（等离子体物理专业论文）射频感性耦合等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象.pdf

劓频感性耦合等离于体中调谐箍片白偏压的振荡现象 摘要 射频实验小组专门从事i c p ( i n d u c t i v ec o u p l i n gp l a s m a ) 等离子体基片调谐自 偏压的物理特性方面的研究工作。在以前的实验中，首次发现了基片调谐偏压的 跳变、双稳回滞现象，并且对此进行了详细的研究。 在对基片调谐偏压的跳变、双稳回滞现象进行研究的过程中，又发现了一 种新的现象，这就是基片调谐偏匪的振荡现象。射频基片偏压振荡是指在一定的 等离子放电参数范围内，当外部调回路阻抗处于一定值域中，基片上偏压发生的 一种低频振荡现象。频率的大小在1 0 0 0 - - - - 6 0 0 0 h z 之间，振荡幅度在i o v 左右。 实验针对射频基片偏压振荡现象的各个方面，设计了大量实验，探讨了自 振荡的产生条件、特性等，并分析了自振荡现象的成因，给出了定性的解释。 实验结果表明这种射频基片偏压振荡现象与等离子体放电参数以及凋谐电 路参数等多种因素密切相联系。产生这种振荡的能量来源是i c p 等离子体中容性 耦合，其激励机制是等离子体鞘层电容非线性特性与外部调谐电路阻抗特性正反 馈作用。 关键词：射频、调谐基片、基片偏压、自振荡、鞘层 射频感性耦台等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 a b s t r a c t t h er f ( r a di0 f r e q u e n c y ) r e s e a r c hg r o u ps p e c ialis eint h e p h y s i c a l c h a r a c t e r i s t i co fi c p ( in d u c t i v ec o u p i e dp ia s m a ) t u n e ds u b s t r a t es e l f - b ia s n o tlo n g a g o ，an e wp h e n o m e n o nt h a tt h e r ew a s bi s t a t e ，j u m p e dd e ia yint u n e d s u b s t r s t es e l f b i a sw a sf o u n df o rt h ef ir s tt i m ei na ne x p e ri m e n t a n d r e s e a r c h e di nd e t a - i inc o u r s eo fe x p e rim e n to fbi s t a t e j u m p e dd e ia yp h e n o m e n o n a n o t h e r n e wp h e n o m e n o n t h eflu c t u a tio no ft u n e ds u b s t r a t es elf - bia s w a sf o u n d a g a in t h ef i u c t u a t i o no ft u n e ds u b s t r a t es e i f b ia s isal o wf r e q u e n c y f lu c t u a t ；o nt h a tc o m e si n t ob e in gw h e nt h er f p i a s m ad i s c h a r g e sa t a s p e c iai p a r a m e t e ra n dt h er e a c t a n c eo ft u n e dc i r c u i ti si nad e f t n i t ev a l u e t h e f r e q u e n c yo ft h ef l u c t u a t i o n i sa b o u t1 0 0 m 一6 0 0 0 h z t h e s w i n gi s1 0 v o rs o b a s e do nt h ev a r i o u sa s p e c to ft h ef l u c t u a t i o n ，al a r g ea m o u n to fe x p e r i m e n tw a s c a r r i e do n t h en a i s s a n c e ，b e h a v i o ra n d s p e c i a l i t yo f t h ef l u c t u a t i o nw a s e x p l o r e d ，a n d t h ec o u r s eo fw h i c hw a sa l s oa n a l y z e d a q u a l i t a t i v ee x p l a i nw a sp u t f o r w a r d e x p e r i m e n t a l r e s u l t ss h o wt h a tt h efiu c t u a tio no ft u n e ds u b s t r a t e s eif bia sw a sd e t e r min e db ydi 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 d t u n i n gc ir c u i tp a r a m e t e r se t c t h ef i u c t u a t i o ne x is t si sb e c a u s eo ft h e r e isc a p a e i t iv ec o u p | i n gi nl c ps y s t e ma n ds h e a t hc a p a c i t a n c eisn o n i i n e a r t h en o nlin e ar c h a n g eo fs h e a t hc a p a c i t a n c eo p e r a t e sw it ht u n e dcir c uit r e s uit s int h ef l u c t u a t i o n k e yw o r d s ：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 n b s t r a t es e l f - b i a s ，f l u c t u a t i o n ， s h e a t h 2 射频感性梢合等离子体中调谐基片白偏压的振荡现馨 1 绪论 1 1 引言 微电子集成电路芯片不断朝着大规模，高集成，高容量，高速度的方向发展， 这种发展对芯片的加工工艺，如常用的等离子体刻蚀工艺，提出了越来越高的要 求，推动了等离子体技术的发展i l j 。在2 0 世纪6 0 年代，射频等离子体开始被j 、 泛、深入地研究，在薄膜化学气相沉积、溅射沉积、薄膜刻蚀、表面改性、阳极 氧化、高分子聚合、化学元素光谱分析、等离子体炬、激光及照明技术、离子源 技术等方面都得到了应用。在微电子集成电路芯片的生产中，正是由于射频等离 子体技术的发展，于2 0 世纪7 0 年代，射频容性耦合等离子体干法刻蚀工艺取代 了传统湿法酸液刻蚀工艺。在2 0 世纪9 0 年代，采用换代型的射频感性耦合等离 子体刻蚀技术，解决了深亚微米芯片的刻蚀加工问题。正是由于射频感性等离子 体( i c p ) 的这些重要应用，近几年来，有关i c p 方面的研究在国际上得到了重视 和发展，成为目前研究的热点之一。 i c p 等离子体具有许多优点，它能在低气压下产生均匀、大面积、高密度的 等离子体以及具有很高的加工效率。是当今最重要的大面积均匀高密度等离子体 源。同其它低气压等离子体源，如电子回旋共振、螺旋波、螺旋共振等离子体源 相比，i c p 等离子体无需外磁场，装置结构简单；耦合天线适于大面积扁平设计， 便于多元阵列线性放大。因此，i c p 等离子源不仅在微电子芯片刻蚀工艺，而且 在大尺寸平面显示器加工工艺，半导体和光电子功能膜沉积、宽束强流离子源、 全方位离子注入、光胶灰化、阳极氧化等方面得到了应用。 在i c p 等离子体源中，基片台是各种被加： 物体的载体。射频天线中的容性 祸合部分在基片上形成射频等离子体鞘层。使基片表面具有一定的自偏压。在等 离子体加工过程中，通过控制偏压的大小，可以控制离子对基片台轰击能量的大 小。最简单的方法是直接在基片上外接一个偏置电源，通过调节偏置电源电压的 大小来改变离子的轰击能量。这种在等离子体源中外加偏置的方法，克服了离子 轰击能量与等离子体密度不能独立控制的缺点，是在应用中采用较多的一种方 法。然而，该方法也有一些缺点：a ) i c p 放电中的容性射频电场与射频偏置电 源的容性射频电场相耦合，使得偏置电源的阻抗匹配困难：b ) 偏置电源只能提 高离子轰击能量，而不能降低离子轰击能量。 在纯射频容性耦合等离子体源中，有人提出通过基片调谐来控制离子轰击能 量的方法。所谓基片调谐，是指基片上没有外加偏置射频电源的情况下，通过调 节基片电极与地之间的外部电路的射频阻抗，改变流经此电路分支的容性耦合电 流，从而影响基片电极的射频自偏压，继而控制离子轰击能量的方法。用这种方 法，一个射频等离子体源只需配备一台射频电源，就可同时相对独立地产生等离 子体和控制离子轰击基片表面的能量，从而控制膜基结合力、内应力、膜成分、 结构等薄膜特性。 射频感性耦合等离了体中调谐基片自偏压的振荡现象 在i c p 等离子体源中，耦合天线上同时存在射频电场、电流，射频电流通过 感性耦合方式产生横向有旋电场，加速电子而产生i c p 等离子体。射频电压通容 性耦合方式产生纵向无旋电场，形成容性耦合电流，由射频天线通过电路分支流 向地。调谐方法就是利用射频电路的特性，将容性耦合电流在不同的电路分支中 进行分流而改变自偏压的。另一方面，等离子体是通过感性耦合产生的，该方式 能够产生低气压高密度等离子体。通过利用感性耦合的优点和同时控制容性耦 合，可以构成了一种结构简单、高性能的沉积用i c p 等离子体源。 2 课题的提出及意义 相对于其它的等离子体源来说，i c p 等离子源涉及的知识面较广，如射频电 源，传输线理论，匹配网络，射频谐波，非线性理论，低气压放电反常吸收，射 频等离子体鞘层等。杂散参数、射频寄生耦合等更是无处不在，这些因素会影响 i c p 等离子体的性质。而且，射频电磁场对诊断及外围仪表的电子电路的干扰， 也一定程度上增加了射频等离子体实验研究的难度。正是由于上述原因，射频等 离子体物理研究仍在发展之中。 从八十年代起，三束实验室就开展了i c p 等离子体物理及薄膜沉积研究。近 年来，研究小组在国际上率先开展了i c p 等离予体中基片调谐自偏压方面的研究 工作，并得到了国家自然科学基金的资助。 1 9 9 9 年，在观察基片自偏压随调谐电容连续变化的特性的实验中，首次发现 了基片调谐自偏压的跳变、双稳、回滞现象。所谓跳变、双稳、回滞是指在基片 凋谐电容增加的过程中，基片自偏压会逐渐增大到负的最大值，继续增加调谐电 容时，基片自偏压会上跳到上面的分支，在上面的曲线分支上基片自偏压随调谐 电容增加而缓慢增加；该条件下，当调谐电容由大n d , 减小时，基片偏压曲线并 不在上跳电容值下发生下跳，而是在上面曲线分支稳定地缓慢减小，在调谐电容 减小到一定的电容间隔( 称为回滞区) 时才发生下跳，然后按原曲线返回。在回滞 区中的一个电容值，对应上下两个稳定状态，这就是它的双稳特性。 由于以前没有关于这方面的相关报道，在随后一段时间内，射频小组对这种 现象进行了深入系统的研究，实验结果表明：只有在特定的放电条件下，才能发 生这种跳变、双稳、回滞现象。因此，研究中的重要的一项就是要分析一下等离， 子放电参数对跳变、双稳、回滞现象的影响。 2 0 0 1 年9 月，在进行放电功率与回滞区大小的关系的实验中，发现在功率比 较小时，自偏压随调谐电容的变化是连续的，并不发生跳变、双稳、回滞现象， 随着功率的增加，开始出现双稳现象，并且，功率越大，回滞区越大，但是，当 功率达到一定值后，回滞区又随功率的增大而减小。由此，做了下面的一个推测： 回滞区越大，说明白偏压的两个稳定态越稳定，电压不容易从一种稳态转换到另 一种稳态。反之，回滞区越小，则说明两个稳定态都不太稳定。类比于电路中的 多谐振荡器原理，当双稳电路的两个稳定态变成暂稳态时，电压便会自动在两种 射频感性耦合等离子体中调谐基片自偏艇的振荡现象 状态下发生转换，形成一个多谐振荡器。因此，假设功率为一定值时，使得偏压 一电容曲线的双稳态也变成暂稳态，会不会发生自振荡呢? 为了验证上述问题，实验中特意在连续与跳变之间减小相邻实验功率的间隔， 结果从直流电压表上粗略地观察到了基片调谐自偏压的振荡现象。 然而，在当时的条件下，尚无法对这种振荡进行细致地观察。振荡有什么规 律性，振荡发生的原因等问题都是未知的，尚待进一步的探讨。因此，我们购置 了电子测量仪器，本着对新现象进行探索的精神，对自振荡现象进行了全面的研 究工竹：。 在理论上，由于调谐基片偏压自振荡现象是首次被发现的，国内外都没有针 对性的研究，因此，本科题是属于探索性研究。另外，i c p 等离子体基片调谐偏 压自振荡现象是射频调谐基片自偏压理论的一项新的发现，将推动i c p 基片偏压 理论的发展，为这方面的研究开辟了新的领域。在应用上，研究射频调谐基片自 偏压的振荡现象，分析其各种特性及其制约原因，能够加深对i c p 等离子体基片 射频自偏压特性的认识，进而可以掌握对基片射频自偏压的控制方法。一方面， 在射频等离子刻蚀加工工艺中，等离子体发生器的清洗是必不可少的。实践证明， 在清洗时，使基片调谐偏压处于自振荡状态，可以实现自动清洗功能，这是因为 在振荡时，基片偏压的大小自动改变，从而做到既能充分清洗等离子器壁，又能 充分清洗基片的作用，从而能使工艺加工效率得到提高。另一方面，在等离子加 工过程中，要求偏压必须稳定，即离子轰击能量要稳定，这时，就要尽量避免自 振荡的影响，例如，调节调谐电容，使自偏压处于最大值，就可把自振荡的影响 降到相对较小。因此，研究自振振荡现象具有重要的理论及实践意义。 1 3 国内外发展 国内对射频等离予体方面的研究有： 大连理工大学马腾才教授研究了外磁场作用下的射频等离子体鞘层特性。王 德真，郭宝海和马腾才老师进行了低气压射频氩放电中电子能量的研究。朱武飙， 王友年，邓新禄做了负偏压射频放电过程的流体力学模拟。 汕头大学进行了容性耦合射频等离子体的电探针诊断方面的研究工作。 华南理工大学做过平板耦合射频等离子体基片自偏压与面积比关系的实验研 究工作。 在感性耦合等离子体研究方面，力学所与中科院微电子中心共同开发了塔形 无线射频等离子体源。 哈尔滨工业大学利用i c p 源进行全方位等离子体注入研究。 国外的相关研究工作有： j s l o g a n 2 1 在射频溅射过程中控制基片上射频电位的实验中，首次在基片与 地之间外加由电感、电容组成的串联电路，在沉积硅膜的过程中，通过调节电路 来控制基片与地之间的阻抗，以此来控制射频电流，从而控制了薄膜表面的直流 划频感性耦台等离子体中铡谐媾片自俯压的振荡现象 偏压。由于薄膜表面的直流偏压的变化，使等离子体对薄膜的溅射作用发生了变 化，以此来研究溅射对薄膜生长特性的影响。 j h k e l l e r 和w b p e n n e b a k e r ( 4 1 在研究射频基片调谐系统时，在基片与地之间 接一个可调的电感和一个隔直电容，实验还考虑到了在基片与地之间存在的大约 为1 0 0 p f 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。先是随电感的增加而缓慢下降，在某一电感值隆天最大负偏压后又开始迅 速上升到正的偏压。他提出了基片调谐自偏压与外电路参量间的理论模型解释， 认为是发生串联共振与并联共振的原因，与实验结果吻合较好。但是，他把曲线 发生突变的现象解释为不稳定性，并说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 r n o 【5j 研究了调谐基片射频磁控溅射系统的薄膜离子辅助沉 积。提出了明晰的等效电路模型，并用简单的等效电路进行分析。 y u j iu r a n 0 1 6 1 等人利用辅助射频电极的方法控制c c p 等离子体源，在系统中获 得了大面积的等离子体源，直径达1 2 米，不均匀度只有5 。 s o b o l e w s k 采用g e c 装置，用激光诱导荧光诊断的方法，研究了自由基密度 空间分布与l c 调谐参数的关系。 4 射频感性耦合等离子体中调诣耩片自偏艇的振荡现象 2 基础理论 2 1 射频等离子体简介 为了满足不同的应用需要和探索射频等离子体特性，已形成了各种不同具体 形式的射频等离子体源设计。从基本功能上，射频等离子体源的构成框图可以简 单地f i 图2 1 1 表示。 ! ：f ”；r ! l 燕蔓攀曼銎争 i 越站 2 li 放大 ； 斑火 i 、 “1 3 c 蠹j il 日$ a l 蚺 一 ：= = r = ：! 图2 1 - 1 射频等离子体源的构成框图 图中，射频电源是产生等离子体的电场能量来源，由它产生一定频率和能量的射 频信号，经过射频传输线引出。在射频等离子体研究和应用中，所使用的射频能 量较大，为了防止射频辐射，一般采用具有屏蔽作用的同轴传输线。在- 一般情况 下，负载阻抗不等于传输线的特征阻抗，即传输线与负载不匹配，传输线上将存 在由入射波和反射波叠加产生的驻波。当驻波存在时，传输线的功率容量降低， 会增加传输线的损耗。另外，反射到射频源的反射波将影响信号源的频率和稳定 性，而且还会损坏射频源的电子元件，同时，负载也不能得到全部的入射功率。 因此，传输线一定要匹配。射频信号经过匹配网络后，加到放电室中产生等离子 体。放电室必须由真空系统和实验气体及流量控制系i 办调起来维持一定的气压 值，保证放电的顺利进行。另外，等离子体放电过程的各项参数需要用测量与渗 断系统来观测。 射频信号送到放电室后，必须按一定的耦合方式加到放电气上，电离中性气 体，才能产生等离子体。 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，射频波不过是特殊频段的电磁波，它的能量可分为电场和磁场能量。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，该耦合方式为容性耦合( 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予体( 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 ) 。 射频感性耦台等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 如果等离予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，对应的耦合方式为感性耦合( 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 yc 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 2 ) ，由于两电极板实际上组成r 一 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 1 3 ) ，由于射频线圈实际上是一个电感， 故称该耦合方式为感性耦合。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。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。 图21 - 2 射频容性耦合方式 射频感性耦台等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 等离子体源真空宝 图2 1 - 3 射频感性耦合方式 2 1 1 容性耦合 在容性耦合射频等离子体中，振荡电场的空间分布不是均匀的，等离子体中 的射频振荡电场幅值小，等离子体鞘层中的射频振荡电场幅值大。电子被约束在 具有负电位降的双等离子体鞘层之间往复反弹( 如图2 1 4 ) ，在等离子体区，电 子与小幅值的射频电场发生弱的相互作用，而在鞘层区与大幅值射频电场发生强 相互作用，后者的作用主导了容性耦合等离子体的能量传递。 在射频容性耦合等离子体中，阴极鞘层的 电位降、鞘层厚度皆随时间做周期振荡变化。 由于电子的质量小，它可以响应射频等离子体 鞘层的瞬态电场。在射频等离子体鞘层电场增 加的时间段内，电子返回到等离子体的过程中， 。 所受到的加速电场力大于其进入鞘层时的值。 7 射频感性耦台等离子体中调谐基 自偏压的振荡现象 等效为小球与振荡壁的弹性碰撞。这一模型首先由物理学家费米提出，用以解释 高能宇宙射线的产生，被称为费米加速模型。 在振荡鞘层运动参考系中观察，电子的反射运动满足 “，= 一“+ 2 u 。( 2 - 1 1 ) 式中，“和“，是与振荡鞘层速度“。平行的电子入射、反射速度。 当鞘层“壁”向着电子运动时，电子碰壁反弹后的速度大于碰撞前的速度， 坼= w 1 2 心，1 ，单个电子的动能增加量墟。= m 。0 ；一“2 ) ，2 = 2 m 。k 三+ “卜。i ) 。当鞘层， “壁”离开电子运动时，电子碰壁反弹后的速度小于碰撞前的速度，“，= 一“+ 1 2 “。1 ， 单个电子的动能减小量衄。= m 。0 2 “；) 2 = 2 m 。k k 。卜“。2 ) 。假设电子碰撞经历了 以上两种情况，总的电子动能变化量e k ，= a + a = 4 “k i ，0 ，表明电子动 能增加。 对i f 实际等离子体中的电子群，假设鞘层边缘的电子平行速度分布函数为 ，( 。，f ) 。在时间间隔d t 和速度段d u 内，与鞘层碰撞的入射电子数量为 0 一“。) 气“，r 胁出。与鞘层“壁”弹性碰撞后，单位面积内的电子功率传输为 d s ，。= ( 1 2 如j r 2 h u e s 峨。0 ，f 协( 2 1 2 ) 利用“，：一“+ 2 ，在入射速度空间内积分得 s ，。；一2 m 广( “一) 2 厶0 ，f ) e u( 2 - 1 3 ) 当鞘层振荡时，厶随时间变化，对应的数学处理将十分复杂。假设均匀密度模 型，可得 广，邸( 协= n 。“) = n = c t a n r ( 2 一1 4 ) 进一步地，为了便于了解电子的加热机制，假设厶近似为麦克斯韦分布，忽略 等离子体漂移速度，并考虑到“t = ( 8 e t 硎) 啦( 电子平均速度) ，式( 2 一1 3 ) 中 的积分下限可近似为零。在积分中，考虑鞘层的振荡速度 “。= “o c o s ( 0 f( 2 1 5 ) 对式( 2 一1 1 3 ) 进行时间积分，只有含s i n 2 删的项不为零，得 l 。= 2 m u 。f 吮0 ，f 协 ( 2 1 1 6 ) 当假设丘，为麦克斯韦分布时，式( 2 - 1 6 ) 中的积分值实际上为随机粒子流强 l = n v , 4 ，式( 2 1 6 ) 为 墨。= m 2v - - 。，4【2 1 - 7 ) 在等离子体内部，射频电场较弱，射频电流近似于传导电流相等，有 ，= ，a = 一e n l l 。a( 2 1 8 ) 式中a 为射频电极面积。将式( 2 一l ，8 ) 代入式( 2 一1 7 ) 得到以流强表示的单位面积 电子吸收功率，在单鞘层下 瓦。= b t 矸) ( 2 e 2 n ) ( 2 1 9 ) 射频感性耦台等离子体中调谐幕片自偏肤的振荡现象 对于均匀模型，在等离子体区中，由欧姆加热所产生的单位面积电子吸收功 率为 s 。= h 1 名j 1 2 f j 【2 e 2 n )( 2 1 1 0 ) 式中f 为两鞘层间的距离，即等离子体厚度。 单位面积上电子的总时间平均吸收功率为欧姆功率与两鞘层无碰撞随机加 热功率之和 墨= 瓦。+ 2 瓦。，= r a ( v ，f + 2 t p ? ( 2 e 2 n )( 2 一1 1 1 ) 由该结果可以推导出一个有效的碰撞频率 v 4 = v 。+ 2 t ，2(一112),t 2 在实际过程中，振荡鞘层附近的电子速度分布函数c 。随时间变化，鞘层的 振荡速度也不是上面所假设的余弦函数形式，但所得到的瓦。只与严格的自恰结 果存在小的系数差别。这表明上述球壁碰撞模型包含了射频等离子体中电子 与振荡鞘层作用的本质因素。 在低气压下，电子碰撞频率低，而热运动速度相对较高。由式( 2 一1 “) 知，射频 吸收功率主要为电子无碰撞加热的贡献。在高气压下，射频吸收功率主要为电子 碰撞型欧姆加热的贡献。 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 = 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 1 2 感性耦合 如上所述，在典型的感性耦合等离子体源中，天线射频电流在等离- j - 体中产 生射频磁场，交变的磁场产生有旋度的感应电场( v x 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 场的分布同接近直流恒定磁场。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。 在感性耦合等离子体源中，感性耦合电场存在于绝缘介质耦合窗口附近的趋 肤层内。虽然感性耦合电场为有旋场，但在本质上，电子与振荡感性电场的作用 同容性无旋振荡鞘层电场样，也分为碰撞型欧姆电子加热和无碰撞加热。在不 同不同的加热机制下，趋肤层具有不同的性质。 1 正常和反常趋肤层 9 射频感性耦含等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 正常趋肤层对应电子热速度可以忽略的情况，趋肤层中射频电流与射频电场 之间存在局部耦合，7 = 吒云，其中吒= e 2 n m ( v , , + j m w 。假设半无穷大均匀感性 耦合等离子体，穿越等离子体的横向感性耦合电场由复波动方程描述 d 2 e ，d x 2 = j 掣o e ，( 2 一1 1 3 ) 其解为 e 。= e y o e l ”c o s 协一肚)( 2 一i 1 4 ) 这里，j 一= r e ( j c o f l 。a ，y ”，为趋肤深度的倒数；f l = i m ( j ( a 2 。y “，为传输常数。将a ， 代入j 表达式，得到正常趋肤深度 j = 8 0 c o s ( e 2 )( 2 1 1 5 ) 这里 磊= c 0 十吒，m 2y “c a ， ( 2 - 1 1 6 a ) = t a n 。1 k a ) )( 2 一1 1 6 b ) 对典型的高气压等离子体，= 口，2 ( r 。 珊) ，此时 j = 瓯= c ( 2 v 。，甜) “2 ，甜，= d ，( 2 ，) “2( 2 1 1 6 c ) 此时，趋肤层内的射频能量以碰撞形式被吸收。 在高频区( v 。“甜) ，= o ，被称为非耗散高频鞘层，趋肤深度 j = d p 2 c a ) 口 该情况下，电子在趋肤层内随电场振荡，但没有净能量交换( 注意 常趋肤层的结果) 。 ( 2 - 1 1 7 ) 该结论是正 当考虑电子的热运动速度时，假设所对应的反常趋肤层深度瓯满足条件 t ，瓦 。，v 。此时，电子在反常趋肤层内与电场的作用时间小于射频周期或碰 撞时间。考虑v 。，m 的情况，将电子分成两组：a ) 运动方向与趋肤层表面成很 小角度，两次碰撞之间基本上在趋肤层内运动；b ) 碰撞几率很小。忽略第二组 电子的贡献。第一组有效电子速度的与趋肤层法线的角度小于屯，以，该部分电 子占电子总数的比例约为以，t ，这里屯是电子一中性气体碰撞动量转移自由程， 由此导出的有效等离子体密度n 。= 置。”以2 , 。在反常趋肤层内对应的有效等离 子体频率为m 。= ( k 。以，丸y “，这里，k 疗是与1 相比拟的常数。将这些有效量 代入a 。表达式可得到类似式( 2 一1 1 2 ) 的有效碰撞频率 。o = 瓦，( 彭盯t ) 和 坑 1 0 降必。俐，： j ，3 ( 2 一1 1 8 ) 射频感性耦台等离于体中调谐基片自偏压的振荡现象 由反常趋肤层动力学理论得到j r 。的准确值为4 ，所以 哳吲和也= 降必 牡t p 兹。 | ，3 ( 2 - 1 1 9 ) 由式( 2 1 1 9 ) ，对于e m ，。，c m 和m ，v m 强反常趋肤层效应的条件，射频电场进 入等离子体的深度远大于高频时的非阻尼趋肤层：坑，j 。 一般地，当考虑电子的热运动速度时，电子与电场相互作用的非局域性由更 为普通的常数描述 忙三p j 彦务 ( z 一2 0 ) a ) 1 时，趋肤层为反常趋肤层。 反常趋肤层效应的重要结论为： 1 ) 电磁场在反常趋肤层内的衰减不同于正常趋肤层，是非指数型的，而且， 电磁场衰减是非单调的，可以存在局部最大和局部最小值。 2 )在强反常趋肤层效应下，射频电场的特征穿透深度d ，小于磁场的特 征穿透深度以。对于正常趋肤层，疋等于以。 3 ) 在强反常趋肤层效应下，趋肤层深度皖以及射频能量吸收与碰撞频 率无关。在该条件下，即使v 。_ 0 ，电子仍能吸收射频能量。 无论是正常还是反常趋肤层，如没有一种机制打破电子在电场作用下的有规 律运动，电子都不能从射频电场中获得净能量。在正常趋肤层中，电子、电场之 间的相位随机化由电子一中性气体粒子碰撞造成。对于反常趋肤层，这种相位随 机化由电子在电场中的热运动自然产生，而且，由于电子的热运动，电子在趋肤 层内获得能量后，进入电场强度小的等离子体区，不会将获得的能量重新交给电 场。 2 反常趋肤层内电子的无碰撞加热速率 在平板模型近视下，假设电子由等离子体内入射到趋肤层中，趋肤层内横向 电场的衰减关系为 e 。= e y o e c o s + ) ( 2 一1 2 1 ) 射频磁场的作用力对电子吸收能量的影响小，可忽略磁场力的作用。考虑低气压 弱碰撞条件，即v 。c 1 ) 下 由此可得 s 等( e e o a l ，2 小 在趋肤层内，按碰撞型欧姆加热计算电子吸收功率得 ( 2 1 2 7 ) ( 2 1 2 8 ) 乩。，= ；f 出妒叮鲁毒孑2 j 警南瑶( 2 - 1 2 9 ) 5 矿i 1 e 2 n , 6 e 。2( 2 一1 3 0 ) 射频感性耥合等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 由s 。= s 。，可估算有效碰撞频率 = 矧l n 忖”8 l ( 2 - 1 3 1 ) 在趋肤层中横向电场的作用下，电子似乎应该增加其横向动量。实际上，电 子的规范场动量为p v = 怫v ，一e a ，“，r ) 。由于哈密尔顿量只与坐标y 无关，所以只是 守恒量。在几个趋肤深度内，a 。减小为零，即等离子体内部的v 是常数。由 m ，一e a ，( 刈) l 。k i 。l a y e r ：m 。v ，。知，等离子体中的电子横向运动速度比趋肤层中的 小，在射频磁场的作用下，电子在趋肤层中获得的横向动能在等离子体区中被转 化为纵向动能。 2 2 射频等离子体的性质 对于不同频率的电激励，在放电室内产生电场的( 耦合) 方式不同，等离子 体源的设计方法也因此不同。不同频率下，电子与电场的作用方式有所不同，由 此决定的等离子体性质也不同。射频作为个特殊的频段，所产生的射频等离子 体也就具有了不同于其它等离子体的各种特性。本节只侧重介绍与电位、自偏压 等有关的重要内容。 2 2 1 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 2 1 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瓯( c 指代阴极) 。一般情 况下，c ，c c c 。若采用直流放电，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 图2 2 1 电极覆盖绝缘介质 时的容性耦合放电 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。 在射频等离子体的应用领域，如射频溅射沉积，刻蚀以及等离子体增强化学 气相沉积中，都是在等离子体中置入一块基片，等离子对这块基片上的物体发生 制频感性耦台等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 作用，产生各种不同的效果。这些应用中都利用了等离子基片自偏压的一些性质， 下面详细地说明射频自偏压的成因和它的一些性质。 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。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，形成具有时问平均意义的自偏 压( 如图2 - 2 2 ) 。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 压的波形中包含由高次谐频分量。 立 k v 。 1 v b r vv 幽2 2 2 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，l 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 2 3 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n 型 匹配网络中( 图2 2 3 b ) ，需要另加隔直电容。 1 4 射频感性耦合等离了体中调谐基片自偏压的振荡现敛 ( a ) l 型匹配网络 ( b ) 万型匹配网络 图2 2 3 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 v = + v o s i n )( 2 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 ，= 扣x 。( 监等剑) 吐如e v o ) ( 2 - 2 2 ) 式中j 。为第一类零阶变形b e s s e l 函数，j e 是；0 时的电子电流密度 射频感性耦合等离予体中调谐基片自偏压的振荡现象 护e x 惜 = 叽厩唧。e 矾v d c ( 2 - 2 3 ) 假设离子电流密度与鞘层电压无关，并取其饱和值，。( = e n i 乒丽) 。由电 子、离子电流密度的时间平均值相等( u j - 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 e 压唧隧m 薏) 吨蜃 ( 2 - 2 4 ) 当k = o 时，式( 2 2 4 ) 即退化为通常的悬浮电位_ 。由于射频电压- - 廿值u 地 z l a 成的 直流电压变化由式( 2 2 5 ) 给出 两边取对数为 e x 惜h 割 吣e ( ，0 k l ll。jj 当e v o k t , 1 时，式( 2 2 6 ) 可整理为 ( 2 2 5 ) ( 2 2 6 ) 剐等) ( 2 - 2 7 ) 上式表明，在大幅值射频电压下，所造成的鞘层直流电位降与射频电压相近。该 条件下，总的直流电压为 ：_ 一k + 里l n 2 8 e v o1( 2 2 8 ) o l 刖c ， 2 2 2 感性耦合射频等离子体性质 射频感性耦合等离子体的基本性质与射频感应天线密切相关。下面简单介 绍实际射频感应天线的一些参数、性质。 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，天线长度远小于射频波长；2 ) 螺旋共振( h e l i c a l r 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、四分之一； 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 1 6 射频感性耦台等离子体中调谐基片自偏压的振荡现象 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 n s 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、阳极氧化等方面得到重要应用，成为 大面积均匀、低气压、高密度等离子体源的重要技术。 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 e 0 ) ，感性电场近乎平行绝缘介质和其它真空室壁，其能量以所谓横向加 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 e 。= 0 ) 。所以，形式上的感性 祸台等离子体放电总是寄生着容性耦合放电( 图2 2 4 ) 。 旺配网络 图2 2 4 射频感性耦合等离子体能量耦合示意图 容性耦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! 西须考虑的问题。 射频感性耦合等离子体中调谐基片自偏雎的振荡现象 _ l - 一 r 彳l c a 上 二ih l c i _ _ _ _ 一 四i i 冬k i l 臼o i i 图2 2 5 射频感性等离子体等效电路图 图中，c d 、c 。为介质窗的电容以及射频鞘层的电容