電非對稱雙頻容性耦合CF4/Ar 放電電極間距對放電模式和刻蝕剖面的影響*

董婉 徐海文 戴忠玲 宋遠紅 王友年

(大連理工大學物理學院, 三束材料改性教育部重點實驗室, 大連 116024)

1 引 言

等離子體刻蝕相比于傳統(tǒng)的濕法刻蝕具有各向異性的特性使其已經(jīng)成為芯片制造中不可缺少的關(guān)鍵步驟[1,2], 可以實現(xiàn)對多晶硅(Si)[3]、氮化硅(Si3N4)[4]、氧化硅(SiO2)[5]和金屬材料[6,7]的刻蝕.隨著芯片特征尺寸的縮小, 人們對等離子體刻蝕技術(shù)提出了更高的要求, 也開展了相應(yīng)的深入研究.例如: Huang 等[8]模擬研究了Ar/C4F8/O2容性放電中深寬比近100∶1 的介質(zhì)刻蝕; 為實現(xiàn)準原子層刻蝕, Takayoshi 等[9]研究了等離子體和材料相互作用的自限制性, 以期獲得接近理想的等離子體刻蝕速率和精細刻蝕.

在等離子體刻蝕中, 離子和中性基團的協(xié)同作用起著至關(guān)重要的作用[10,11].如果只使用準直的離子轟擊去除目標材料, 效率會非常低[12].例如在碳氟化合物氣體放電中產(chǎn)生諸如CF2之類的中性基團, 它們與SiO2表面反應(yīng)會生成鈍化層, 從而減低SiO2的去除閾值, 與離子轟擊直接去除SiO2相比, 刻蝕率更高[13,14].然而, 在等離子體刻蝕中, 如果產(chǎn)生過多CF2基團還可能彼此結(jié)合形成聚合物并積累在鈍化層之上[15,16], 離子首先要去除聚合物, 然后才能刻蝕鈍化層, 實現(xiàn)去除目標材料的目的, 所以聚合物的堆積會影響刻蝕速率.因此, 很多的研究工作[17?24]會關(guān)注該領(lǐng)域科學問題, 特別是關(guān)心其中離子和中性基團的協(xié)同作用.針對碳氟氣體刻蝕Si 材料, Winters 等[19]在實驗上不僅詳細研究了離子在刻蝕中的作用, 還發(fā)現(xiàn)中性基團和表面材料(Si)的結(jié)合物有利于加快刻蝕速度, 并且強調(diào)F 基團在其中的重要作用.在CHF3/O2等離子體放電中研究還發(fā)現(xiàn), 聚合物薄膜的存在會減少反應(yīng)離子刻蝕硅基片的損傷[21], 并且O2含量的多少, 影響著薄膜厚度, 兩者呈現(xiàn)反比關(guān)系.Capps等[22]考慮了CHF3等離子體中離子轟擊對CF2生成的貢獻, 研究了CF2自由基與表面相互作用以及CF2表面生成機理.此外, 在CF4氣體穩(wěn)態(tài)和脈沖調(diào)制感應(yīng)耦合等離子體放電實驗中給出了空間分辨的CF 和CF2軸向密度分布, 進而研究了它們的生成和損失機理[24].近年來, 離子和中性基團在原子層刻蝕(ALE)中的協(xié)同作用也受到關(guān)注[25,26].在ALE 中協(xié)同作用使用公式來表示[26], 其中EPC=1 表示理想ALE 一個周期刻蝕的原子層數(shù);α,β表示只在鈍化、刻蝕階段的放電條件下對材料進行刻蝕得出的平均一個ALE周期內(nèi)的刻蝕速率.α和β值越小說明自限制性越好, 公式得到的Sy值就越大, 也就說明離子和中性的協(xié)同作用越好.

盡管研究人員對離子和中性基團的協(xié)同作用進行了大量研究, 但在電非對稱(EAE)波形作用下的研究很少.EAE 理論是Heil 等[27]在2008 年提出的, 他們采用一個基頻電源和其偶數(shù)次諧波頻率的電源共同驅(qū)動放電的方式, 通過調(diào)節(jié)電源之間的相位差, 有效調(diào)節(jié)驅(qū)動電極自偏壓, 從而達到離子能量和通量獨立控制的目的.目前, 關(guān)于EAE的大多數(shù)研究都集中在離子能量和離子通量的解耦[28,29], 改善等離子體均勻性[30,31]和加熱模式的分析[32,33]這幾個方面.例如, Zhang 等[31]使用電非對稱電壓波形在H2等離子體中通過調(diào)節(jié)相位角來優(yōu)化等離子體均勻性, 這在一定程度上說明使用非對稱電壓波形可以改善電磁效應(yīng)導致的等離子體不均勻.由于EAE 可能會在下一代刻蝕工藝中發(fā)揮至關(guān)重要作用, 因此研究EAE 作用下中性基團和離子的協(xié)同作用同樣具有意義.本文使用非對稱雙頻電壓波形通過調(diào)整電極間距來控制放電和電子加熱過程, 研究離子和中性粒子的協(xié)同作用,優(yōu)化中性基團覆蓋度及刻蝕速率.

2 模型介紹

本文的計算模型按照計算尺度分成兩部分, 包括cm 尺度的放電模塊, nm 尺度刻蝕槽模塊.放電模塊主要是由一維流體以及電子和離子蒙特卡羅(MC)組成; 刻蝕槽模塊主要由表面反應(yīng)模塊、離子跟蹤模塊、充電效應(yīng)模塊等組成.下面將詳細介紹各個模塊及其作用.

2.1 放電模塊

本文采用一維流體模型耦合泊松方程、電子和離子MC 模型.流體模型描述電子、離子及中性基團的輸運過程, 包括連續(xù)性方程、動量平衡方程、能量方程.電子的慣性項可以忽略, 使用遷移擴散近似來描述電子在電場和擴散作用下的通量變化情況.而氣壓較低的情況下, 離子的慣性項通常不能忽略, 所以離子的輸運通常使用全動量方程進行描述.中性粒子的輸運基于連續(xù)性方程和擴散方程進行描述.等離子體中的電勢、電場分布可以用泊松方程獲得

其中ne為電子密度,n+為正離子密度,n?為 負離子密度,Φ為電勢,ε0為真空介電常數(shù),e表示電荷.

離子作為冷流體來近似, 所以離子的溫度為常數(shù), 一般取和室溫一致.電子溫度和電子能量使用電子MC 模型[34]進行計算, 其中電子溫度通常與電子無規(guī)熱速度有關(guān), 而電子能量是根據(jù)電子熱速度和定向速度之和計算得到的.在該模型中, 電子將在全計算區(qū)域中被追蹤, 考慮了電子與中性基團之間的碰撞, 包括彈性碰撞、電離碰撞、激發(fā)碰撞、解離附著碰撞共20 個反應(yīng), 碰撞截面可參閱文獻[35?37].電子在電場中被加速, 電子和中性基團發(fā)生碰撞之后, 電子的能量、速度及位置被更新,通過統(tǒng)計可以給出電子能量分布函數(shù), 并計算以下積分獲得各種反應(yīng)的速率系數(shù)

其中, 下角標j, f(εe,z,t) ,σj(εe), εe,(2εe/me)1/2分別表示反應(yīng)類型、電子能量分布函數(shù)、反應(yīng)的碰撞截面、電子能量以及電子速度(電子熱速度和電子定向速度之和).

本工作模塊之間的耦合描述如下: 通過流體模型計算電場分布并代入電子MC 模型, 每個周期含時計算獲得反應(yīng)速率系數(shù)和電子溫度, 據(jù)此在流體模型中計算各種粒子輸運過程.整個模型將運行近3 萬個基頻周期直到達到穩(wěn)定.在該模型中考慮了9 種帶電粒子、6 種中性基團, 涉及50 多種氣相反應(yīng), 考慮的帶電粒子和中性粒子包括: 電子, Ar+,Ar*, CF3, CF2,CF, F, F2, 除了電子和中性基團的碰撞反應(yīng), 還考慮了30 多種電子與離子、離子與離子、離子與中性基團之間的氣相化學反應(yīng), 反應(yīng)速率系數(shù)具體可參考文獻[38, 39].

離子MC 模塊的計算區(qū)域只在鞘層附近, 與電子MC 模型類似, 我們在鞘層邊界處撒代表某種離子的宏粒子, 跟蹤離子在鞘層電場中的運動,并在碰撞后更新速度和位置, 直到離子達到電極邊界, 統(tǒng)計粒子的能量和角度分布函數(shù).整個過程中需要跟蹤離子在鞘層電場中的運動, 并在碰撞后更新速度和位置.離子與背景氣體之間碰撞包括電荷交換碰撞和彈性碰撞.由于容性耦合等離子體的解離率比較低, 因此可以忽略離子與除背景氣體(Ar 和CF4氣體)以外的其他粒子之間的碰撞.其中Ar+離子和背景氣體Ar 的電荷交換碰撞截面σcx和彈性碰撞截面σel[2]分別為

其中ε表示離子能量.Ar+離子和CF4的碰撞以及其他離子和中性的碰撞截面將使用郎之萬碰撞截面確定[2].

射頻容性耦合等離子體通常通過恒定電壓源或者恒定電流源驅(qū)動放電.在模擬計算中如果采用電壓源, 電壓波形一般作為電勢的邊界條件.而對于功率源, 則需先假設(shè)一個給定電壓幅值, 利用是功率源極板施加的電壓波形和自偏壓之和, 而I(t) 是在極板位置處位移電流、傳導電流之和,T為一個基頻周期)計算實際沉積功率, 再調(diào)整電壓反復迭代, 直到找到接近要求功率的電壓幅值.本文采用非對稱雙頻電壓源波形,x=0 是功率電極,x=d是接地電極, 電勢在功率電極和接地電極的邊界條件分別是V(t)|x=0=φlfcos(2πft)+φhfcos(4πft) 和V(t)|x=d=0 , 其中φlf和φhf分別表示基頻、倍頻電壓, 功率極板對應(yīng)的電壓波形如圖1 所示.電子密度在邊界處遵循玻爾茲曼分布ne=ne0(?Φ/Te) ,電子通量滿足γΓi|x=0,d, 其中ne0,Te表示該處的電子密度、電子溫度,Θ=0.25 為電子在電極上的反射系數(shù),是電子熱速度,γ是二次電子發(fā)射系數(shù).二次電子發(fā)射系數(shù)與極板處離子能量相關(guān), 根據(jù)文獻[35]給出.電子熱傳導項在邊界被忽略, 只考慮對流項正、負離子密度以及通量的邊界條件均考慮為第二類邊界條件.中性基團的邊界條件設(shè)置成其中na,sj和uth,n是中性基團密度、黏滯系數(shù)和中性基團熱速度.

圖1 非對稱雙頻電壓波形圖Fig.1.Asymmetrical dual-frequency voltage waveform used in this work.

利用流平衡條件[32]計算非對稱放電在功率極板附近形成的自偏壓值Vdc, 即: 當Qn/Qp>1,Vdc=其 中Qp,Qn,表示基頻周期內(nèi)到達功率極板的正、負電荷量以及上一個基頻周期的自偏壓值, ΔV為一個小量一般取0.01 V, 不斷迭代直到Vdc的值基本穩(wěn)定, 保證正、負電荷量基本相等, 進而最終實現(xiàn)流平衡.

2.2 刻蝕槽模塊

在刻蝕槽模塊中, 采用元胞模塊, 耦合表面MC 模塊及粒子追蹤模塊來計算獲取刻蝕剖面.從放電模型獲得的參數(shù)如離子通量、中性基團通量和離子能量角度分布(IEAD), 被輸入到刻蝕槽模型中.離子和中性粒子被視為偽粒子.通過IEAD 中隨機抽樣獲得離子的速度和角度, 中性基團的速度、角度根據(jù)麥克斯韋分布函數(shù)隨機抽取得到.跟蹤每個偽粒子所經(jīng)歷的各種碰撞過程, 直到其到達某個元胞.此時, 表面反應(yīng)的是否發(fā)生取決于反應(yīng)發(fā)生概率和閾值, 由表面MC 模型決定.如果該粒子滿足條件, 則此處的元胞屬性將發(fā)生改變.每進行一步, 邊界的元胞屬性都會有所更新.本模塊包括的近200 個表面反應(yīng)均引用自文獻[40], 其中包括化學刻蝕、物理刻蝕和鈍化反應(yīng)等等.此外, 如果離子入射角度小于60°, 則認為它不被反射.但是, 其動能小于30 eV 時, 即使入射角較小, 也會發(fā)生離子反射.

充電效應(yīng)導致電力線偏轉(zhuǎn), 會影響到離子和電子的運動.在刻蝕槽模型中, 使用撒宏粒子的方法來計算充電效應(yīng), 宏粒子帶正電荷表示正離子, 帶負電荷表示電子, 考慮到容性耦合等離子體的電子和正離子在一個周期內(nèi)到達極板上的通量是一致的, 所以設(shè)定電子和正離子的宏粒子個數(shù)一致.宏粒子在電場的作用下被跟蹤, 得到離子和電子在材料表面的分布, 之后使用拉普拉斯方程計算電勢的分布.本文將元胞尺寸設(shè)置為0.20 nm, 每個元胞代表一個原子, 刻蝕槽口設(shè)置為50 個元胞, 也就是槽口設(shè)置為10 nm, 最上面50 個元胞是空的, 向下依次為50 個元胞(10 nm)的光刻膠, 以及高度是200 個元胞(40 nm)的刻蝕材料SiO2.

3 結(jié)果與討論

圖2 電極間距為(a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm 下主要離子F–, 的周期平均密度Fig.2.Period averaged densities of F–, , and for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖3 在不同電極間距(a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm 下時空演化的電子密度Fig.3.Spatio-temporal evolution of electron density for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

本文所使用的雙頻EAE 驅(qū)動電壓波形為V(t)|x=0=φlfcos(2πft)+φhfcos(4πft), 其中基頻頻率f= 13.56 MHz, 高低頻電壓都是100 V, 放電氣體是CF4/Ar = 10/90, 氣壓 為50 mTorr(1 Torr = 1.33322 × 102Pa), 電極間距分別選取3, 4, 5 cm.為了理解電極間距變化對等離子體的影響, 圖2 和圖3 分別給出了不同電極間距周期平均的主要離子包括Ar+,, F–的密度分布及時空演化的電子密度分布圖.雖然CF4氣體只占10%, 等離子體仍然表現(xiàn)出明顯的電負性氣體的放電特征, 即體區(qū)正負離子密度峰值遠高于電子密度.受鞘層電場作用負離子被限制在體區(qū), 電子密度在鞘層邊界會有略高的峰值.隨著間距增大, 各種離子密度、電子密度在體區(qū)都有所增加, 但是各種離子密度從最高到最低的變化順序沒有改變, 依然是Ar+, F–,, 所以主要正負離子分別是Ar+和F–.而且, 通過計算, 在電極間距為3, 4, 5 cm 時, 饋入功率密度分別是174.5, 199.3, 243.03 W/m2.隨著有效放電區(qū)域增大, 帶電粒子特別是電子在體區(qū)參與的與放電有關(guān)各種碰撞的概率更大, 在邊界上被損失掉的概率變小, 等離子體的產(chǎn)生得到提高, 所以會導致電子密度、沉積功率的提高.此外, 由于在電非對稱電壓波形的驅(qū)動下, 功率電極附近的電子密度和離子密度要低于接地電極的密度, 與非對稱放電不同的加熱模式和鞘層特性有關(guān).

圖4 給出了時空平均的放電電負性(黑色點線)和自偏壓(藍色點線)隨著電極間距的變化.電負性分別表示F–,電子密度的基頻周期和空間平均值, 自偏壓計算方法如放電模塊介紹.可以看出隨著電極間距的增加電負性及自偏壓的絕對值都呈現(xiàn)減小的趨勢.這里我們是以電壓源驅(qū)動容性放電, 當極板間距增大時, 根據(jù)圖2 和圖3, 等離子體密度增加, 等離子體中所沉積的功率隨之增大, 電子會獲得更多的能量參與電離, 電負性自然會有所下降.根據(jù)解析模型的研究結(jié)果[33], 自偏壓滿足方程其中分別表示施加電壓波形的最大值和最小值、功率極板和接地極板懸浮電勢、體區(qū)電勢的最大值和最小值及對稱參數(shù).通常, 鞘層的懸浮電勢基本可以忽略[32], 所以可以不考慮公式中對自偏壓的貢獻.對稱參數(shù)ε近似為其中分別為功率電極和接地電極上的平均有效電荷密度[32], 計算得到ε在不同電極間距下分別為0.763,0.939, 1.05.已知通過計算可以得到在不同電極間距下電壓波形對自偏壓的貢獻分別是–64.7, –48.66, –39.9 V, 而體區(qū)電勢對自偏壓的貢獻大約在 ± 1 V, 所以可以看出解析計算得到的自偏壓的絕對值也隨著電極間距的增加而減小, 這和我們的模擬結(jié)果基本一致.在本工作參數(shù)范圍內(nèi), 體區(qū)壓降對自偏壓的變化影響不大, 但是可以看到隨著極板間距增大, 體區(qū)有效放電區(qū)域增大, 功率極板處鞘層變薄明顯, 接近接地極板鞘層厚度, 導致兩側(cè)鞘層的非線性效應(yīng)相互抵消, 削弱了兩端的非對稱性, 會導致自偏壓絕對值減小, 所以本質(zhì)上還是沉積功率和電子密度提高引起的.

圖4 不同電極間距下的自偏壓以及時空平均的電負性Fig.4.Self-bias voltage and time-space averaged electronegativity for different gap distance.

圖5 給出了時空演化的體區(qū)電場在不同電極間距下的變化情況.受非對稱電壓波形影響, 除了在基頻周期下隨著鞘層擴張和回縮, 體區(qū)電場出現(xiàn)峰值, 在半個基頻周期附近, 隨著鞘層振蕩也會出現(xiàn)局域的次峰值.特別是在間距小的情況下, 電負性強、體區(qū)電子密度低、電導性差, 為維持放電導致體區(qū)電場增強, 這種現(xiàn)象就更加明顯.隨著電極間距的增加, 體區(qū)電場逐漸變?nèi)? 但是峰值仍然存在.經(jīng)過計算發(fā)現(xiàn), 隨著電極間距的增加體區(qū)壓降變化不大, 分別為0.619, 0.44, 0.369 V, 但是體區(qū)有效放電寬度增大, 分別約為2.07, 2.96, 3.95 cm.此外, 還可以看到, 當間距為3 cm 時, 由于電負性較強, 不僅體區(qū)電場強, 在鞘層附近, 特別是接地電極處在0.25 T 到0.75 T 時間范圍內(nèi)出現(xiàn)較強的雙極擴散場, 其峰值絕對值可達到–11.5 V/cm 左右; 而當間距為5 cm 時, 體區(qū)電場變?nèi)醯耐瑫r, 電場在功率極板附近的峰值相對比較容易觀察到(0.9 T), 大約7.5 V/cm.

圖5 在不同電極間距下時空演化的電場 (a) 3 cm; (b) 4 cm; (c) 5 cmFig.5.Spatio-temporal evolution of electric field for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖6 在不同電極間距下時空演化的電子功率吸收 (a) 3 cm; (b) 4 cm; (c) 5 cmFig.6.Spatio-temporal evolution of electron power absorption rate for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖6 給出了在不同電極間距下時空演化的電子功率吸收(Je·E)的變化情況.通常, 容性耦合放電主要有α模式和遷移擴散(DA)模式兩種放電加熱模式.其中, 把鞘層振蕩加熱引起的放電模式稱為α模式, 而把電子在體區(qū)受到漂移場加速和鞘層附近受到雙極性電場加速的放電模式稱為DA 模式, 后者通常發(fā)生在電負性氣體放電中[41].從圖6 可以看出, 特別是間距在3 cm 和4 cm 時,鞘層振蕩加熱、漂移場和雙極電場加熱都能明顯觀察到, 考慮到這里是Ar 和CF4混合放電, CF4只占10%, 共同作用是合理的.隨著電極間距的增加,體區(qū)電負性和電場都相對變?nèi)? 導致了體區(qū)電子加熱相應(yīng)減小.雖然放電空間大自偏壓變低, 鞘層振蕩仍然是主要的加熱方式.圖7 給出了在不同電極間距下電子能量分布函數(shù)(EEDF)基頻周期平均空間演化情況.從圖7 可以看出, 電極間距為3 cm 時, 電子能量分布高能尾加強, 在體區(qū)和鞘層附近電子都可以獲得相對較高能量, 與圖5、圖6中電場、電子加熱時空分布相符.

圖7 在不同電極間距下, 基頻周期平均的電子能量分布函數(shù)(EEDF)的空間演化圖 (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cmFig.7.Time averaged EEDF for different gap distance of(a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖8 在不同電極間距下時空演化的電離率(Ar+e→Ar++2 e) (a) 3 cm; (b) 4 cm; (c) 5 cmFig.8.Spatio-temporal evolution of ionization rate (Ar+e→Ar++2 e) for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖9 在電極間距為(a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm 下功率電極處的離子能量分布函數(shù).Fig.9.Ion energy distribution (IED) at the powered electrode for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖8 給出了在不同電極間距下Ar 電離率的時空演化情況.這里的電離率是指電子連續(xù)性方程中與電離有關(guān)的電離源項, 電離率與電子和Ar 的密度以及(2)式相對應(yīng)的速率系數(shù)有關(guān).我們知道,Ar 的電離閾值在15.7 eV, 只有能量高于該閾值的電子才能參與Ar 的電離過程, 圖8 反映了高能電子的時空分布情況.從圖8 可以看出, 放電模式始終是α 和DA 的混合模式.對比來看, 在較小的放電間距時(例如3 cm 和4 cm), 電離率在接地極板附近出現(xiàn)了最大值(圖中紅色圓圈位置), 呈現(xiàn)了比較強的電離過程.在基頻周期起始時刻, 功率電極附近鞘層開始擴張, 此時自偏壓、體區(qū)電場最強,電子受鞘層作用獲得能量, 并同時受體區(qū)較強電場作用加速打向接地電極.電子到達接地極板附近時正遇鞘層塌縮, 而且雙極擴散場很強, 此時該位置電子密度也比較高, 所以電離率很快達到峰值.但隨著電極間距的增加, 自偏壓減小, 體區(qū)電場變?nèi)?這種電子被加速并在接地極板附近發(fā)生集中電離的現(xiàn)象逐漸消失, 在極板間距為5 cm 時就基本沒有觀察到這種現(xiàn)象.此外, 如圖8 所示, 另外一個電離率峰值發(fā)生在功率極板附近電場峰值所在位置, 這個次電離峰值在不同的極板間距條件下都能被觀察到.通過分析發(fā)現(xiàn), 這個峰值是接地極板鞘層擴張、體區(qū)加速、功率極板鞘層塌縮、雙極擴散場加熱電子所引起的.但是, 可以看到, 在放電區(qū)域小的時候, 由功率極板附近鞘層擴張電子加速打到接地極板鞘層附近的電離相對較強, 而放電間隙較大時, 電離源項的最大值發(fā)生在功率極板附近.

下面討論與刻蝕相關(guān)的離子能量分布函數(shù)、離子和中性基團通量及刻蝕形貌.圖9 給出了基頻周期平均的離子能量分布函數(shù)在不同電極間距下的演化情況.可以看出, 隨著電極間距的增加, 離子能量的最大值會逐漸減小, 分別為122, 116, 114 eV.這和自偏壓有關(guān), 自偏壓越大離子在鞘層電場作用下獲得更多能量的概率就會越大, 相應(yīng)的能量分布展寬也會變窄.此外, 還發(fā)現(xiàn)在電極間距為3 cm 時, 離子能量分布函數(shù)更趨向于單能; 而隨著電極間距增大, 離子能量分布呈現(xiàn)兩個甚至3 個能量峰值, 這種現(xiàn)象產(chǎn)生的原因比較復雜, 受多個因素的影響, 比如鞘層壓降、離子和中性基團的碰撞及離子渡越鞘層的時間, 值得之后的工作來進一步研究分析.

圖10 功率電極附近基頻周期平均的(a)離子通量和(b)中性基團通量在不同電極間距下的變化情況Fig.10.(a) Ion flux and (b) neutral flux at the powered electrode for different gap distance.

圖11 在電極間距為(a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm 下刻蝕形貌Fig.11.Etching profiles for different gap distance of (a) 3 cm, (b) 4 cm, (c) 5 cm.

圖10 給出功率電極附近的離子通量和中性基團通量隨著電極間距的變化圖.從圖10 可以看出,隨著極板間距的增大, 電離閾值較低(10—20 eV左右)的離子, 例如的通量值有略微增加, 而電離閾值相對大(20—35 eV 左右)一些的離子CF+, F+, C+通量呈現(xiàn)一個減小的趨勢.從圖7 可知, 電離閾值較高的離子通量減小的原因主要是高能電子在放電區(qū)域大的時候所占的比率減小導致的.而隨著電極間距的增加, 實際饋入功率和等離子體密度都會相應(yīng)增大, 電子密度有所上升導致電離閾值較低的離子通量有所增加.各種中性基團通量同樣呈現(xiàn)一個增加的趨勢, 如圖10(b)所示.中性基團的解離能量閾值和的電離相當, 閾值都在10—20 eV 范圍內(nèi), 所以隨著電極間距的增加, 中性基團通量的增加和Ar+,通量的增加的原因類似, 是電子密度增加引起的.

圖11 給出了在不同電極間距刻蝕時間均為70 s 下的刻蝕形貌圖, 其中白色位置是材料被移除的位置, 淺灰色表示光刻膠, 黑色表示SiO2, 其他顏色表示鈍化層、聚合物.在相同的刻蝕時間下,刻蝕的深度越深, 說明在該條件下的刻蝕速率越快.從圖11 可知, 隨著電極間距的增加, 刻蝕速率先增加后減小.我們知道中性基團通量明顯增加,比如CF2和CF, 一方面增加鈍化層的覆蓋度, 加速目標材料的刻蝕, 另一方面, 如果中性基團過多就會形成大量的聚合物附著在鈍化層上面, 阻礙了離子對鈍化層的刻蝕.通常, 會利用變量A=即功率極板處中性基團通量和離子通量的比值來解釋刻蝕槽形貌的變化情況, 這里只有CF2和CF 能參與生成聚合物.隨著電極間距的增加,A值分別為16.42, 30.68, 51.77, 這說明中性基團相比于離子的增加幅度更高, 這是因為中性基團的損失源項相比離子少所導致的.從刻蝕形貌來看,圖11(a)和圖11(b),A值從16.42 增加到30.68,中性基團增加并與離子協(xié)同, 使得刻蝕速率增加.但是如果A值繼續(xù)增大到51.77, 如圖11(c), 刻蝕速率開始減慢, 聚合物在鈍化層表面的覆蓋削弱了離子對目標材料的刻蝕.所以, 在電非對稱波形下調(diào)節(jié)電極間距能夠使離子和中性基團在一定程度上解耦, 有助于調(diào)節(jié)中性基團的覆蓋度, 達到控制刻蝕速率及優(yōu)化刻蝕形貌的目的.

4 結(jié) 論

本文基于一維流體耦合MC 模型及二維刻蝕槽模型研究了電非對稱雙頻容性耦合CF4/Ar 等離子體放電和相應(yīng)的刻蝕過程.模擬研究表明, 隨著電極間距的增大, 放電的電負性和功率極板自偏壓的絕對值會相應(yīng)減小, 等離子體密度和實際饋入功率明顯增加.受非對稱電壓波形驅(qū)動, 除了在基頻周期下隨著鞘層擴張和回縮, 體區(qū)電場出現(xiàn)峰值, 在半個基頻周期附近, 體區(qū)電場也會出現(xiàn)局域的次峰值, 而且隨著間距變大, 體區(qū)電場變?nèi)? 但是仍然能夠觀察到峰值.本文研究的CF4/Ar 混合氣體放電中, CF4只占10%, 放電模式隨著電極間距的變化始終是DA 模式和α模式的共同作用.隨著電極間距的增加, 體區(qū)電場隨著電負性減小相對變?nèi)? DA 模式所能發(fā)揮的作用逐漸變得有限.在放電區(qū)域相對小的時候, 能參與電離的高能電子主要聚集在鞘層附近, 而且接地極板鞘層附近的電離相對較強, 而放電間隙較大時, 高能電子能夠電離的區(qū)域變大, 但電離源項的最大值發(fā)生在功率極板附近.

中性基團的增加能夠提高材料表面鈍化層覆蓋度, 有利于刻蝕, 但是中性基團過多時, 就會在鈍化層表面形成大量的聚合物, 反而不利于離子對目標材料的刻蝕.在電非對稱雙頻電壓波形放電中, 通過改變電極間距, 可以使得離子通量和中性基團通量解耦.表現(xiàn)在刻蝕形貌上, 就是隨著電極間距的增加, 中性基團通量的提高速度明顯高于離子通量, 導致刻蝕速率增加后逐漸趨于飽和, 刻蝕形貌也不夠理想.綜上, 對于電非對稱容性耦合等離子體的研究, 不應(yīng)僅著眼于離子能量和通量的獨立調(diào)控, 還應(yīng)深入研究復雜工藝氣體中離子通量和中性通量的協(xié)同作用對刻蝕速率和質(zhì)量的影響, 這也是我們未來研究工作的重要內(nèi)容.