交叉型天线感应耦合等离子体源放电特性及均匀性

真　空　科　学　与　技　术　学　报第28卷　第2期

　　　　　　　　　　　　　　　　　　174CHINESEJOURNALOFVACUUMSCIENCEANDTECHNOLOGY2007年3、4月

　

交叉型天线感应耦合等离子体源放电特性及均匀性

卢春山＊　辛　煜　孙　刚　孙　恺

(苏州大学物理科学与技术学院,薄膜材料江苏省重点实验室　苏州　215006)

DischargeCharacteristicsandUniformityofInductivelyCoupled

PlasmaSourcewithCrossingAntenna

LuChunshan＊,Xinyu,SunGang,SunKai

(ProvincialKeyLabofThinFilms,SchoolofPhysicalScienceandTechnology,SuzhouUniversity,Suzhou215006,China)

noveltypeofinductivelycoupledplasma(ICPs)sourcewithacrossingantennawassuccessfullydevel-oped.TheRFantennawereembeddedinaquartztubeandinstalledinavacuumchamber.Itscharacteristicsandtheuni-formityoftheplasmawerestudiedwithaLangmuirprobeandotherconventionalprobes.Theresultsshowthathighdensi-typlasmawiththeuniformityhigherthan90%,aroundthecentral±60mmarea,canbegenerated,andthattheRFpowersignificantlyaffectsthecharacteristicsoftheplasma.Forexample,astheRFpowerincreases,theE-modeoftheplasma

transitsintoH-mode;itsphotoemissionintensityandRFcurrentdrasticallyincrease.TheelectrontemperaturedropswithanincreaseofthepressurebutislittleaffectedbytheRFpower.

　　Keywords　Inductivelycoupledplasma,Antenna,Langmuirprobe,Opticalemissionspectroscopy(OES)　　摘要　本文介绍了一种交叉型天线射频感应耦合等离子体源,射频天线穿过交叉排列的石英管内置于真空腔体中。本

0文运用朗谬尔探针方法诊断了放电等离子体的参量及其均匀性,运用发射光谱技术进行了Ar谱线[4s'(1/2)-4p'(1/2)]的发

　　Abstract　A

光强度的表征,并使用自制的Rogowski线圈测量了天线中的射频电流变化。结果表明,等离子体放电随着射频输入功率的增加存在着E模式向H模式的转变,H模式放电时发光强度及射频电流明显增大。电子温度随气压的增大而降低,几乎不受功率的影响。该等离子体源所产生的等离子体密度较高,等离子体均匀性在中心±60mm区域内优于90%。

关键词　感应耦合等离子体　天线　朗谬尔探针　发射光谱

中图分类号:O539　　　文献标识码:A　　　文章编号:1672-7126(2008)02-174-05

　　平板显示器加工需要大面积等离子体源的处理,在众多的等离子体源中,感应耦合等离子体源(ICP)是一个可选项。在设计ICP等离子体源中,天线配置是一个关键。传统外置螺旋型天线等离子体源在放大时,由于承受真空压力,需要增加介质窗的厚度,而这导致了射频功率耦合效率的大大下降;同时,加长的螺旋型天线会引起射频功率额外的损失,也面临着驻波效应引起功率沉降的不均匀等限制因素[1-4]。基于上述因素,人们设想把外置螺旋型天线改为内置直线型天线来降低介质窗的厚度,改善等离子体的放电特性。相继出现并联式、串联式天

收稿日期:2007-05-15

基金项目:国家自然科学基金资助(No.10305008)＊:mail:@sohu线[5-6]以及双梳型天线[4],实验发现虽然介质窗问题得到解决,但是等离子密度并不高。为了提高等

离子体密度,P.Colpo等[7]采用直线型天线镶嵌到磁槽中的方法来增强天线与等离子体间的电磁耦合,而K.N.Kim等在石英管内添加垂直于射频电流的磁场。两种方法引入的磁场都是通过增加电子与中性粒子的碰撞频率或减少电子流向器壁的损失来提高等离子体密度,然而平行排列的天线产生的等离子体其均匀性并不能得到提高。

本文采用了交叉型天线,并与13.56MHz的射频功率相连,电子从天线射频电流产生的交变电磁

[9]

[8]

第2期卢春山等:交叉型天线感应耦合等离子体源放电特性及均匀性175

场中获得射频能量,以激发产生感应耦合等离子体放电。文中描述了内置交叉天线型等离子体源实验装置。采用自制的Rogowski线圈来测量输入天线中的射频电流,用发射光谱(OES)测量Ar原子的发光

强度,并比较射频电流及发光强度随功率和气压的变化。朗谬尔探针则用来对等离子体电子温度、离子密度、电子密度等参量进行了测量,最后对测量结果进行了分析。

它的干扰,线圈由导磁的外壳进行屏蔽,漆包引线以双绞方式引出,并连接到54641D型存储示波器以实时记录测量波形[12]。用发射光谱测量波长为

750.17nm处的Ar[4s'(1/2)-4p'(1/2)]活性粒子

的发光谱线及对应的强度[13]。

2　结果与讨论

2.1　交叉型感应耦合等离子体放电特性的表征

实验过程中,通过调节匹配器中两个纵横电容来降低驻波比减小反射功率,使功率匹配达到最佳。气压和射频输入功率是影响ICPs放电特性的两个关键参量,我们使用自制的Rokovski线圈测量交叉天线中的放电电流随这两参量的变化,发射光谱技术则用来记录Ar激发态原子退激后的光强变化。

图2(a)显示的是输入功率为200W时天线中的射频电流随Ar气压的变化,可以发现,天线中的射频电流随气压的增加呈下降趋势,当气压超过12Pa时,电流的幅度趋于一个稳定值,约1.7A。我们知道,等离子体的电导率可用下式表示为:σp=

2ε0ωpe

0为真空介电常数,ω为射频驱动频jω+vm,其中ε

1　实验装置

交叉型天线的排列如图1所示,外径为6mm的

串联镀银铜管穿过外径为10mm、内径为8mm的石英管,石英管呈纵横排列,每排5根,石英管之间的距离为35mm,上下两排石英管的距离为12mm。镀银铜管的一端接地,另一端则接入与13.56MHz射频源相连的网络匹配器。为了避免放电过程中镀银铜管的温升引起网络匹配效能的降低,镀银铜管内通入循环冷却水。镀银铜管的总长约为3m,小于13.56MHz射频波长的四分之一,避免因驻波效应带来功率沉降的不均匀

[7]

[10]

,影响等离子体密度的

均匀分布。天线的外围添加一个金属屏蔽罩,以减少对外界的干扰,降低射频电源功率的损耗[11]

。

图1　感应耦合等离子体交叉天线的结构示意图Fig.1　Schematicsofthecrossingantennaofthe

inductivelycoupledplasmasource

真空系统由扩散泵和机械泵组成,本底真空可以抽到1×10-2Pa,工作气体采用高纯Ar气,气体流量为6sccm～16sccm,从真空室顶端以喷淋方式进入真空室,腔体的工作气压范围在2Pa～20Pa之间。实验过程中,用于测量等离子体参量的朗谬尔探针位于天线下方100mm处,探针由直径为0.15mm、长度为10mm的钨丝构成。天线的输入端连接图2　(a)不同气压下天线电流

(b)不同功率下的天线电流

Fig.2　Antennacurrentat(a)differentpressures

and(b)atdifferentpowers

176真　空　科　学　与　技　术　学　报第28卷

率,这里为13.56MHz,υm为电子与中性粒子的碰撞频率,υm=1.52×10p

7

输入功率的变化。由于Ar激发谱线强度正比于超过阈值能量的电子态密度和Ar原子基态的数目,气压的增加意味着Ar原子基态数目的增加,也意味着电子与基态原子的碰撞频率增加,这导致了图3(a)

所示的Ar激发谱线强度的增强。有意思的是,Ar谱线强度与射频输入功率的关系呈V型变化,这可能起因于等离子体放电过程中的E-H模式转变。2.2　交叉型感应耦合的等离子体放电参量的表征

朗谬尔探针技术是等离子体诊断的重要手段之一,可以给出不同低温等离子体下的I-V曲线、电子能量几率函数(EEPF)、等离子电位、电子温度、离子和电子密度等参量.本实验中采用了Hiden可径向移动的朗缪尔探针技术进行表征,沿腔体直径方向共取19个测量点,相邻点间隔为1cm,探针在每个点采集时间为5s,每个测量点的电流-电压值是经过50次测量后的平均值。在数据处理前,原始数据经过5点光滑处理。典型的等离子体I-V特性曲线

以及一次微分和电子能量几率函数如图4所示。

e,p为工作气压,ωpe为等

ene

离子体的振荡频率,ω,ne为等离子体密pe=ε0me

度。因此,等离子体的电导率实际上是气压、电子密度和电子温度的一个函数。在本实验中,朗谬尔探针的实验测量结果表明,电子密度在气压的变化范围内变化不大,平均电子温度约在2eV～3eV。计算结果表明,在我们所测量的气压变化范围内,电子的碰撞频率要远高于等离子体的激发频率,且随气压的增加而增加。也就是说,等离子体的电导率基本上随气压的上升而线性下降的,显然,耦合给天线的电阻也随之增加,这可能是射频电流随着气压的增加而下降的主要原因。图2(b)显示的是天线中的射频电流随输入功率的变化趋势,可以看到功率超过100W,射频电流明显增加,我们认为这主要是H模式下放电引起的。S.Xu等也观察到随着射频功率增加出现了E-H

模式的转变,射频电流也不断增加,气体发光由弱突变到强。

图3是等离子体中波长为750.17nm[4s'(1/2)-4p'(1/2)]的Ar激发线强度随放电气压和射频

[14]

图4　(a)I-V曲线及一次微分曲线

(b)电子能量几率分布函数(EEPF)

图3　(a)不同气压下的发射光谱

(b)不同功率下的发射光谱

Fig.3　Opticalemissionspectraat(a)different

pressuresand(b)differentpowers

Fig.4　(a)ProbeI-Vcharacteristicsanditsfirstderivatives

(b)Electronenergyprobabilityfunction

图4(a)所示等离子体电位对应一次微分的峰

第2期卢春山等:交叉型天线感应耦合等离子体源放电特性及均匀性177

值,Vp=44V。电子密度以及等效电子温度由公式ne=

度随功率的升高而变化不大,其均匀性也不受功率的影响。虽然Min-HyongLee等[16]在螺旋型天线感应耦合等离子体放电中观察到电子温度随功率的升高而降低,并用粒子的得失平衡方程给出了解释,但

在本实验中并没有明显观察到电子温度随功率呈现下降的趋势。

∫E

∞

1/2

f(E)dE和kTe3ne

∫E

∞

3/2

f(E)dE可

[15]

以得到,其中f(E)表示电子能量分布几率函数。

图5是电子温度随功率和气压的变化,从图中

看出,电子温度整体呈现中间低两边高的凹型分布。等离子体放电过程中由于电子、离子的双极扩散作用,在腔体的中心区域四周存在着局域低能电子的势垒区,而高能电子可以克服该势垒扩散到器壁附近,这可能是电子温度呈现凹型分布的一个原因。同时也注意到图5(a)中功率保持不变时电子温度随气压的增大而减小的现象,这是由于气压的增加使得电子平均自由程缩短,电子热动能逐渐减小从而使得电子温度降低。由该图还可以看出电子温度的均匀性受到气压的影响,随着气压的升高电子温度的径向均匀性由80%提高到约90

%。

图6　电子、离子密度随径向的变化Fig.6　Variationsintheelectronandiondensity

atdifferentradialposition

图6是功率与气压一定的情况下,电子密度与离子密度沿径向的变化情况。可以看出电子密度在中间位置较高,沿着器壁方向逐渐降低。在真空室

腔体的中心区域±60mm位置离子密度的均匀性超过了90%,平均离子密度为4.5×1016/m3。我们知道在低气压情况下等离子体能量吸收机制主要是无碰撞随机加热,大量低能电子在靠近天线的趋肤区域吸收能量,转化成的高能电子再与原子碰撞电离放电。本实验中交叉串联的天线在中间位置形成多个相同面积的格子,产生的交变电磁场趋向均匀分布,电子从中获得能量,使得离子密度分布比较均匀。然而由于天线间隔较近(50mm),相邻的天线中电流产生的磁场相互干扰使得电子、离子密度出现图6所示的一定起伏

[8]

[17]

。

3　结论

图5　(a)电子温度随气压的变化

(b)电子温度随功率的变化

Fig.5　(a)Variationsoftheelectrontemperatureatdifferent

pressures;(b)Variationsoftheelectrontemperatureatdifferentpowers

本文用朗谬尔探针、发射光谱等方法诊断了交叉型天线射频感应耦合等离子体源放电特征及其均匀性,测量结果表明这种等离子体源能够产生较低的电子温度、较高的等离子体密度并能在真空室中间部分呈现出好于90%的均匀性。为了进一步提高等离子体均匀性,可以对天线进行合理的排布,比如间距加大、改变天线绕向等措施,来满足大面积均、。

在图5(b)中我们看到气压保持不变时电子温

178

参　考　文　献

真　空　科　学　与　技　术　学　报

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