脈沖射頻容性耦合氬等離子體的發(fā)射探針診斷*

周瑜 操禮陽 馬曉萍 鄧麗麗 辛煜

(蘇州大學物理科學與技術(shù)學院,蘇州 215006)

利用工作在浮點模式下的發(fā)射探針,對500 Hz脈沖調(diào)制的27.12 MHz容性耦合氬氣等離子體的空間電位和電子溫度的時變特性進行了診斷.等離子體空間電位是通過測量強熱狀態(tài)下的發(fā)射探針電位獲得的,而電子溫度則是由發(fā)射探針在冷、熱狀態(tài)下的電位差來估算得到.測量結(jié)果表明: 脈沖開啟時,空間電位會快速上升并在300 μs內(nèi)趨于飽和;當脈沖關(guān)斷后,空間電位經(jīng)歷了快速下降后趨于穩(wěn)定的過程.電子溫度在脈沖開啟時存在過沖并趨于穩(wěn)定的特征;而在脈沖關(guān)斷期間,電子溫度在300 μs內(nèi)則快速下降到0.45 eV后略有上升.無論在脈沖開啟或關(guān)斷期間,空間電位基本上都隨功率和氣壓的變化存在有線性的依賴關(guān)系;而放電功率對脈沖開啟期間過沖電子溫度與穩(wěn)態(tài)電子溫度差異的影響較大.針對空間電位和電子溫度在各階段及不同放電條件下的時變特性,給出了相應的解釋.

1 引 言

射頻激發(fā)的低氣壓等離子體由于較寬的電子能量分布函數(shù)和較高的化學活性而被廣泛應用于半導體芯片刻蝕[1?4].隨著器件特征尺寸的日益減小,等離子體刻蝕面臨著越來越多的挑戰(zhàn),例如:離子轟擊引起的刻蝕損傷、電荷積累效應、刻蝕均勻性等[5?9].

與傳統(tǒng)的連續(xù)波激發(fā)的等離子體相比,脈沖等離子體對放電參數(shù)的調(diào)制具有更寬的工藝窗口[10].通過改變脈沖寬度、占空比、甚至調(diào)制脈沖波形的形狀,可以提高刻蝕的選擇性及沉積薄膜的質(zhì)量,同時還可以減少襯底上的電荷積累,并在一定程度上解決塵埃污染問題[11?14].為此,人們對脈沖射頻激發(fā)的等離子體放電特性進行了大量的實驗與數(shù)值模擬工作.例如,通過調(diào)制脈沖點火寬度,Wu等[15]在雙脈沖磁控濺射中實現(xiàn)了氮化鉻薄膜沉積速率的增強;Sun等[16]結(jié)合電磁模塊采用二維自洽流體模型,研究了脈沖占空比和相移對脈沖雙頻激發(fā)的感應耦合等離子體均勻性的影響;Imamura等[17]采用脈沖調(diào)制100 MHz激發(fā)的等離子體抑制對光刻膠灰化造成的刻蝕損傷.Rahman和Hossain[18]采用時間關(guān)聯(lián)模型發(fā)現(xiàn)脈沖射頻容性耦合等離子體鞘層具有更高的鞘層電位和寬度,而且大大降低了離子能量的擴展.人們甚至發(fā)現(xiàn)同步脈沖三射頻容性耦合等離子體對SiO2的刻蝕剖面要好于雙射頻情形[19].Liu等[20]對連續(xù)波和脈沖容性耦合Ar等離子體特性進行了數(shù)值模擬對比研究,他們發(fā)現(xiàn)在相同的外加電壓條件下,連續(xù)波放電產(chǎn)生的等離子體各項基本參數(shù)值要高于脈沖情形.Thorsteinsson和Gudmundsson[21]利用整體模型對脈沖氮氣放電特性的瞬態(tài)行為及其對調(diào)制頻率和占空比的依賴性也進行了研究.

以上研究表明脈沖調(diào)制能擴寬射頻等離子體參數(shù)的工藝窗口,為可控的等離子體表面處理提供可選的解決方案.為此,人們也采用了多種實驗方法對脈沖調(diào)制的等離子體進行了大量的診斷和分析.脈沖等離子體在脈沖開啟階段時,電子從射頻場中獲得能量,而在脈沖關(guān)斷期間電子失去了能量的供給而表現(xiàn)為電子溫度的迅速下降.Maresca等[22]采用朗繆爾探針的慢掃方法對脈沖感應耦合等離子體余輝中電子能量分布進行了研究,初步給出了快電子的壁損失和慢電子的擴散冷卻機制的結(jié)論;Liu等[23]也采用類似的探針方法對60 MHz脈沖激發(fā)的容性耦合等離子體進行了實驗診斷,并采用整體模型解釋了電子密度的演變.Xue等[24]發(fā)現(xiàn)在Ar/O2感應耦合等離子體中脈沖開啟和關(guān)斷階段顯示了電子溫度和電子密度的突變行為,并將這種突變行為歸結(jié)為負離子的離解以及激發(fā)態(tài)粒子之間的碰撞因素.

除了使用工作在慢掃描模式下的朗繆爾探針對脈沖等離子體進行診斷外,人們也嘗試著使用發(fā)射探針技術(shù)對脈沖等離子體的空間電位甚至電子溫度進行診斷測量[25?27].一般地,發(fā)射探針對等離子體空間電位的測量主要包括分離點法、懸浮點法或拐點法三種實驗方法[28].在使用分離點法測量等離子體空間電位時,主要是將探針處于冷、熱狀態(tài)下的掃描電流電壓曲線的交點定義為等離子體的空間電位,該理念由 Langmuir[29]首先提出,并由Chen[30]做出改進;拐點法主要將幾組一定電子發(fā)射條件下的探針電流電壓曲線的拐點連接起來,并將拐點連線外推到零發(fā)射處,所對應的電壓定義為等離子體電位,這樣處理的目的是避開空間電荷效應對等離子體電位測量的影響,例如,Sheehan等[31]利用慢掃結(jié)合發(fā)射探針的拐點法對容性耦合等離子體余輝期間等離子體空間電位進行了診斷;而懸浮點測試方法的主要依據(jù)是在強熱探針條件下對應的探針飽和懸浮電位等同于等離子體空間電位.盡管懸浮點法在測量等離子體空間電位的精度受限,也沒有考慮空間電荷效應,但比較其他兩種方法,懸浮點法在測量脈沖調(diào)制的等離子體空間電位時則更為實時快捷方便.例如,Mishra 等[32?34]利用懸浮模式的發(fā)射探針方法對脈沖雙頻激發(fā)的容性耦合等離子體的空間電位時間演變進行了研究,揭示了電子的雙極擴散是空間電位發(fā)生演變的主要原因;Mishra 等[35]以及 Liebig和Bradley[36]也曾利用強發(fā)射狀態(tài)下的發(fā)射探針對脈沖磁控濺射放電中空間電位的空間分布進行了測量研究.

雖然針對容性耦合體放電的診斷方法除了發(fā)射探針外,還有懸浮微波共振探針、朗繆爾探針等其他方法,但懸浮微波共振探針更多的是應用在電子密度的診斷中,例如,Piejak等[37]將微波共振發(fā)夾探針用于低氣壓等離子體電子密度的診斷中;Karkari等[38]利用懸浮型微波共振發(fā)夾探針對雙頻容性耦合等離子體中電子密度的空間分布進行了直接測量.而對于朗繆爾探針,由于我們實驗室所用朗繆爾探針診斷系統(tǒng)時間分辨率在毫秒量級,因此我們用朗繆爾探針測得的實際上是平均效應下的等離子體特性,它并不能對脈沖模式下的等離子體時變特性進行及時的響應.而在診斷等離子體電位方面,發(fā)射探針相較于其他診斷方法有更高的精度并且更為快捷方便[28].值得一提的是,在已有工作中,發(fā)射探針的診斷技術(shù)均被應用在高密度或是脈沖雙頻(其中一個射頻源被調(diào)制)的等離子體,對脈沖單頻激發(fā)的等離子體進行發(fā)射探針診斷的實驗還較為少見.為此,本文利用懸浮型發(fā)射探針診斷手段對 500 Hz脈沖調(diào)制的 27.12 MHz激發(fā)容性耦合等離子體的空間電位演變進行了實驗測量.根據(jù)懸浮型探針的凈電流為零這一特點,我們通過測量冷熱探針兩種狀態(tài)下的懸浮電位的比較,可以大致估算出探針所在位置的電子溫度,公式如下[39]:

其中Vf表示冷探針的懸浮電位;Vp表示探針處于強熱狀態(tài)下的飽和懸浮電位(即等離子體空間電位);Te為電子溫度;m,M 分別為電子和離子的質(zhì)量.文章的章節(jié)按如下順序安排: 首先,對脈沖射頻激發(fā)的容性耦合等離子體實驗裝置進行描述,其中描述了發(fā)射探針的加熱電流與空間電位的依賴關(guān)系;其次,針對典型的實驗情形闡述了空間電位以及電子溫度的時間演變特性,就其中存在的一些物理機理進行了討論,然后也給出了不同放電條件下的空間電位和電子溫度的診斷結(jié)果;最后給出結(jié)論.

2 容性耦合等離子體實驗裝置

安裝有發(fā)射探針系統(tǒng)的脈沖容性耦合等離子體發(fā)生裝置如圖1所示.等離子體放電腔室的高度為 300 mm,直徑為 350 mm.上極板經(jīng)由匹配器接有頻率為27.12 MHz的射頻電源,該射頻電源的矩形脈沖調(diào)制頻率為500 Hz,下極板接地.上下電極通過聚四氟乙烯絕緣材料連接到接地的均勻氣體導流板上,以確保產(chǎn)生的等離子體被約束在電極之間.兩個電極的直徑均為 200 mm.純度為99.999%的Ar和O2通過質(zhì)量流量控制器通入腔室,總流速控制在 80 sccm(1 sccm=1 mL/min).放電腔室通過渦輪分子泵和機械泵機組抽至真空度小于 5 × 10–4Pa 時開始實驗.

圖1 裝置著發(fā)射探針系統(tǒng)的脈沖容性耦合等離子體裝置示意圖Fig.1.Schematic diagram of the pulsed capacitively coupled plasma apparatus equipped with an emissive probe system.

發(fā)射探針位于放電中心,距離上、下極板均為17 mm.發(fā)射探針的加熱部分由直徑為 100 μm 的鎢絲彎成半徑為2 mm的圓形,兩端分別插入到兩個直徑為0.9 mm的毛細銅管中.銅管再通過耐高溫膠固定在直徑為1.5 mm的石英毛細管中.銅管的底部與直徑為0.9 mm的漆包銅線連接,用于連接外部的加熱電源.探針回路由12 V密封鉛酸電池進行加熱,兩個5 Ω電阻的中心抽頭通過電壓探頭連接到高速示波器測量端口,端口的輸入阻抗1 MΩ.加熱電流由串聯(lián)在回路中的一個電流表直接測量得到.

當發(fā)射探針的加熱電流逐步增加時,懸浮電位呈現(xiàn)迅速增加的趨勢;繼續(xù)增加探針的加熱電流,由示波器測量得到的發(fā)射探針的懸浮電位趨于飽和,兩個區(qū)域的交界處通常被認為是等離子體空間電位.圖2是一個典型的探針懸浮電位與加熱電流的關(guān)系曲線,Ar等離子體的放電條件是激發(fā)頻率27.12 MHz、射頻功率 50 W、放電氣壓 3.0 Pa.由圖2可以看出,當加熱電流超過1.7 A時,探針的懸浮電位便已經(jīng)趨近飽和,對應的等離子體的空間電位為26.8 V,這數(shù)值和朗繆爾探針測量的數(shù)據(jù)大致相當[40].

圖2 連續(xù)波激發(fā)的容性耦合等離子體中測得的探針懸浮電位(Vf)與加熱電流(Iht)的關(guān)系圖,測量在氣壓為3.0 Pa、射頻功率為50 W的氬氣等離子體中進行Fig.2.A plot of measured floating potential(Vf)versus heating current(Iht)in a CCP discharge in a continuous wave mode.The measurements were carried out at argon plasma with pressure of 3.0 Pa and input power of 50 W.

在射頻等離子體放電過程中,射頻鞘層的坍縮階段大量高低能電子不斷地流向極板,而在鞘層膨脹階段突破鞘層勢壘的高能電子也可以到達極板,等離子體電中性的限制條件就決定了體等離子體空間電位的提升[41],抑制電子向電極板的流動,同時在電極板附近產(chǎn)生一個負偏壓的鞘層邊界,促進正離子向電極板的流動.一定程度上講,等離子體空間電位隨時間是發(fā)生變化的,尤其是脈沖調(diào)制射頻激發(fā)等離子體的情況.

由于發(fā)射探針是侵入性的,因此,探針表面與等離子體接觸時存在有一定阻抗和容抗,由此探針測量會出現(xiàn)一定的時間響應.為判斷發(fā)射探針能否實時地響應等離子體的脈沖開啟/關(guān)斷狀態(tài),我們結(jié)合本實驗情況,對發(fā)射探針的響應時間τ進行以下簡單的估算[42]:

其 中 Zsh=1/(ωCsh)是 鞘 層 阻 抗(Csh=ε0A/d,A為探針面積,d為鞘層厚度),Cg為導線電容.(2)式可以簡化為[43]鞘層電阻Rsh可以用由體等離子體與探針間的壓降和通過鞘層的熱電子電流間的比值來估算[33,42].假設(shè)脈沖開啟的初始階段,電子密度在1015m–3量級,則發(fā)射探針的響應時間約為 800 ns.由此分析,發(fā)射探針的響應時間足以對該500 Hz脈沖的射頻等離子體的時變特性及時追蹤.

3 實驗結(jié)果與討論

本實驗中,容性耦合Ar等離子體由500 Hz脈沖調(diào)制的27.12 MHz的射頻電源驅(qū)動.圖3是放電氣壓為3.0 Pa、脈沖射頻功率為30 W條件下,發(fā)射探針測量得到的冷探針情形下的懸浮電位Vf和熱探針情形下的等離子體的空間電位Vp,冷探針是指探針無加熱電流,熱探針是指探針的加熱電流運行在飽和懸浮電位時的電流,本實驗中,加熱電流設(shè)定為1.75 A.由(1)式計算得到的一個脈沖周期內(nèi)的電子溫度的演變特性也顯示在圖3中.從圖中不難發(fā)現(xiàn),脈沖的開啟或關(guān)斷狀態(tài)造成了等離子體空間電位和懸浮電位很大的變化.首先,當脈沖開啟時,熱探針測量得到的空間電位Vp和冷探針測量得到的Vf均經(jīng)歷了約250 μs劇烈上升階段并趨于穩(wěn)定.在脈沖關(guān)斷的狀態(tài)下,Vp和Vf的下降軌跡并不類似,Vp約在 300 μs的時間下降到一個穩(wěn)定值,而Vf似乎是呈線性下降的趨勢.從電子溫度Te在整個脈沖周期中的演變曲線來看,Te在脈沖期間存在有兩個明顯的特征:一是在脈沖開啟的初期,Te出現(xiàn)過沖現(xiàn)象,從 1.2 eV上沖到 3.2 eV,后趨于穩(wěn)定,約 2.9 eV;二是在脈沖關(guān)斷期間,Te先是在 300 μs冷卻到 0.45 eV,然后略微增加至1.2 eV左右.

正如之前所述,當射頻脈沖處于開啟瞬間,由于等離子體需要滿足電中性條件,空間電位被快速拉升到33 V左右趨于穩(wěn)定,經(jīng)歷的上升時間約250 μs,這段時間與懸浮電位的上升時間是一致的.脈沖開啟時的空間電位上升時間實際上是電子的產(chǎn)生和與損失達到穩(wěn)定平衡的時間,或說是形成穩(wěn)定等離子體所需時間.我們的發(fā)射探針測量得到的穩(wěn)定平衡時間略大于通過數(shù)值模擬方法得到的電子產(chǎn)生與損失過程的平衡時間[24],事實上,在數(shù)值模擬過程中脈沖開啟狀態(tài)下功率沉降不用考慮時間延遲,而在實際的實驗過程中的射頻電源包括匹配網(wǎng)絡(luò)中存在電容電感效應以及探針鞘層的RC效應,無論功率沉降還是測量都要經(jīng)歷一個時間延遲的過程.

當脈沖進入關(guān)斷階段,極板表面的鞘層結(jié)構(gòu)迅速塌縮,由于高能電子迅速輸運到極板表面的緣故,原先處于麥克斯韋分布函數(shù)的電子也會出現(xiàn)了高能尾段截斷行為[44],這一過程也在Liu等[45]利用朗繆爾探針研究脈沖容性耦合等離子體余輝中電子行為時被觀察到.電子的這種動力學行為變化間接導致了等離子體空間電位的快速衰減,如圖3(a)所示.但由于等離子體中正離子的慣性質(zhì)量較大,且由于雙極擴散的限制,盡管處于脈沖關(guān)斷狀態(tài),空間仍存在有大量的低能電子,這也是觀察到等離子體空間電位在快速下降后逐漸回穩(wěn)的一個原因.另外一個在脈沖關(guān)斷期間空間電位回穩(wěn)的原因可能是發(fā)射探針不斷向空間發(fā)射電子導致[31].

圖3 放電氣壓為 3.0 Pa、脈沖射頻功率為 30 W 氬氣等離子體中,發(fā)射探針測量得到的數(shù)據(jù),調(diào)制頻率為500 Hz,占空比50%(a)懸浮電位及空間電位的時變特性;(b)電子溫度的時變特性Fig.3.The data measured by an emissive probe in an argon plasma with a discharge pressure of 3.0 Pa and a pulsed RF power of 30 W:(a)Temporal evolution of floating potential and plasma potential;(b)temporal evolution of electron temperature.The discharge was pulsed at 500 Hz with 50% duty cycle.

在圖3(b)中電子溫度在脈沖初始階段的過沖行為可從以下兩個方面解釋.脈沖關(guān)斷期間殘余的電子甚至是激發(fā)態(tài)粒子之間的超彈性碰撞[46,47]產(chǎn)生的電子對脈沖開啟階段的電子溫度的升高有貢獻,這種電子溫度的過沖行為主要是由于殘余電子在迅速膨脹的鞘層中受到有效加熱而形成的超熱電子群引起[48].另外,在脈沖開啟時,射頻電場會很容易進入到等離子體內(nèi)部[20],更容易對空間中電子產(chǎn)生加熱,這是電子溫度在脈沖開啟時出現(xiàn)過沖的另一個原因.

圖3(b)所示的電子溫度Te在脈沖關(guān)斷時出現(xiàn)迅速下降的原因解釋如下.在脈沖關(guān)斷那一刻起,零射頻功率的饋入導致了離子鞘層的迅速坍塌,伴隨著雙極電場的快速下降,高能電子迅速擴散至器壁,而較低能電子則被限制在空間電荷場的勢壘中,隨后繼續(xù)通過雙極擴散的方式進一步冷卻[22,44].我們注意到在電子溫度在經(jīng)歷最小值后有繼續(xù)升高的跡象,但這種行為應該屬于偽像,因為余輝階段電子缺乏有效的能量來源,因此這種測量的偽像歸因于脈沖關(guān)斷后的等離子體可能由于過低的電子密度不再適用于浮點式發(fā)射探針的測量;或者,發(fā)射探針依然處于強熱狀態(tài),其發(fā)射的電子對探針在脈沖關(guān)斷期間的測量有一定的影響[31].

圖4是采用發(fā)射探針診斷方法對不同放電功率和不同放電氣壓條件下的等離子體電位及其電子溫度進行了測量診斷.測量得到的位形與圖3的結(jié)果類似,不同的只是數(shù)值上的差異.為更清楚地了解各階段的空間電位和電子溫度隨放電條件的演變,圖5給出了脈沖開啟后的穩(wěn)態(tài)位置、電子溫度的最大過沖位置和脈沖關(guān)斷后的穩(wěn)態(tài)位置的空間電位和電子溫度的變化曲線.可以發(fā)現(xiàn),空間電位基本上無論在脈沖開啟或關(guān)斷期間都隨著功率和氣壓的變化存在有線性的依賴關(guān)系,這與我們之前用朗繆爾探針在容性耦合氬等離子體中測得的趨勢是一致的[40],在高功率或低氣壓條件時,更高的電離率以及更少的碰撞損失產(chǎn)生了更高的電子密度,電中性條件的限制導致了更高的空間電位.過沖狀態(tài)下的電子溫度普遍比穩(wěn)態(tài)下的電子溫度要高0.5 eV以上,相比而言,放電氣壓對二者的差值影響不是很大,但放電功率越大,這種差值較大.同時由于在高功率條件時,來自上一周期殘余的電子溫度相對更高(圖4(c)),并且高功率下鞘層的加速電壓也更高,這使得高功率時脈沖開啟時的過沖電子溫度更高.脈沖關(guān)斷對空間電位的影響基本上為線性,最小電子溫度基本沒有變化((0.5 ± 0.1)eV).

圖4 不同放電條件下 Vp和Te的時變特性(測量在頻率為 500 Hz,占空比 50% 調(diào)制的氬氣等離子體中進行)(a),(c)在3 Pa 不同功率條件下 Vp和Te的時變特性;(b),(d)在 50 W 不同氣壓條件下 Vp和Te的時變特性Fig.4.A plot of temporal evolution of plasma potential and electron temperature:(a)plasma potential(Vp)with power(3 Pa);(b)plasma potential(Vp)with pressure(50 W);(c)electron temperature(Te)with power(3 Pa);(d)electron temperature(Te)with pressure(50 W).The measurements are carried out at argon plasma and the discharge is pulsed at 500 Hz with 50% duty cycle.

圖5 不同放電條件下各階段對應的空間電位及電子溫度,4 幅圖分別對應圖 4 中的(a),(b),(c),(d)Fig.5.The plasma potential and electron temperature in each stage under different discharge conditions.The four figures correspond to(a),(b),(c),and(d)in Fig.4,respectively.

4 結(jié) 論

鑒于發(fā)射探針相較于傳統(tǒng)的靜電探針在診斷等離子體電位方面具有更高的準確性,并可對電位進行直接且實時的監(jiān)測,本文利用浮點型發(fā)射探針對脈沖27.12 MHz氬氣等離子體進行了測量研究.脈沖開啟時,由于電中性條件的限制,Vp快速上升后趨于穩(wěn)定;而由于射頻電場及上個脈沖關(guān)斷期間殘余電子的影響,Te在脈沖開啟的初始階段出現(xiàn)了過沖現(xiàn)象,并且隨著放電功率的增加,Te過沖的幅度也更大.當脈沖進入關(guān)斷階段,高能電子的迅速損耗導致了Vp及Te的快速衰減;隨著功率和氣壓的改變,脈沖開啟和關(guān)斷期間Vp的變化均是線性的,而脈沖關(guān)斷期間對Te的最低值影響不大.脈沖關(guān)斷期間電子溫度略有上升的起因是探針發(fā)射過量電子引起,也可能是由于電子密度過低造成測量的準確性偏差所致.