等离子体简介
- 低温等离子体是一种非平衡态，要获得低温等离子体就要减少碰撞，因此常常在较低的压力下获得；在较高的压力下，需要比较大的气体流速。 等离子体的存在 ...
离子一中性粒子共振电荷转移在文献【18，19]中
都讨论过。这是一种离子与中性粒子相互作用后取
得电子而使中性粒子电离的碰撞。离子能量在几十
电子伏时，这种碰撞的截面最大，这正好与本实验的
情况相符。当这种碰撞发生后，原来的离子取得电
子后产生一个快速的中性粒子，而原来几乎静止的
中性粒子电离后成为一个慢速的离子。如果这种碰
撞发生在分析器人口附近的等离子体鞘层中，将对
离子能谱的低能部分作出贡献
2
真空科学与技术
VACUqJM∞1ENCE AND TECI-E'；OLOGY(CHINA)
第22卷第2期
2002年3月
螺旋波等离子体的密度与离子能量分布的诊断
江南 王志强赵宁
(中国科学院物理所北京 100080) (东南大学电子工程系南京210096)
’
李春茂
【江苏省工程咨询中心南京210003)
Ion Density and Energy Distribution Diagnose of a Helicon Plasma
Jiang Nan
clmtiOae 拼，Chir~eAcode~ny ＆ rl ，＆ ，100080)
W ang Zhiqiang，Zlmo Ning
(Dapartrnem ofEle~tronb．Engineem~，Sovth—East Unlversi~"． r! ，210096．Chita)
Li Chunmao
( 俯 Cour~d Center旷J " ⅡPr~,i；,we，舳 ，210003，Chir~a)
Al~ -act Helicon Pl蹦瑚is a kind of hi densi~，l temperature and l0 pc~stlre Pl删It Ims prospective applic~ations such as in
VI T 0cess，micrI卜ele咖ru。_mech c system fabrication，new thin film mate~al and nat,o-material preparation，surface treatment，and ion gas
lase鹅 Using a$phe cal retardingfield andband-passingion 嘲 anal?~er，we魄p蝴Tner曲 charaelerizedthehelicon p丑asma onthe柏“ e
holder surface in its dJfllsion r 0n in a reactor The ion cu~ nt densib,Oil the 5am e holder surface，caused by
．
the plasma near the ground ed
holder，w&q Jnea目 ，bv v,hich the plasma densi~ Ⅵas deduced The ion ener~-distribution w锄also me~ttred Th e vnd mJon ofthose pararne—
ters with RFI~wer wa8 studied Wefoundthattheion energy distributioninthe difusion reoo~of the helicon plasmaismuchlargerthanthe
that esdnmted bv the ion temperature．The畔ason is quahtatively discussed
Keywords Helicon，Plasma，Ion energy distribution
摘要螺旋波等离子体是一种高密度的低温、低气压等离子体。这种等离子体在超大规模集成电路工艺、微机电系统加
工、新型薄膜材料及纳米材料制备、材料表面改性以及气体离子激光器等方面具有广泛的应用前景：本文采用一套球栅阻滞
场带通式能量分析器，对螺旋波等离子体在工艺室扩散区样品架表面的特性进行丁一些初步的实验研究，主要测试了在样品
附近的等离子体在其表面上所形成的离子流密度(从而导出等离子体密度) 及人射离子的能量分布，并对这些参数随射频
输^功率的变化进行了研究。研究发现，在螺旋波等离子体的扩散区．离子能茸分布的宽度比用离子温度预期的值大得多，
本文定性地讨论丁其原因=
关键词 螺旋波等离子体离子能量分布
中图分类号：O 53 文献标识码：A 文章编号：0253-9748(2002)02一叭12436
螺旋渡等离子体是一种高密度的低温低气压等
离子体。利用一种特定的环绕于玻璃或石英管外壁
的天线激发起磁化等离子体中的一种右旋极化波
(啸波)共振，可以非常有效地通过朗道吸收加热电
子，产生高密度等离子体_1．2 ，在10。Pa量级的低
气压下其等离子体密度可达10Ⅱclll0量级。这是
收稿日期：2∞1-08_21
基金项目：国家自然科学基金资助项目(H0 19675011)
迄今采用人工方法在低气压下所获得的最大的等离
子体密度，在中心区电离效率可达100％[ 。这种
等离子体在超大规模集成电路工艺、微机电系统加
工、新型薄膜及纳米材料制备、材料表面改性以及气
体激光器等方面具有广泛的应用前景[ ～9
第2期 江南等：螺旋渡等离子体的密度与离子能量分布的诊断 】】3
与其他的等离子体源，如电容耦合射频等离子
体(CCP)、感应耦台等离子体(ICP)、电子回旋共振
等离子体(ECR)等相比，螺旋波等离子体有着许多
优点 首先它具有非常高的等离子体密度。实验表
明在1 x 10 Pa的压强下，其密度比ECR等离子体
的密度提高了一个数量缎。另一方面，就等离子体
的稳定性、易操作性及自动调节等方面螺旋波等离
子体比ECR等离子体又略胜一筹。实际上，由于螺
旋渡等离子体采用射频电源，而ECR等离子体采用
微波电源，而且螺旋波等离子体所要求的磁感应强
度比ECR等离子体所要求的低得多，因此螺旋波等
离子体的发生装置也要简单一些_1
等离子体是一种高能量状态的物质，其中有多
种粒子共存，如离子、电子、激发态粒子、基团、分子、
准分子等 低温等离子体是一种非平衡态等离子
体，由于同时具有高活性和较低的环境温度(略高于
室温)，特别适合于材料的制备以及材科表面的各种
处理，因为在这样的温度下，大多数材料，尤其是化
合物半导体、玻璃、聚合物等，都不会受到破坏。
本实验室在几年前建立了螺旋波等离子体源实
验装置，并进行了初步的实验研究“ 。最近又对该
系统进行了较大的改造，将其安装在一个等离子体
l 实验装置
陶1为螺旋波等离子体工艺系统
示意图，主要由三部分组成：分析室、工
艺室(或反应室)和螺旋波等离子体源。
有关螺旋波等离子体源详情文献[¨]
已有报道。离子能量分析器主要由5
个球形栅网组成的阻滞场带通式能量
分析器，其对离子的能量分辨小于O．5
ev，有关装置和特性在文献[12，13]报
道过。工艺室样品架中心开了一直径
为0．5 Filnl的孔，即用作分析器离子入
射口，又用作分析室与工艺室之间差分
抽气的隔离孔。通常工作条件下，工艺
室压强在l Pa以下，分析室压强在1×
l0 Pa以下，这样可以保证分析器的
工艺反应室上，准备用于等离子体刻蚀或镀膜实验
由于等离子体状态的复杂性，对其诊断一直是
种比较困难的工作，没有一种诊断手段可以给出
对等离子体的完全描述。在大多数等离子体工艺中
对等离子体的控制是通过对外部参数，如放电电流、
电压、射频或微波输入功率、气体总压强等的控制进
行的 但是等离子体的内部状态还与电极结构、反
应室内各部件及器壁表面状态、甚至环境温度有关：
这就造成等离子体工艺的不稳定性和较差的重复
性。为了能实时地了解和控制等离子体的内部状
态，在新设计的等离子体工艺反应室的基片架中心
开了一个tJ,~L，并在后面安装了一套球栅阻滞场带
通式能量分析器，这样n 以在进行等离子体工艺实
验的同时，检测在样品表面上所感受到的等离子体
密度、离子能量及其分布以及人射到样品表面的离
子流通量。这同时还为研究等离子体1．艺的机理提
供了条件。本文利用该能量分析器讨论j，螺旋波等
离子体扩散区、等离子体处理样品表面附近的等离
子体密度、离子能量分布及其与射频入射功率的关
系。研究发现，在螺旋波等离子体的扩散区，离子能
量分布的宽度比用离子温度预期的值大得多，本文
最后定性地讨论了这一能量展宽的原因
图1 带有离子能量分析器的螺旋波等离子体工艺系统
rig．I Sohematic representation of file helicon plasma setup
with∞ ion energ~analyzer
正常工作。真空系统采用二套带液氮冷阱的超高真
空扩散象系统，工艺室与螺旋渡等离子体源用同一
真空系统抽气，分析室则另用一套真空系统。在没
有烘烤的条件下，工艺室本底真空优于2×10～ Pa，
分析摩本底真空优于5 x 10～ Pa。
离子能量分析器固定于样品架之后。这样虽然
不能探测等离子体源内的参数，但找们关心的是等
离子体对样品表面的作用，而这样的安排可以保证
进人分析器的粒子与人射到样品表面的粒子一致
(这里不考虑径向分布问题)，并且分析器的工作不
会干扰等离子体的状态 样品架表面距螺旋渡等离
4 真空科学与技术 第22卷
子体源中心约有40 m ，离子能量分析器所探测到
的实际上是螺旋波等离子体扩散区的特性，但是这
也是被处理样品表面所感受到的等离子体特性。
实验过程：首先将系统抽至本底压强，然后通过
质量流量计对工艺室充Ar气，固定流量为l5 c
( )／m ，调节工艺室真空系统抽气口的插板阀，
使得工艺室压强保持在0．5 Pa。这时分析室压强约
7×100 Pa 调节磁场线圈电流至所需值。加射频
功率，调节匹配网络上的二个真空电容，使反射功率
为0(在本实验中始终保证这个条件)，调节射频输
入功率至所需值。这时可以得到一个稳定的等离子
体。在这样的条件下，开始用能量分析器测量各种
条件下的等离子体参数。
2 实验结果与讨论
进行了二组实验：第一组实验是测量在不同磁
场条件下，等离子体扩散区样品表面所感受到的等
离子体密度与射频功率的关系；第二组实验是在不
同射频功率条件下测量上述区域的离子能量分布。
2．1 等离子体密度
在进行等离子体密度测量时，实际仅用了最前
面的三个栅网，从最靠近等离子体的球栅开始分别
称做G1，G2和G3。为了尽量减少分析器对等离子
体的干扰，G1与样品架等电位，在这儿实际上是接
地。G2接一40 v，排斥所有的电子，并让所有的离
子通过。G3用作收集极，记录离子流。
图2为在上述条件下测得的离子流密度与所对
应的射频输入功率的关系。螺旋渡是沿磁场传播的
一
种电磁波，因此需要在轴向加一磁场。在图2对
应的实验中，螺旋渡等离子体源中心对应的磁感应
强度约为2×10～ T。作为对比，给出了不加磁场时
所测得的离子流密度。由图2可见，不加磁场时，在
同样的射频输入功率条件下，由G3测得的电流密
度约为有磁场时的二分之一强。
图2所示的离子流实际上对应于Lmlgn~uir探针
的饱和离子流。利用玻姆电流公式：
J 一O．6en。(kTJm ) (】)
式中J、 为饱和离子流密度；e为单位电荷；n 为离
子密度，也可看作是等离子体密度；k为玻耳兹曼常
数；To为电子温度；m；为离子质量。可以从所测得
的离子流密度推出相应的等离子体密度 设 7'
4 eV，m、为Ar原子的质量，则上述所测离子流密度
对应的等离子体密度示于图2右边的纵坐标。图中
可见．在磁场为2×10。T的条件下，当射频功率大
于6OO W 时，等离子体密度都在10 。em一。量级。而
在没有外加磁场的条件下，射频功率必需大于1 5C0
w，等离子体密度才能达到10 。cm 量级
图2 离子流密度与射频功率的关系： 右边的纵坐标
为相应的离子流密度所对应的等离于体密度
Fig．2 Theion current densib' RF poyt-er
图3 等离子体密度与射频功率之间的关系
Fig．3 plast~m density RF power
如果将等离子体密度与射频功率的关系 双对
数曲线来表示(见图3)，则无论是否存在磁场，都可
以明显地看到二个区问，对应着二个不同的斜率，与
Degeli 等 圳得到的结果类似。他们认为，当射频
输入功率较小时，相应的等离子体密度较低，螺旋波
天线与等离子体之问的耦台是电容性的，等离子体
密度与射频输人功率之问为平方根的关系。
n Or．P (2)
当射频输人功率进一步提高时，相应的等离子体密
度也提高，在一定的密度条件下，螺旋波天线与等离
子体之间的耦台转变成电感性的，等离子体密度与
射频输入功率之间的关系成为线性的
n Or．Ppy (3)
当射频输入功率再提高，等离子体密度达到一个更
第2期 江南等：螺旋渡等离子体的密度与离子能量分布的诊断
高的水平后，以螺旋渡加热的等离子体模式才会出
现，这时等离子体密度与射频输入功率的关系为：
。cexp(P ) (4)
从图3可以看出．在本实验中，射频输入功率小
于等于600w 时，等离子体密度与射频输入功率的
关系非常接近于电容耦合模式。图中的虚线是按式
(2)的关系拟合的，其斜率为1／2。在该射频输入功
率区问，实验点与拟合曲线吻台得很好。
当射频输入功率大于等于800 w 时．实验数据
表明等离子体密度与射频输入功率呈线性关系，即
曲线斜率为1，这与式(3)表达的电感耦台模式一
致。图中的实线是按式(3)的关系拟合的，实验点与
拟合曲线吻合得很好。
上述分析可看出，在本实验条件下，可能还没有
激发出螺旋渡。本文主要是讨论用球栅能量分析器
诊断等离子体，该等离子体属于哪种类型并不重要。
如果De剥ing等_l 提出的式(4)是正确的并且普遍
适用(其天线与本实验所采用的天线不是同一类
型)，则用本文的分析器还能判断是否在等离子体中
激发起了螺旋渡，这比用渡磁场探测器简单得多，至
少本文所用的分析器不会干扰等离子体本身。
2．2 离子能量分布
图4为在不同的射频输入功率下采用图1所示
能量分析器得到的离子流相对于离子能量的分布曲
线，它实际上是与离子能量分布曲线一致的。与大
多数文献中的阻滞场能量分析器不同的是，这些曲
线不是将收集极电流经数值微分后得到的，而是直
接由带通式能量分析器的收集极电流绘制的。图中
的4条曲线分别对应于射频功率为500，1000，l5o0
和2000 W，其他条件都一样，即线圈电流1．5 A，磁
场2×10_ T，Ar流量l5 cmj(STP)／min，总压强0．5
Pa。为了比较，对这些曲线进行了归一化处理。如
果将这些曲线积分应该得到总离子流。由于分析器
0 40 60 80
ECeV
图4 对应于不同射频输^功率条件下的离子能量分布
Fig．4 Theion energy di 0m at difexe~tRFinput pm~_r
的传输率不可能等于1，如此得到的离子流与图2
中的数值在绝对值上可能不一致，但其与输入功率
的关系应与图2一致。将图4中的4条曲线积分后
示于图5(图中“。”所示)，图中还给出了图2中有磁
场的那条曲线(图中“×”所示)。为了比较，这二条
曲线都作了归一化处理。从图5中可见，这二条曲
线吻合得很好。由此可见，用带通式能量分析器和
用单纯的阻滞场能量分析器所得的结果一致。用带
通式能量分析器的好处是可以直接得到离子能量分
布函数，而且该分析器后面还能直接接质量分析器，
这样可以得到更多的等离子体中的信息。
重
量
PRf7w
图5 比较二种方法得到的离子密度数据
Fig 5 Comparison o1"the ion densities
obtained in the two methods
由图4可以看到扩散区等离子密度分布的一些
特点：在射频功率小于等于1 500 w 的条件下，离子
能量分布曲线基本上是单峰结构，其峰值所对应的
电位为等离子体电位[15,16]。等离子体电位随着射
频功率的增加有所增加，但是如果与图2所反映的
等离子体密度的变化相比，等离子体电位的变化是
比较小的；对应于射频功率为2 000 w的曲线有明
显的双峰结构，峰宽也太得多。
图4所表示的离子能量分布显然不是麦氏分
布，而且峰都比较宽。在1 5OO W 以下，其半峰宽为
11—14 eV；而在2 000W时，其值超过20 ev。这个
峰宽显然不是由能量分析器造成的，因为该分析器
的离子能量分辨率小于0．5 eV。通常认为离子温度
较低(约O．1 ev)，也不是使峰展宽的原因。宽的离
子能量分布是由三个因素造成的。
2．2．1 射频电压对分析器人口处等离子体鞘层的
调制
在分析器人口处等离子体鞘层电位差决定了离
子的能量。据文献[15，16]报道，由于射频电压对等
离子体鞘层的调制作用使离子能量分布变成双峰结
构，二个峰之间的电位差与射频源频率、离子种类
等离子体密度等有关。离子在鞘层中的渡越时间与
真空科学与技术 第22卷
射频源交变周期之比rian／rBF决定了这种关系 当
rion／rRF》l(所谓的高频近似)时，由于离子在鞘层
中经历了数个射频周期，在离子能量分析器上看到
的射频电压对等离子体鞘层的调制作用只是一个时
间平均效果。在这样的条件下，离子能量分布曲线
只能看到一个峰，对应于时间平均等离子体电位与
分析器入口电位(通常为地电位)之差 等离子体电
位对应于该峰的最大值位置。当r ／rRF《1(所谓
的低频近似)时，离子渡越鞘层期问鞘层电压基本不
变，分析器上看到的离子能量反映了各瞬间等离子
体鞘层电压的值。如果射频电压按正弦变化，则由
于波峰和波谷占据时间较长，时间平均后得到双峰
结构，时间平均等离子体电位在这二个峰之问。
为了分析图4中的实验曲线，先估算一下在实
验条件下的r 和rRF。射频'擐的频率为l3．56
MHz，则rRF一74 m。离子渡越时间取决于鞘层厚度
和离子速度。作为粗略的估算，采用Child La~gmuir
定律计算鞘层厚度，采用离子声速作为离子穿越鞘
层的平均速度。根据Child．I∞ n血定律，鞘层厚度
d为：
d一 2／3)^D (2U ／To) (5)
式中A =(E0kT ／n0e ) 为德拜长度，其中n0为
等离子体密度；U 是时间平均等离子体电位；To是
以eV为单位的电子温度。 =( ／m．) 为离子
声速，其中m．是离子质量。如果取T =4 eV，U
=
40 V，m．=40，则等离子体鞘层厚度可表示为：
d一8O00×n cm (6)
式中n 以cm-3为单位。如果取图2中的等离子体
密度值代人式(6)，则可以得到对应于不同射频输入
功率的等离子体的离子渡越时间 表l列出了对应
于图4中各条曲线的离子渡越时间 及相应的
r川n／Fp&-比值。
表1 根据式{6)估算的鞘层厚度、渡趟时间以及th／ 比
Tab．1 Estim~ons of the sheath thickness，m time
and ^RP using Eq(6)
从表l可以看出，在本实验条件下，离子渡越时
间与射频源的周期非常接近，但是r ／ RF比值都
大于l。在这样的渡越时间上，即不适用低频近似
也不适用高频近似，而是在一个过渡区。由图4可
见，由于对应于2 000 W 的曲线其离子渡越时间最
短，产生了较明显的双峰图形 Ciwxles等 J讨论了
这一范围离子能量分布的特点，与本实验的结果非
常相似
由此可以得出结论：随着射频功率的增加，等离
子体密度增加，使得鞘层厚度减小，离子渡越时问减
小 与此同时，射频功率的增加也使得加在鞘层上
的射频调制幅度增加。两者的共同作用使得离子能
量分布曲线的双峰效应随射频输入功率的增加而不
断增强(见图4)。图6为用二个高斯峰拟合图4中
2 O0O W 的实验曲线，在双峰间距约12 ev时得到图
5中的拟合曲线，该曲线非常接近于实验曲线。
】0 20 30 40 50 60 70
Es
图6 用二个高斯峰拟台图4中2 000W的实验曲线
Fig 6 The simulated and the experimental
results showa in F ．4
在图4中除了2 O0OW 的实验曲线外，都表现
出单峰结构。但这些单峰很可能是由峰宽较大的双
峰构成的，只是双峰之间的间隔与每个峰的宽度相
比较小而不能分辨。
2．2 2 等离子体密度的不均匀分布
在讨论双峰结构的文献[16]中假定离子在从鞘
层边缘进入时的初速为0，因此从理论上说，双峰中
的每个峰的峰宽应很小。在平行板电容耦合型等离
子体中的实验也得到了很窄的峰_J 但是正如图4
所显示的，在本实验中，离子能量分布曲线在高能和
低能端都展宽了。离子能量分布曲线在高能端的展
宽很可能是由于等离子体密度在轴向分布的不均匀
性造成的。在前一节估算了等离子体鞘层的厚度小
于1 IlfllXi(见表1)，这远远小于在该压强下的分子(或
离子)平均自由程(在本实验条件下，Ar 的平均自
由程在厘米数量级)。因此，并不是只有在鞘层边缘
的等离子体中的离子才无碰撞地进入分析器入口，
O 5 0
王互H ￡善一u^I 一2
第2期 江南等：螺旋波等离子体的密度与离子能量分布的诊断 】17
在距离分析器人口数厘米的离子也可以无碰撞地进
人分析器。如果在等离子体中电位分布是一致的，
则不存在差异。Charles等L 的螺旋渡等离子体实
验系统与本实验的结果非常相似，他们在离源中心
沿轴线40 cm远处，测得等离子体密度下降了2个
数量级。同样可以判断，在本实验的等离子体中，等
离子体密度从源到扩散区也会有很大的变化 在平
衡条件下，根据玻尔兹曼方程n=n0exp(一eU／k )，
其中n是等离子体密度；U是等离子体电位，电子
温度各处基本一致。因此，当密度变化时，等离子体
中各点的电位是不同的，这使得不同位置出发进人
分析器的离子具有不同的能量。由于等离子体密度
沿远离源的方向单调下降，最靠近分析器的鞘层边
缘的等离子体电位也是小，因此由于等离子体密度
均匀性产生的离子能量分布展宽是在高能侧。以上
的讨论是定性的，定量的研究还取决于对等离子体
密度或等离子体电位在空间的分布的测量。
2．2．3 离子一中性粒子共振电荷转移
离子一中性粒子共振电荷转移在文献【18，19]中
都讨论过。这是一种离子与中性粒子相互作用后取
得电子而使中性粒子电离的碰撞。离子能量在几十
电子伏时，这种碰撞的截面最大，这正好与本实验的
情况相符。当这种碰撞发生后，原来的离子取得电
子后产生一个快速的中性粒子，而原来几乎静止的
中性粒子电离后成为一个慢速的离子。如果这种碰
撞发生在分析器人口附近的等离子体鞘层中，将对
离子能谱的低能部分作出贡献。
3 结论
采用一种球栅阻滞场带通式能量分析器，对螺
旋渡等离子体的扩散区进行了初步的实验研究
对等离子体密度随射频输人功率变化的测量结
果表明，随着射频输人功率的提高，等离子体的激发
模式发生了变化。在低功率阶段(小于1 000 w)，等
离子体密度随输人功率的平方根增长，表现出电容
性耦合的等离子体激发模式；在较高输人功率时(太
于1 o00 W)，等离子体密度随输人功率线性增长，表
现出电感性耦台的等离子体激发模式。
在对等离子体中离子能谱的测量中发现，在螺
旋渡等离子体扩散区，离子能量有较宽的分布，提出
了三种使离子能谱展宽的机制：
(1)射频电压对分析器人口处等离子体鞘层的
调制；
(2)等离子体密度从源区到扩散区的不均匀分
布；
(3)在’分析器人口附近的等离子体鞘层中发生
离子一中性粒子共振电荷转移。
感谢王龙先生、房同珍女士参与本文的讨论，清华大学
电子系何炜教授提供分析器：
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