（等离子体物理专业论文）icp调谐基片偏压跳变回滞现象的研究.pdf

大连理工大学硕士论文 摘要 摘要 在c c p ( c a p a c i t i r ec o u p l i n gp l a s m a ) 中调谐基片偏压具有 不连续变化现象，当基片之间为渐增的感抗时，基片上会产生渐 增的负偏压。但当电感增加超过一关键值后，基片电位不连续地 减小，有时变为正值。 我们研究小组首次在i c p ( i n d u c t f v ec o u p l i n gp l a s m a ) 中进 行了射频调谐基片偏压实验，并且观察到基片偏压的双稳、跳变 回滞现象。实验中在基片台上外接一个l c 串联电路，随着调谐电 容的增加，基片偏压超过一定值时，偏压曲线由负的最大值跳到 上面的曲线分支；当减小调谐电容，基片偏压并不在原上跳电容 值处下跳，而是在上面曲线分支稳定一定电容间隔后下跳。 论文通过实验结果分析了基片偏压产生双稳、跳变回滞现象 的物理原因，给出了影响跳变回滞的因素。 实验结果表明这种跳变回滞现象与等离子体的放电气压、射 频功率以及调谐外电路的参数等多种因素密切相联系。而产生跳 变回滞现象的原因是i c p 中存在容性耦合以及鞘层电容具有非线 性特性。鞘层电容的非线性变化导致了基片偏压的非线性变化。 关键词：射频、调谐基片、基片偏压、双稳态、非线性、鞘层。 大连理工大学硕士论文a b s t r a c t a b s t r a c t i nac c ps y s t e m ，t h e r ei sa d i s c o n t i g u o u s c h a r a c t e r i s t i co nt u n e d s u b s t r a t es e l f - b i a sw h e nt h ei m p e d a n c eb e t w e e ns u b s t r a t ea n dg r o u n d w a sm a d ei n c r e a s i n g l yi n d u c t i v e al a r g en e g a t i v ed cp o t e n t i a ld e v e l o p e d o nt h es u b s t r a t eh o w e v e r w h e nt h ei n d u c t a n c ew a si n c m a s e db e y o n da c e r t a i nc r i t i c a lv a l u e ，t h ed cs u b s t r a t ep o t e n t i a lc h a n g e dd i s c o n 日n u o u s y t oas m a l l ，s o m e t i m e sp o s i t i v e ，v a l u e o u rr e s e a r c hg r o u pf i r s td e v e l o p e dt u n e ds u b s t r a t ee x p e r i m e n ti na n i c ps y s t e m al cr e s o n a n c ec i r c u i tw a sc o n n e c t e dt ot h es u b s t r a t e a n di t i sf o u n dt h a tt h e r ew e r eb i s t a b l e ，j u m p e dd e l a yp h e n o m e n ai ns u b s t r a t e s e l f - b i a s 。 i nt h i s p a p e r 1 t h er e a s o n sw h yt h et u n e ds u b s t r a t es e l f - b i a sj u m p e d d i s c o n t i n u o u s l ya n dw a sb i s t a b l ea r er e v e a l e d a n dt h ef a c t o r sa f f e c tt h e c h a r a c t e r i s t i ca r eg i v e n e x p e r i m e n t a lr e s u l t ss h o w t h a tt h eb i s t a b l eo ft u n e ds u b s t r a t es e l f - b i a s w a sd e t e r m i n e db yd i s c h a r g eg a sp r e s s u r e ，d i s c h a r g ep o w e ra n dt u n i n g c i r c u i tp a r a m e t e r se t ct h eb i s t a b l ee x i s t si sb e c a u s eo ft h e r ei sc a p a c i a v e c o u p l i n g i ni c p s y s t e m a n ds h e a t h c a p a c i t a n c e i sn o n l i n e a rt h e n o n l i n e a rc h a n g eo fs h e a t hc a p a c i t a n c er e s u l ti nt h en o n l i n e a rc h a n g eo f t u n e ds u b s t r a t es e l f - b i a s k e yw o r d ：r a d i of r e q u e n c y , t u n e ds u b s t r a t e ，s u b s t r a t e s e l f - b i a s b i s t a b l e n o n l i n e a r , s h e a t h 3 大连理工大学硕士论文 第一章绪论 第一章绪论 1 1 引言 在沉积薄膜的过程中，薄膜的射频溅射，再溅射对于薄膜的 特性有很大的影响。再溅射是由于离子的轰击造成的，归根到底 是由基片台上的偏压所控制。这最早是在l o g a n 1 的基片实验中被 提到。 虽然再溅射受基片偏压的影响很强，但k o e i n g 和m a i s s e l 2 证 明即使是基片接地，再溅射仍然会发生。在溅射系统中，产生于 辉光区和各表面之间的鞘层，在低气压下基本上可用 c h i l d l a n g m u i r 定律来描述。这些鞘层都是容性的，依赖于表面面 积，离子流以及穿过鞘层的平均电位。加在靶上的射频电压由靶 鞘层电容和地鞘层电容所分割。这样在高导电的辉光区和接地基 片之间必存在射频电位，如果这个电位足够高，也就是说，接地 面积比靶面积足够小，那么沉积再溅射现象就会发生。这个模型 在k o e i n g 和m a i s s e l 的文章中有很多定性的讨论，l o g a n 也用来 解释他的调谐基片实验。在这些实验中l o g a n 发现，当基片之间 为渐增的感抗时，基片上会产生大的负偏压。但当电感增加超过 一关键定值后，基片电位不连续的减小，有时变为正值。这一负 偏压峰值是因为基片接地线路中的外电感与基片鞘层的电容发生 了串联共振。这样，对于增长薄膜的轰击控制可用两因素来定性 描述。一为鞘层产生的高容抗，二为辉光区可看成在这些鞘层间 的高电导内联接。 1 2 国内外发展 j s l o g a n 曾做实验，在射频溅射过程中控制基片上的射频 电位。他在沉积硅膜的过程中利用调谐网络来控制基片与地之间 的射频阻抗，以此来控制射频电流，从而控制了薄膜表面的直流 偏压。由于薄膜表面的直流偏压的变化，使对于薄膜的溅射作用 发生了变化，以此来研究溅射对于薄膜生长特性的影响。 j h k e l l e r 和wb p e n n e b a k e r 口j 在研究调谐基片系统时，在 基片与地之间接一个可调电感和一个隔直电容，在基片与地之间 大连理工大学硕士论文 第一章绪论 还存在大约为1 0 0 p v 的杂散电容。在增加可变电感的过程中，基 片上的偏压发生了很大的变化。先是下降，在某一处降到最大负 偏压后又会上升到高的正偏压。他们把最大负偏压解释为发生串 联共振。器壁与基片分支的并联共振是等离子体电位达到最大值 的原因。但他们把曲线的突变现象解释为不稳定性，这种不稳定 性是因为偏压依赖于鞘层电容。 a l o u s a 和s g i n e n o 【4 j 研究了调谐基片射频磁控溅射系统的 薄膜离子辅助沉积。在他们的调谐过程中，得到了与k e l l e r 相似 的曲线。他们认为杂散电容的存在限制了偏压负峰值的大小并且 会使在临近负峰值处产生大的正偏压峰值。 y 巧iu r a n o ，y t m l o n gl i n j 等人利用调谐辅助电极在射频磁控 系统中产生大范围均匀等离子体，他们是利用调谐线路中的并联 共振。他们认为共振时会在辅助电极附近出现一个大振幅的电场 振动，此电场加速电子会提高电离率。 1 - 3 本课题的引出 由以上所介绍我们知道，离子轰击在薄膜沉积过程中起到重 要的作用，不同的轰击能量使薄膜具有不同的特性。不同的轰击 能量是因为基片射频偏压的改变造成的，偏压越大离子的再溅射 能量越高。 以往的调谐基片实验都是在c c p 中进行的，我们研究小组在 i c p 调谐基片实验中首次发现基片偏压存在双稳、跳变回滞现象。 所谓双稳、跳变回滞是指在调谐电容增加的过程中，基片偏压逐 渐增大到负的最大值，继续增加调谐电容基片偏压曲线会上跳到 上面的分支，在上面的曲线分支基片偏压随调谐电容增加缓慢增 加；调谐电容再由大减小时，基片偏压曲线并不在上跳电容点初 下跳，而是在上面曲线分支稳定的缓慢减小，在调谐电容减小一 定电容间隔才下跳，然后按原曲线返回。但是由于以前还没有关 于i c p 中的调谐基片的相关研究报道，所以我们还不清楚基片偏 压产生这种双稳、跳变回滞的机理，不知道究竟那些因素会影响 这种跳变，所以我们小组决定研究这种跳变现象。 研究此现象有利于掌握射频感性耦合射频等离子体中调谐基 大连理工大学硕士论文第一章绪论 片偏压跳变的具体原因和物理过程。掌握对基片偏压的控制方法 对于射频溅射、薄膜沉积等都有理论上的指导意义。 大连理工大学硕士论文 第= 章射频等离子体 第二章射频等离子体 2 1 射频耦合 2 1 1 射频耦合方式 这里，所谓的射频耦合方式是指射频电源向等离子体输送能 量的方式。实际上，射频波只不过是特殊频段的电磁波，它的能 量可分为电场能量和磁场能量。由于只有射频电场才能加速电子， 从而电离中性气体产生等离子体，所以，射频耦合方式也就是等 离子体( 鞘层) 中射频电场的产生方式以及电场与电子的作用方 式。如果等离子体( 鞘层) 中的射频电场是由射频天线电极的电 压( 严格地讲，应该是静止电荷) 产生的，那么，该耦合方式为 容性藕合( c a p a c i t i v ec o u p l i n g ) ，所产生的等离子体为容性耦合等 离子体( c a p a c i t i v e l yc o u p l e dp l a s m a ，c c p ) 。如果等离子体中的 射频电场是由射频天线电极的磁场产生的( 严格地讲，应该是射 频电流，即运动电荷) ，那么，对应的耦台方式为感性耦合( i n d u c t i v e c o u p l i n g ) ，所产生的等离子体为感性耦合等离子体( i n d u c t i v e l y c o u p l e d p l a s m a ，i c p ) 。当射频电压加在两电极板上时( 图2 1 ) ， 由于两电极板实际上组成了个电容，故称该耦合方式为容性耦 合，基于该耦合方式的射频等离子体源也因此被称为平板装置。 在容性耦合等离子体源中，电极之间的射频电磁场能量主要为电 场能，因此，以容性耦合方式产生的放电又被称为e 放电。当射 频电压加在一个作为射频天线的导电线圈上时( 图2 2 ) ，由于射 频线圈实际上是一个电感，故称该藕合方式为感性耦合。基于该 耦合方式的射频等离子体源通常为圆柱形，该种源在过去也被称 为桶型装置( 图2 - 2 d ) 。在感性耦合等离子体源中，射频天线( 电 感) 的电磁场能量主要为磁场能，继而由交变的射频磁场产生感 应涡旋电场，这种以电感线圈激励的放电又被称为h 放电。 4 大连理工大学硕士论文第= 章射频等离子体 等离子体源真空室 ( a ) 内电极 图2 - 1 射频容性耦合方式 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 等离子体源真空室 同 ( a ) 柱面天线 ( b ) 平面天线 6 体 源真空室 ( 金属桶) 大连理工大学硕士论文第二章射频等离子体 ( c ) 内置天线 电 线 图2 - 2 射频感性耦合方式 2 2 射频容性耦合 2 2 1 容性耦合电场性质 容性耦合等离子体中的射频电场性质同静电场，旋度为零 ( v e e = 0 ) ，电场的方向垂直于电极面，具有纵向场的特点。与 普通绝缘介质电容内的均匀电场分布不同，当电极板内放电充满 大连理工大学硕士论文 第= 章射频等离子体 等离子体介质时，射频电场大小不仅与射频电极两端所加的电压 有关，而且与空间位置有关。等离子体区的电阻较小，在其中的 射频电压降也小，即电压分布均匀；射频电压主要降落在阻抗较 大的等离子体鞘层区内。 2 2 2 容性耦合射频等离子体性质 同直流放电一样，射频容性耦合所采用的电极构成了一个电 容器。如果阴极( 负电极) 表面覆盖 一层绝缘介质( 如图2 3 所示) ，地电 极与绝缘介质组成等效电容c 。( g 代 表地，i 指代绝缘介质) ，绝缘介质与 阴极组成等效电容g ( c 指代阴极) 。 一般情况下，c 。c c 。若采用直流放 图2 - 3电极覆盖绝缘介质 时的容性耦台放电 电，在放电击穿之前，阴极与绝缘介质之间的电压降很小，电压 主要加在绝缘层和地电极之间，在此区域产生击穿放电。随着放 电的进行，在负电压的作用下，正离子积累在绝缘介质表面，绝 缘介质表面的电位提高，绝缘介质与地电极之间的空间电场减小。 当空间电场强度低于临界值时，放电即停止。因此，在阴极( 负 电极) 表面覆盖一层绝缘介质情况下，直流放电不能持续进行， 而必须采用高于一定频率的交流放电方式。 1 射频自偏压 正如所知，置于等离子体中的绝缘介质表面处于悬浮电位，其 表面附近存在负电压降的富离子鞘层。其成因是：1 ) 等离子体具 有很强的维持电中性的能力，内部空间净电荷密度很小，为准电 中性；2 ) 绝缘介质表面与地电极之间没有传导电流通过，绝缘介 质表面的电子、离子流强必须相等；3 ) 电子的速度远大于离子， 在没有电场力作用的条件下，到达绝缘介质表面的电子流强远大 于离子。正是由于排斥电子的需要，悬浮电位低于等离子体电位。 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 在一般情况下，悬浮电位为负值。 当绝缘介质表面存在交变电压时，在电压为负的半个周期内， 正离子轰击绝缘介质表面；在电压为正的半个周期内，电子轰击 绝缘介质表面。由于没有传导电流通过绝缘介质，绝缘介质表面 电荷的时间平均值应该为零，即负半周的离子积累电荷等于正半 周内的电子积累电荷。与通常的悬浮电位一样，为了抑制电子流 而实现电中性，绝缘基片电位向负值方向漂移，形成具有时间平 均意义的自偏压( 如图2 - 4 ) 。由于电子速度远大于离子，在很短 的正电压时间段内，电子电荷即可抵消负电压时间段内积累的离 子电荷。由此，射频直流自偏压约为射频电压峰峰值的一半。在 实际的放电的条件下，射频自偏压的波形不再是标准的正弦波， 这种畸变由等离子体鞘层的非线性造成。由频谱分析的观点理解， 射频自偏压的波形中包含有高次谐频分量。 j d h v p c ，：? 、一一： 1 。 _ k vv 图2 - 4 射频放电自偏压的形成及等离子体电位 由上可知，电极上的绝缘介质阻断了传导电流通道，是射频 自偏压产生的原因之一。在实际应用中，型匹配网络中的电容不 仅起到改变网络阻抗的作用( 如图2 - 5 a ) ，而且同时还具有隔断直 流的作用，这种电容被称为隔直电容。在z 型匹配网络中( 图2 - 5 b ) ， 需要另加隔直电容。 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 ( a ) l 型匹配网络 ( b ) 万型匹配网络 图2 - 5 射频匹配网络 当基片为导电金属，而采用隔直电容阻断传导电流时，可以 采用高压探针直接测量基片上射频自偏压。当基片为绝缘介质时， 介质表面的射频自偏压测量需要设计的专用探头。基片表面存在 射频自偏压时，它与等离子体之间的电位降，即射频等离子体鞘 层电压降也存在着时间平均意义的直流成分。鞘层直流电压降的 实验测量较基片自偏压困难，其原因是射频等离子体中的等离子 体空间电位不容易准确测量。在射频等离子体研究及应用中，射 频等离子体鞘层电压降是一个重要的参量，它决定了离子的能量 分布函数，继而决定了基片上与离子轰击有关的各种表面过程。 在理论上，采用探针模型可以得到射频等离子体鞘层中直流电压 降与射频电压降的关系。 假设射频鞘层压降为 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 v = + v os i n ( 翻( 2 1 ) 在麦克斯韦速度分布下，电子穿越鞘层的时间平均电流密度为 ( 拈挣。e 文亟等删叫岖( e v i o ( 2 - 2 ) 式中，。为第一类零阶变形b e s s e l 函数，以是圪= 0 时的电子电流密 度 山e x p ( 矧。压唧悔 ( 2 3 ) 假设离子电流密度与鞘层电压无关，并取其饱和值厶 ( = “，乒i i 7 面) 。由e g - t 、离子电流密度的时间平均值相等( 即一 个射频周期内，正、负积累电荷为零) ，可得到射频鞘层的直流电 压 厩e x p e v a cb ( 毒 铆蜃( 2 - 4 ) 当k = 0 时，式0 6 5 ) 即退化为通常的悬浮电位。由于射频电压 存在而造成的直流电压变化由式o 一6 6 ) 给出 唧 酱h 剖 两边取对数为 蛤等“剀 p ilk 。川 当e 饵 1 时，式o 一6 7 ) 可整理为 ( 2 5 ) ( 2 6 ) 大连理工大学硕士论文 第= 章射频等离子体 ”等h ( 警 上式表明，在大幅值射频电压下 频电压相近( 图2 4 ) 。该条件下， 屹= _ 等- n ( 等 ( 2 7 ) 所造成的鞘层直流电位降与射 总的直流电压为 ( 2 8 ) 2 不同电极鞘层电位降的关系 在没有击穿放电前，射频电极板内充满了均匀的气体介质， 两电极间的射频电位线性变化，即电场强度是空间均匀的。射频 击穿放电后，电极间形成鞘层一等离子体一鞘层三明治结构。等 离子体区的阻抗较小，在其中的射频电压降也小；等离子体鞘层 的阻抗大，射频电压主要降在该区域内。由式( 2 8 1 知，两电极鞘 层内的射频电压降决定了对应的直流电压降。需要注意的是，仅 当电极悬浮时，即存在隔直电容时，式( 2 8 ) 才成立。一般而言， 射频鞘层的直流压降还受电极与地之间的直流阻抗大小的影响。 典型的射频驱动电极( 英文文献中为d r i v e ne l e c t r o d e ，或p o w e r e d e l e c t r o d e ，h o te l e c t r o d e ) 的直流状态有两种：a ) 直流接地( 对射 频而言，匹配网络的电感有高阻抗；对直流而言，电感可视为一 段电阻为零的导线。当采用无隔直电容的，r 型匹配时，射频驱动电 极通过电感、同轴传输线的芯线、射频电源的输出电路接地。此 时，驱动电极与地之间有直流电流通过) ；b ) 有隔直电容条件下 的直流悬浮。在上面两种情况下，图2 - 6 给出了对应的鞘层、等离 子体内的空间电位分布。 丕堡曼三奎堂堡主堡奎 苎三主塾塑竺塞王竺 芦 l ( a ) 直流接地( b ) 直流悬浮 图2 - 6 容性耦合射频鞘层、等离子体内的空间电位分布 图2 - 6 中，为等离子体空间电位，巧、分别为射频驱动电 极、地( 阳) 电极的鞘层直流电压降，k 为射频驱动电极的直流 自偏压。上述电位间的关系为 = ( 2 9 ) h = 一圪( 2 1 0 ) 显然，隔直电容对容性耦合等离子体鞘层电位降产生了很大 的影响。为了得到高离子轰击能量，加入隔直电容是十分必要的。 同一般的电阻、电容一样，射频鞘层的阻抗也与电极面积有 关，因而影响鞘层的电压降。在建立鞘层压降k 、与电极面积4 、 岛之间的关系时，做以下的简化假设 a ) 假定放电气压在低气压下进行，正离子无碰撞地由等离子 体区穿越鞘到达电极。离子电流密度 遵守无碰撞条件下的 l a n g m u i r c h i l d 方程 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 k v 3 2 3 瓦而 ( 2 1 1 ) 式中，m ，为离子质量，d 为鞘层厚度，为鞘层电位降，k 为常数。 b ) 假定两电极处的离子密度相等，即j f i = 那么由式q 一1 1 ) 可得 霉：学 ( 2 _ 1 2 ) 砰霹 、 7 c ) 在低气压放电条件下，鞘层的电容容抗占主导地位，鞘层 电阻可以忽略。考虑到电容值与电极面积成正比，与鞘层厚度成 反比，那么 旦：墼( 2 1 3 ) c 2a 2 4 、 在图2 - 6 的电路中，两鞘层的电容以串联形式相连接，鞘层电压降 与电容值成反比，即有 旦：鱼 c 1 由式( 2 一1 2 ) q 1 4 ) 可得 ( 2 1 4 ) 旦：f 垒1( 2 1 5 ) 也l a i 此即鞘层电压降的电极“面积比”模型。 由式( 2 一1 5 ) 知： a ) 小电极的鞘层电位降高。 b ) 通过改变电极面积比，可以得到所希望的电极鞘层电位降。 c ) 为了提高驱动电极鞘层电位降，可以增加地电极的面积。 1 4 大连理工大学硕士论文第二章射频等离子体 式( 2 1 5 ) 是假设模型下的结果，其适用范围受假设条件的限 带0 ： “) 式( 2 1 5 ) 适于描述低气压放电情形。 ( i i ) 在实际的放电中，电极面积应该是与等离子体接触的面积， 并不是电极的几何面积，而且电极面各处的等离子体密度不尽相 同，因此，在实验中不容易确定式2 1 5 ) 中的电极面积。 ( i i i ) 在物理上，两电极处离子密度相等的假设条件不成立。当 所加的电压随时间变化时，完整的电流连续方程应包括位移电流， 即 v 伍堕 ；o l”o t j 在由4 、爿：组成的封闭空间内积分得 ( 2 1 6 ) j ( 了+ s 。害 d ；+ j ( 了+ s 。等 d ；= 。0 - 1 7 ) 考虑到电流和电场与电极面垂直，式( 2 1 7 ) 可整理为 ( 饷鲁卜( 钿鲁j 铲o ( 2 _ 1 8 ) 显然，由式( 2 1 8 ) 不能直接推导出，。= ，f 2 。 在直流辉光放电时，a e 甜= 0 ，由式( 2 一1 8 ) 得， 4 = 如如。 在每一时刻，流过两电极的电流相等，即流向阳极的电子电流等 于流向阴极的离子电流，或流出等离子体的总传导电流时刻保持 为零，这也是等离子体保持电中性所需要的条件。当电场交变时， 如果频率不够高，传导电流占主导地位，那么，4z j ；a 2 。当频 率提高至射频时，由电场变化所造成的位移电流已足够大，流向 阴、阳极传导电流之间不再存在简单的关系，流出等离子体的总 传导电流不是时刻保持为零。 在一个周期内，对式( 2 1 8 ) 进行时间积分，考虑到j 、e 为 时间的周期函数，可得 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 a 1p l d t = a 2p 2 d t( 2 1 9 ) ww 当存在隔直电容时，在一个交变周期内，流向每一个电极的 电流没有直流成分，即在一段时间内，流向电极的离子传导电流 所积累的正电荷，等于电子传导电流所积累的负电荷。因此，即 使对于时间平均值，也不能得到，。= j i ：。 ( i v ) 如图2 6 b ，当没有隔直电容时，k 始终等于，与电极面 积比无关。所以，当隔直电容存在时，式( 2 1 5 ) 才成立。 尽管如此，人们通过实验验证式( 2 1 5 ) ，结果表明：在一定 的实验参数范围内，鞘层电压降与面积比之间的确存在一个近似 确定的函数关系 引割 ( 2 - 2 0 ) 但是，式( 2 2 0 ) 中的y 一般小于4 。 实际上，式( 2 一1 1 ) 中v 为平均意义上的鞘层直流电位降。由式 f 2 1 8 1 知，当e v o k r o ，1 ，v 才与鞘层射频电位降近似成线性关系。 因此，式( 2 1 3 ) 仅适于高鞘层射频电位降的情况。当射频电源的 所提供的射频电压一定，而增加地电极的面积时，圪将随4 4 ：比 值的降低而减小，地电极鞘层直流、射频电位降远离线性关系( 图 2 7 ) 。因此，随着4 4 ，的降低，式( 2 2 0 ) 中，值将增加。图2 7 中，曲线2 由一v 2 “a ：) 4 i + 0 ，a ：) 4j 给出，曲线l 是严格 的数值计算结果。 图2 7 的结果表明：低面积比a l i a 2 值下，电位降比值偏离幂指数 关系；高面积比a 1 a 2 值下，电位降比遵守幂指数关系。但应该指 出，图中结果并不表明幂指数，= 4 是正确的。 尽管电极“面积比”幂指数模型有以上问题和不足，但它仍 然给出了鞘层电压降与电极面积间正确的变化趋势，可以指导容 性耦合射频等离子体源的设计。 在图2 - 6 中，鞘层一等离子体电位分布对应码c a ：的情形a 当 大连理工大学硕士论文第二章射频等离子体 4 ，a ：时，由式( 2 2 0 ) 知，kc 吃，对应的鞘层一等离子体电位分 布如图2 - 8 所示。在该条件下，式( 2 9 ) 、( 2 1 0 ) 仍然成立，即 嵋= 一。为了满足巧c v 2 ，射频驱动电极的自偏压取正值，这 与通常实验条件下的负自偏压不同。 图2 7 等离子体电位与电极面积比的关系 图2 - 8 4 ，一2 时容性耦合射频鞘层、等离子体内的空间电位分布 大连理工大学硕士论文 第= 章射频等离子体 3 等离子体电位 在式( 2 1 7 ) 中，传导电流密度可以视为等离子体电位、电极 电位、振荡频率及时间的函数，即j = f ( y 。，吃，m ，f ) 。将等离子体电 位作为未知参数，而通过式( 2 1 7 ) 求其解，那么，它的大小受很 多因数的影响：电极电位、电极面积比、频率、电极之间有无直 流电流、电极材料的二次电子发射系数等。因此，关于容性耦舍 射频等离子体电位的讨论分析将是繁杂的过程。尽管如此，仍 然可以对等离子体电位的些基本性质做简单定性的描述。 受驱动电极电位的影响，容性耦合射频等离子体电位也随时 间振荡。在低温射频等离子体装置位形和放电条件下，等离子体 电位瞬时值始终为正值。绝缘嚣壁或置于等离子体的绝缘固体表 面处于悬浮电位。与直流辉光等离子体相同，在直流悬浮状态下， 为了使得流向悬浮固体表面的离子、电子流强相等，悬浮电位一 定要小于等离子体电位。与直流放电的不同点是，容性耦合射频 等离子体中悬浮电位不一定为负值，其悬浮电位的大小、正负与 射频电极具体结构、悬浮电极对地的射频阻抗值有关。在定条 件下，容性耦合射频等离子体电位值可以很高，该装置中的悬浮 电位可能为正值。同理，如果容性耦合射频等离子体中的悬浮电 位为正值，则可以判断该装置的等离子体电位较高。 实际上，容性耦合射频等离子体电位等于驱动电极电位减去 射频鞘层电位降，因此，由驱动电极和鞘层电位降的分析可以得 到等离子体电位的特性。当驱动电极电压为正值时，电极表面形 成富电子鞘层。由于电子质量小、运动速度快，低阻抗电子鞘层 内的电压降较小，因此，等离子体电位与驱动电极电位的差值小， 即该时间段内，等离子体电位“紧随”驱动电位振荡。当驱动电 极电压为负值时，电极表面形成富离子鞘层，由于离子质量大、 运动速度慢，高阻抗离子鞘层内的电压降较大，因此，等离子体 电位与驱动电极电位的差值大。该时间段内，驱动电极电位为负 值，但等离子体电位仍保持正电位。由上可知，容性耦合射频等 大连理工大学硕士论文第二章射频等离子体 离子体电位的大小、振荡幅度与驱动电极的正电位大小密切相关。 在图2 4 中，由于隔直电容的存在，驱动电极电压向负值方向整体 移动，射频正电压的幅值、存在时间都较小，因此对应的等离子 体电位值及振荡幅度也小。当驱动电极为直流接地时，电极上不 会形成直流自偏压，射频正、负电压的幅值相等，此时对应的等 离子体电位较高( 如图2 6 a 、图2 - 9 所示) 。驱动电极的鞘层阻抗 随电极面积的增加而降低，鞘层电位降随之减小，等离子体电位 随之增加，通过比较图2 6 b 和图2 8 即可以得到这一结论。 要 v p 7 1 了1 vv 。 图2 - 9 射频驱动电极直流接地时的等离子体电位 2 3 射频感性耦合 2 3 1 射频感性耦合电场性质 在典型的感性耦合等离子体源中，天线射频电流在等离子体 中产生射频磁场，交变的磁场产生有旋度的感应电场( v e 0 ) 。 在通常的天线位形下，感性耦合电场近乎平行绝缘介质耦合窗口 和其它真空室壁，电场能量以所谓横向加热的形式传递给电子， 从而产生等离子体。当没有等离子体时，射频磁场的分布接近直 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 流恒定磁场。当具有导电性质的等离子体存在时，射频波在等离 子体表面产生趋肤效应，射频磁场以及感应电场仅存在于趋肤层 中，而不能深入到等离子体内部。当外磁场存在时，射频天线激 发的各种射频等离子体波可以传输到等离子体内部。 2 3 2 感性耦合射频等离子体性质 由上节的讨论知，射频容性耦合等离子体的基本性质决定于射 频电极条件：与地的电连接状态、电极面积比、电极的二次电子 反射系数。同理，射频感性耦合等离子体的基本性质也与射频感 应天线密切相关。 由感应天线的不同，可以将射频感应等离子体源分为三种：1 ) i c p 等离子体，天线有柱面和平面两种( 图2 2 a 、2 2 b ) ，天线长 度远小于射频波长；2 ) 螺旋共振( h e l i c a lr e s o n a t e ，h r ) 等离 子体，天线长度与射频波长相等或为其二分之一、四分之一( 图 2 2 ) ；3 ) 螺旋波( h e l i c o n ) 等离子体，工作时需要外磁场，可以 用与i c p 源相同的单匝、多匝天线，为了激发单一极性的螺旋波， 需要采用扭转天线。由于天线尺寸的限制，螺旋共振等离子体源 不能实现大面积均匀扁平设计，仅适于下游( d o w ns t r e a m ) 加工 处理。螺旋波等离子体源虽然具有等离子体密度高的优点，但该 类源工作时需要外磁场。相比之下，i c p 等离子体源无需外磁场， 装置结构简单；天线适于源的大面积扁平设计，便于多元阵列线 性放大。i c p 等离子体源因此不仅在微电子器件刻蚀工艺，而且在 大尺寸平面显示器刻蚀工艺、薄膜沉积、宽束强流离子源、全方 位离子注入、光胶灰化、阳极氧化等方面彳导到重要应用，成为大 面积均匀、低气压、高密度等离子体源的重要技术。 2 0 大连理工大学硕士论文第二章射频等离子体 ( c ) 四分之一波长 图2 1 0 螺旋共振等离子体源 其与通常的i c p 源不同，螺旋共振 源无需阻抗匹配弼络，通过射频源 与天线的接点而达到“共振”工作 矿态。天线长度不同，其两端的电 连接不同：( a ) 全波长( 五) ，天 线两端接地；( b ) 半波长( z 2 ) ， 天线两端悬空：( c ) 四分之一波长 ( z 4 ) ，一端接地，一端悬空。 在典型的i c p 等离子体源中，天线通过绝缘介质将射频能量 馈入等离子体中。如前所述，源于天线运动电荷( 天线电流) 的 射频感应电场为有旋场( v x e 。；o ) ，感性电场近乎平行绝缘介质 和其它真空室壁，其能量以所谓i 菠直加热的形式传递给电子，从而 产生等离子体。实际上，感应天线上总存在着射频电压，它可以 通过容性耦合产生无旋射频电场( v x e 。= 0 ) 。所以，形式上的感 性耦合等离子体放电总是寄生着容性耦合放电( 图2 11 ) 。容性耦 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 合驱动的射频电流由射频天线通过空气间隙( 天线与绝缘介质之 间) 、绝缘介质、等离子体流向地电极，这不仅在与等离子体接触 的真空室内固体表面上形成高电位降的射频等离子体鞘层，而且 还影响等离子体密度、空间电位、电子温度等放电参数，以及射 频天线上的传导电流分布，这些都是感应耦合天线设计所必须考 虑的问题。 大连理工大学硕士论文第二章射频等离子体 图2 1 1 ( b ) 图2 - 1 1 射频感性耦合等离子体能量耦合示意图( a ) 、等效电路图( b ) 图中，g 、c ，为介质窗的电容以及射频鞘层的电容。r ，为天线的欧姆 电阻，足为射频等离子体鞘层电阻，r 。为鞘层加速离子所消耗能量的等 效电阻，为感应耦合分支的等效等离子体耗能电阻，o 为容性耦台分 支的等效等离子体耗能电阻。l ，为天线电感( 原边) ，厶为单匝等离子体 电感( 副边) ，m 表示互感，上，代表容性耦合分支中源于电子惯性的电 感。 l 、e h 放电模式 既然i c p 放电中同时存在着容性耦合( e 放电模式) 和感性 耦合( h 放电模式) ，那么，有必要研究e 、h 放电的各自贡献。 e 放电的电子吸收功率与等离子体密度成反比：h 放电的电子吸 收功率与等离子体密度成正比。在低射频功率放电下，等离子 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 体密度较低，此时e 放电占主导地位，即形式上的射频感性耦 合放电实际上是容性耦合放电。低功率下的e 放电模式具有容 性祸合放电的典型特征：等离子体密度低且空间分布均匀，放 电辉光微弱，有明显的阴极暗区。当射频放电功率提高时，等 离子体密度增加，h 放电的电子吸收功率超过e 放电，此时放电 处于h 模式。高功率下的h 放电模式具有如下特征：等离子体 密度高且局部集中，放电辉光强，无明显的阴极暗区。当放电 气压较低时，电子的运动自由程长，尽管e 、h 放电同时存在， 不同放电模式的空间特征不能明显地表现出来：在高放电气压 下，两种放电模式的空间特征才能表现出来( 图2 1 2 ) 。 图2 1 2 给出e 、h 放电的示意图 2 、法拉第屏蔽 无论是g 模式还是h 模式，射频天线放电中总存在着容性耦 合。实际上，射频天线本身即是容性耦合的驱动电极，天线与等 离子体之间的空气、耦合窗口是射频电极的绝缘介质( 如图2 2 、 2 - 3 ) ，接地的导电真空室壁为地电极。由于天线电极面积一般远 小于接地电极( 即导电真空室壁) ，所以客性耦合电场在绝缘介质 表面形成高负电位降的射频等离子体鞘层，被鞘层电场加速的离 子轰击表面而产生溅射。在集成电路芯片的生产中，铜线工艺已 大连理工大学硕士论文 第二章射频等离子体 取代了过去的铝线工艺，氧化硅的刻蚀加工量成倍增加。在实验 及商用i c p 等离子体刻蚀设备中，射频天线耦合窗口为石英材料 ( 氧化硅晶体) ，因此，在刻蚀集成电路芯片中的氧化硅薄膜时， 容性耦合所产生的高能轰击离子同时也造成了严重的石英耦合窗 口刻蚀问题。这不仅威胁设备的真空运行安全，增加设备运行成 本，而且窗口材料在被加工的芯片表面形成微掩膜而导致芯片报 废。 另一方面，容性耦合提高了等离子体空间电位，对于基片上 的薄膜沉积而言，即使基片接地，基片鞘层电位降仍然很大，较 高能量的离子轰击不利于金刚石等半导体光、电薄膜的沉积。因 此，有必要研究降低i c p 等离子体中容性耦合的方法。 在各种抑制容性耦合的方法中，法拉第屏蔽的效果最好。所 谓的法拉第屏蔽是一种特殊结构的静电屏蔽( 图2 1 3 ) ，在天线和 等离子体之间置入接地的裂缝金属，此结构阻断了由天线向等离 子体的容性耦合通道，而允许感性耦合电场( 磁场) 通过。采用 法拉第屏蔽后，上述的e 模式放电消失。同时，射频耦合窗口、 基片上的鞘层电位降减小，等离子体电位降低。因此，法拉第屏 蔽i c p 等离子体源适于对离子轰击敏感的薄膜刻蚀、沉积工艺。 ( a ) 法拉第屏蔽i c p 源图2 1 3 ( b ) 法拉第屏蔽顶视图 大连理工大学硕士论文 第三章实验设备与方法 第三章实验设备与方法 3 1 实验设备 本论文所有实验都是在本实验室的感性耦合射频等离子体 ( i c p ) 源上完成的。i c p 源的组成如图3 1 所示。 本i c p 源从左到右可视为三大部分：依次为射频源、真空室 和抽真空系统。电源部分是1 5 0 0 w 源，用于感性耦合。真空室的 最上面是一个铝制的上盖板( 中3 5 x1 5 c m ) ，上盖板下面是一个 耐热玻璃桶( 中2 7 3 x 4 5 0 5 c m ) ，放在一个不锈钢真空室( 中 4 5 2 5 c m ) 上。耐热玻璃桶外面是两匝铜圈采用柱面天线耦合， 圆柱形玻璃桶便于等离子体发光的裸眼观察。基片台是不锈钢制 成的，底部和周边用聚四氟乙烯与等离子体绝缘开来。与基片台 大连理工大学硕士论文 第三章实验设备与方法 相连的是个由可调电容和固定电感组成的l c 调谐网络，其中接 一个分压器可以测量调谐基片偏压。放电气体是通过三路气体流 量计控制进入真空室的，在真空室内分为两部分进入，是由分别 位于真空室上部和下部的两个金属圈均匀分布。抽真空系统由一 个机械泵( 8 1 s ) 和一个分子泵( 4 0 0 1 s ) 组成，本底真空可以达到 9 0 x1 0 - 4 p a 射频天线、电极安置在屏蔽罩中，经大连市劳保所的测试， 本装置的对外射频辐射在安全剂量之内，不会对实验人员造成辐 射伤害。 3 2 实验方法 本课题的目的在于掌握基片偏压双稳跳变回滞的具体原因， 也就是究竟是哪些因素促使基片偏压发生双稳跳变回滞现象，所 以在设计实验的过程中必须考虑各种与基片偏压有关系的因素， 通过只改变其中一个因素而固定其他因素的方法独立的研究单一 因素对于基片偏压双稳跳变回滞所起的作用。利用已有装置和测 量手段，并且利用研制的新诊断工具，共设计了十种改变单一因 素的方法，并在实验过程当中记录了大量的实验数据。 在实验中通过调电容值可以使外电路的阻抗发生变化，从而 使基片偏压发生变化。所做实验大部分是采用氩气放电，也用其 他气体做过放电实验。 本论文所设计的十部分实验分别是： l 、在保持气体流量、外电路等状态不变的情况下，在不同气 压下改变射频源的入射功率。 2 、在保持气压、入射功率、外电路等状态不变的情况下改变 气体进入真空室流量。 3 、在保持气压、入射功率、气体流量等状态不变的情况下改 变外电路的q 值，本实验是通过给外电路串联一个小电阻 实现的。 4 、在保持气压、入射功率、气体流量等状态不变的情况下改 变外电路所串联的电感和电容值。 5 、在不锈钢真空室的上方加一个铜网做屏蔽，阻止等离子体 大连理工大学硕士论文 第三章实验设各与方法 向下移动，抑制真空室下方的容性耦合放电。 6 、 采用0 2 放电，观察是否会与衄产生相似的结果 7 、 在保持气压、入射功率、气体流量等状态不变的情况下改 变外电路中电缆的长度，以改变外电路中的杂散电容。 8 、 在保持气压、入射功率、气体流量等状态不变的情况下用 直流源给基片台加直流偏压。 9 、 用我们自己做的电容探针测基片偏压跳变前后的等离子 体电位的变化和分布。 1 0 、 在其它条件不变的情况下改变上盖板的连接状态。 在测量上，对于调谐电容大小可以通过刻度盘直接读出。气 体的流量和气压分别由气体流量计和数字气压表读出，气压低于 0 i p a 时改用复合真空计测量。放电功率是由功率计上的入射功率 减掉反射功率得到的。基片直流自偏压是通过电感的下端引出， 经过电阻分压后取十分之一，用数字万用表测量。等离子体的射 频电位用电容探针测量。电容探针是在实验进行过程中我们自己 研制的，它是通过电容将射频信号耦合进来进行测量的。 大连理工大学硕士论文 第四章实验结果与分析 第四章实验结果与分析 4 1 调谐基片偏压的跳变回滞现象 本论文研究的是i c p 中调谐基片偏压，所谓调谐基片是指在 基片台上外接一个l c 串联共振电路，其中l 是固定电感，c 是可 调电容，实验中在不同条件下通过调节电容测得基片偏压曲线。 实验表明在调谐电容增加的过程中，基片偏压先是缓慢增加， 然后增加的斜率增长，当基片偏压增加到负峰值后继续增加调谐 电容，基片偏压就有可能出现跳变现象，也就是说在负峰值附近 上跳到上面的分支，如图4 ，1 所示。图示的横轴为调谐电容的电 一 出 堡 址 = 螨 5 01 0 01 5 02 0 0 调谐电容( d f ) 图4 1 基片偏压的跳变回滞现象 容值，纵轴为基片偏压值。实验参数为：气压1 o p a ，1 5 0 0 w 射频 源采用感性耦合放电，功率为l o o w ，放电气体氩气的流量为 2 5 o s c c m ，铝上盖板处于悬浮状态。( 以下实验曲线如果不另加注 释的话，放电参数和纵横轴都将如此标注。) 在图中随着调谐电容由o p f 开始增加到1 0 5 p f ，基片偏压由 3 v 增加到一2 1 1 v ，此时再增加调谐电容，基片偏压突然上跳到 大连理工大学硕士论文 第四章实验结果与分析 + 1 5 v ，继续加大调谐电容，直到增加到2 0 0 p f ，基片偏压增到+ 1 8 v 。 在调谐电容由2 0 0 p r 减小的过程中，基片偏压并非由原来上跳的 1 0 5 p f 处下跳，而是在上面的分支稳定的减小到电容为7 3 p f ，基 片偏压为0 v 时才下跳到偏压为1 2 1 v ，然后按原路返回。整个双 稳跳变回滞过程如图中1 7 过程所示。为使论文看起