischen Wachstumsmodus reagieren Ti-Adatome mit Stickstoff auf der Substratoberfläche29. Vor der Reaktion sammeln sich die Ti-Adatome jedoch in Clustern und bilden (111)-Ebenen mit niedriger Oberflächenenergie. (111) stapelt abwechselnd Schichten aus Ti und interstitiellem N, was zu einem schnellen säulenförmigen Kornwachstum senkrecht zur Substratoberfläche führt. Die (002)-Orientierung hat die niedrigste Oberflächenenergie und daher ist die Fähigkeit der Adatome, nach außen zu diffundieren, einfacher, aber im Vergleich dazu ein weitaus langsamerer Prozess. Daher wird die schnellere (111)-Ausrichtung bevorzugt und ist ein Faktor der begrenzten Kinetik, die durch die Ionenquelle und die Ar-N\(_{2}\)-Gaszusammensetzung bereitgestellt wird.

XRD \(\omega -2\theta \) Scans von 300 nm dicken TiN-Filmen, die bei Raumtemperatur mittels konventionellem reaktivem Magnetronsputtern (links) und IBAS-Wachstumsverfahren (rechts) bei unterschiedlichen Stickstoffflussraten gezüchtet wurden. TiN (111) ist die gewählte Primärorientierung und Ti (002) wird ohne Zugabe von Stickstoff während der Abscheidung aufgewachsen.

Das obere kritische Magnetfeld \(H_{c_{2}}\) und die Kohärenzlänge \(\xi \) des IBAS-Films mit nominal 4 sccm wurden durch Messungen verschiedener Felder senkrecht zur Probenoberfläche in der Nähe von \(T_{c) bestimmt }\). Aus diesen Werten kann \(H_{c_{2}}(T = 0)\) mit der Werthamer-Helfand-Hohenberg-Formel30 berechnet werden.

Dann kann die Ginzburg-Landau-Kohärenzlänge in der Ebene berechnet werden über:

wobei \(\Phi _{0}\) das einzelne Flussquantum31 ist. Nominell ist diese Methode im Bereich nahe \(T_{c}\) gut etabliert, in der Praxis kann sie jedoch bis tief in den supraleitenden Zustand hinein angewendet werden. Die Messung des oberen kritischen Feldes für einen nominalen IBAS-Film (300 nm bei 4 sccm) ist in Abb. 3 zu sehen. Das berechnete senkrechte kritische Feld betrug \(H_{c_{2}}(0) = 85,4\) kOe mit einer geschätzten Kohärenzlänge von \(\xi (0) = 1,96\) nm aus der Anpassung. Es wird vermutet, dass der niedrige Wert von \(\xi (0)\) durch Unordnung in den gesputterten Filmen verursacht wird, wo die Renormierung aufgrund der kurzen mittleren freien Weglänge l ungefähr \(\xi ^{*} = 0,85\sqrt beträgt {\xi \times l}\)32. Wenn wir ungestörtes \(\xi = 105\) nm33 annehmen, erhalten wir eine mittlere freie Weglänge von etwa 4 Å, was innerhalb des angegebenen Bereichs [3,5–7,3] Å für TiN34 liegt.

Senkrechtes oberes kritisches Feld \(H_{c_{2}}\), gemessen als Funktion der Temperatur für einen 300 nm dünnen IBAS-Film, der bei 4 sccm abgeschieden wurde. Einschub: Normalisierte Widerstandsmessungen desselben Films als Funktion des angelegten Feldes bei Temperaturen nahe \(T_{c}\).

Viele Anwendungen supraleitender Geräte erfordern oft, dass das Material in Form eines dünnen Films vorliegt. Aus diesem Grund untersuchen wir auch die Abhängigkeit des supraleitenden \(T_{c}\) und seines Widerstands von der Filmdicke. Es gibt viele Modelle zur Unterdrückung des supraleitenden Zustands mit abnehmender Filmdicke. In dieser Materialklasse wird der Untergang des supraleitenden Zustands häufig entweder durch schwache Lokalisierungseffekte oder den Austritt von Elektronenwellen erklärt35,36,37.

Das Elektronenleckagemodell beschreibt die Unterdrückung als einen geometrischen Effekt, bei dem die Elektronenwellenfunktion als unendlicher Wellzustand in der Richtung senkrecht zur Probenoberfläche behandelt wird. Um das Ladungsgleichgewicht über die dünnen Filme hinweg aufrechtzuerhalten, muss man nominell berücksichtigen, dass sich diese Vertiefung über die geometrische Grenze des Films hinaus erstreckt, wobei eine charakteristische Länge ein Parameter des Modells ist. Dies verringert die Zustandsdichte der Kupferpaare und unterdrückt \(T_{c}\). Der Ausdruck dieses Modells für das Verhalten von \(T_{c}(d)\) kann als36 dargestellt werden

Dabei ist \(T_{c_{\infty }}\) die supraleitende kritische Temperatur einer Massenprobe, b die charakteristische Länge des Elektronenwellenlecks und N(0)V die BCS-Kopplungskonstante. Durch die Verwendung bekannter Werte für die Debye-Temperatur \(\theta _{D}\) (für TiN von 746–769 K38) und die supraleitende Energielücke \(\Delta \) von 3 meV können wir die BCS-Kopplung von extrahieren N(0)V = 0,165 und verwenden Sie es, um die Leckageparameter in unseren Filmen zu bestimmen. In Anbetracht der ungeordneten Natur gesputterter Filme kann man Gleichung (1) weiter modifizieren. (3) um das Vorhandensein von Mängeln und Filmrissen zu berücksichtigen,

Dabei ist c der Parameter, der das Aufbrechen und die Defekte des Films berücksichtigt. Abbildung 4 zeigt die Abhängigkeit der Supraleitung \(T_{c}\) von der Filmdicke d für beide Abscheidungsmethoden bei Stickstoffflusspunkten von 1 sccm für die Nicht-IBAS-Filme bzw. 1,1 sccm und 4 sccm für IBAS. Mit der Anwendung des einfacheren Modells extrahieren wir b = 4,58 Å für die 1 sccm Nicht-IBAS-Filme und b = 2,30 Å für die 4 sccm IBAS-Filme. Wenden wir uns nun Gl. zu. (4) Eine quantitativ bessere Anpassung für 1 sccm Nicht-IBAS ergibt Werte von \(b = 5,97 \times 10^{-7}\) Å und \(c = 139,6\) Å\(^{2}\) Diese Werte liegen jedoch außerhalb vernünftiger Bereiche (wobei b in der Größenordnung der Fermi-Wellenlänge des Elektrons liegen sollte). Für 4 sccm IBAS-Filme versagt das korrigierte Modell auch mit \(b = 3,72\) Å und dem nichtphysikalischen Wert von \(c = -43,6\) Å\(^{2}\). Angesichts des nahezu linearen Trends von log(\(T_{c}\)) für die 4 sccm-Filme in Abb. 4 ist es gerechtfertigt, die einfache Elektronenlecktheorie als gültiges Modell zu verwenden. Die 1,1 sccm IBAS-Filme weichen stark von den Leckagemodellen ab und die Unterdrückung der Supraleitung \(T_{c}\) muss durch einen anderen Mechanismus gesteuert werden.

Abhängigkeit des supraleitenden \(T_{c}\) von der inversen Filmdicke bestehend aus unterschiedlichen Stickstoffflüssen. Experimentelle Daten werden in roten Kreisen (Nicht-IBAS) im Kontrast zu blauen Dreiecken und cyanfarbenen Quadraten (IBAS) dargestellt. Die Linien zeigen die besten Anpassungen verschiedener Modelle: Die gestrichelten Linien sind eine Anpassung von Gl. (3) und die gestrichelten Linien entsprechen einer Anpassung von Gl. (4). Die 1,1 scc IBAS-Filme folgen keinem der beiden Modelle.

Ein weiterer Ansatz zur Untersuchung der Unterdrückung der Supraleitung \(T_{c}\) besteht in der Beobachtung des Schichtwiderstands des Films auf \(T_{c}\). Ivry et al. schlagen eine universelle phänomenologische Macht-Gesetz-Beziehung vor

Dabei ist \(R_{sheet}\) der Schichtwiderstand und A und B Anpassungsparameter39, wobei B sich auf die BCS-Kopplung N(0)V in der schwachen Kopplungsgrenze bezieht40. Abbildung 5 zeigt das skalierte \(T_{c}\) als Funktion von \(R_{sheet}\). Wobei die 1 sccm-Nicht-IBAS-Filme der Ivry-Anpassung mit \(B = 0,58\) folgen. Die IBAS-Filme zeigen ein unterschiedliches Verhalten bei abnehmendem Stickstofffluss. Die 4 sccm-Filme folgen immer noch dem Potenzgesetz mit \(B = 0,24\), während die 1,1 sccm-Filme wiederum stark davon abweichen. Die B-Werte beider Filmsätze sind niedriger als die von Ivry gesammelten und berichteten Filme, die durch Atomlagenabscheidung gewachsen sind (B \ungefähr [0,81-0,96]\), liegen aber im allgemeinen Bereich der phänomenologischen Theorie.

Abhängigkeit des supraleitenden \(T_{c}\) skaliert nach Dicke vom Schichtwiderstand für verschiedene Stickstoffströme. Es werden experimentelle Daten für 1 sccm Nicht-IBAS-Filme (rot) bzw. 1,1 (blau) und 4 sccm (cyan) IBAS-Filme gezeigt. Die gestrichelten Linien sind Anpassungen von Gl. (5) während die 1,1 sccm IBAS-Filme stark vom Modell abweichen.

Ein Ansatz, der eher auf den ersten Prinzipien beruht, besteht darin, Ergebnisse von Renormierungsmethoden zu verwenden, um die Unterdrückung von \(T_{c}\)41 weiter zu erklären:

wobei \(\gamma = \frac{1}{log(k_{b}T_{c_{\infty }}\tau /\hbar )}\) und \(r = \frac{R_{sheet}}{( 2\pi ^{2}\hbar /e^{2})}\), \(k_{b}\) ist die Boltzmann-Konstante, e ist die Elementarladung und \(\tau \) ist die Elektronenelastizität Streuzeit. Abbildung 6 zeigt das annähernd lineare Verhalten der 1 sccm Nicht-IBAS-Filme mit \(\tau = 1,59 \times 10^{-15}\)s und ähnlich \(\tau = 1,63 \times 10^{-15}\ )s für das 4 sccm IBAS-Set. Bemerkenswert ist, dass die IBAS-Filme mit 1,1 sccm erneut vom Modell abweichen. Dies deutet weiter darauf hin, dass der IBAS-Prozess innerhalb des Stickstofffluss-Übergangsbereichs, in dem \(T_{c}\) schnell ansteigt (Abb. 1), einen wesentlichen Einfluss auf die mesoskalige Struktur der Filme hat.

Ein möglicher Mechanismus, der die Unterdrückung von \(T_{c}\) und die Erhöhung des spezifischen Widerstands antreibt, ist auf Gitterpunktdefekte wie Sauerstoffsubstitutionen und Stickstofffehlstellen zurückzuführen, die in der stickstoffarmen Umgebung bei niedrigem N\(_{2) möglich sind }\) fließt42. Der Ionenstrahl erhöht die Adatommobilität, indem er einen erhöhten Impuls einfallender Stickstoffionen auf das Substrat überträgt, was die Wahrscheinlichkeit erhöht, dass solche Defekte auftreten könnten, insbesondere um diesen kritischen Stickstoffflusspunkt herum, wo die Bildung von stöchiometrischem TiN beginnt. Darüber hinaus führten wir eine Rasterkraftmikroskop-Bildgebung durch, die bei beiden Wachstumsmethoden nur geringe Unterschiede in der Morphologie zwischen den 1- und 4-sccm-Proben zeigte. Der einzige Unterschied, den wir feststellen konnten, besteht darin, dass die Korngrößen bei den 4 sccm-Proben erwartungsgemäß größer waren17.

Abhängigkeit der Supraleitung \(T_{c}\) vom Schichtwiderstand. Dargestellt sind die 1 sccm Non-IBAS (rot), 1,1 sccm (blau) und 4 sccm (cyan) IBAS-Filme. Die roten und cyanfarbenen Kurven sind experimentelle Anpassungen der Daten an Gl. (6). Die blauen 1 sccm IBAS-Daten folgen nicht demselben Modell. Einschub: Abhängigkeit des Schichtwiderstands von der Filmdicke, wobei alle drei Kurven einer ähnlichen \(\frac{1}{d}\)-Abhängigkeit folgen.

In dieser Studie haben wir die supraleitenden Eigenschaften von TiN-Dünnfilmen untersucht, die mit zwei verschiedenen Methoden gezüchtet wurden: reaktives DC-Sputtern und ionenstrahlunterstütztes Sputtern (IBAS) bei Raumtemperatur. Unsere Ergebnisse haben gezeigt, dass die IBAS-Methode im Vergleich zur DC-reaktiven Sputtermethode mehrere Vorteile bietet. Insbesondere haben wir mit der IBAS-Methode eine um 10 % höhere nominelle kritische Temperatur beobachtet.

Das Verhalten der supraleitenden kritischen Temperatur \(T_{c}\) in Filmen, die bei hohen Stickstoffkonzentrationen gewachsen sind, folgt den Vorhersagen des Elektronenleckagemodells und der Mean-Field-Theorie für ungeordnete Dünnfilme. Diese Modelle legen nahe, dass eine höhere Stickstoffkonzentration einen gleichmäßigeren Film mit weniger nicht supraleitenden Grenzflächenschichten fördert, was zu einem Anstieg von \(T_{c}\) führt. Im unteren Stickstoffflussbereich weichen die experimentellen Daten jedoch stark von diesen Modellen ab. Wir haben einen nicht-monotonen Trend in \(T_{c}\) als Funktion der Dicke und des spezifischen Widerstands beobachtet, ein Effekt, der weitere Untersuchungen erfordert und eine separate zukünftige Untersuchung verdient.

Die während der aktuellen Studie generierten und/oder analysierten Datensätze sind auf begründete Anfrage beim entsprechenden Autor erhältlich.

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Diese Arbeit wurde vom US-Energieministerium (DOE), Office of Science, Offices of Nuclear Physics, Basic Energy Sciences, Materials Sciences and Engineering Division unter der Vertragsnummer DE-AC02-06CH11357 unterstützt.

Abteilung für Materialwissenschaften, Argonne National Laboratory, Lemont, IL, 60439, USA

Timothy Draher, Yi Li, Ulrich Welp, Jidong Samuel Jiang, John Pearson, Wai-Kwong Kwok, Zhili Xiao und Valentine Novosad

Fachbereich Physik, Northern Illinois University, Dekalb, IL, 60115, USA

Timothy Draher und Zhili Xiao

Abteilung für Physik, Argonne National Laboratory, Lemont, IL, 60439, USA

Tomas Polakovic, Whitney Armstrong und Zein-Eddine Meziani

Abteilung für Hochenergiephysik, Argonne National Laboratory, Lemont, IL, 60439, USA

Juliang Li & Clarence Chang

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Dünnschichtwachstums- und Transportmessungen, durchgeführt von TD. Verdünnungskühlschrank-Transportmessungen, durchgeführt von JL. Manuskript und Analyse der Ergebnisse aufgrund von TD und TP. Alle Autoren haben das Manuskript überprüft.

Korrespondenz mit Valentine Novosad.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

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Nachdrucke und Genehmigungen

Draher, T., Polakovic, T., Li, J. et al. Ionenstrahlunterstütztes Sputtern von Titannitrid-Dünnfilmen. Sci Rep 13, 6315 (2023). https://doi.org/10.1038/s41598-023-31549-0

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Eingegangen: 21. November 2022

Angenommen: 14. März 2023

Veröffentlicht: 18. April 2023

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-023-31549-0

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