沈武林,馬志斌,譚必松

(武漢工程大學材料科學與工程學院,武漢工程大學湖北省等離子體化學與新材料重點實驗室,湖北 武漢 430074)

0 引 言

微波電子回旋共振(ECR)等離子體以其高密度、低溫、能量轉換率高、無電極等優(yōu)點已成功地應用于材料表面處理、刻蝕、薄膜制備等微電子工業(yè)中[1-3].ECR等離子體中電子參數(shù)對上述應用有直接的影響,因此研究ECR等離子體中的電子參數(shù)對其應用研究具有十分重要的意義.等離子體參數(shù)的測量方法有很多種,Langmuir探針是一種既簡單方便,準確性又較高的方法[4].根據(jù)探針的測量,可以實時地反饋調節(jié)等離子體參數(shù),以達到所要求的等離子體.

磁場是微波ECR等離子體產(chǎn)生的基本物理因素之一,不同的磁場位形將直接影響ECR等離子體的參數(shù)和性能,因此研究磁場位形對微波ECR等離子體參數(shù)的影響對其可控利用有重要作用.目前微波ECR等離子體的研究中,磁場位形較多都利用發(fā)散場[5-6],結合磁鏡場來研究等離子體參數(shù)的工作還比較少.本文分別在發(fā)散場和磁鏡場條件下,測量了微波ECR等離子體電子參數(shù),研究了兩種磁場位形對微波ECR等離子體電子參數(shù)的影響,并分析了其影響機制.

1 實驗裝置

圖1為自行研制的微波ECR等離子體裝置示意圖.微波源產(chǎn)生2.45 GHz微波,由矩形波導傳輸,經(jīng)天線耦合到圓波導,并通過石英窗口饋入真空室內(nèi).磁場系統(tǒng)由四組沿軸向可調的線圈和三臺直流電源組成,為ECR等離子體提供所需的磁場,磁場強度由高斯計測量,本實驗所使用的兩種磁場位形如圖2所示.實驗所使用的工作氣體為氧氣,經(jīng)過質量流量控制器和通氣孔導入真空室.真空系統(tǒng)由機械泵和渦輪分子泵組成,實驗本底真空為3×10-3Pa.

圖2 發(fā)散場和磁鏡場的中心軸向位形圖

實驗采用Langmuir雙探針測量等離子體電子參數(shù),雙探針所用的鎢絲直徑為0.5 mm,裸露的探頭長度為5.3 mm,探針沿腔體徑向的深度可以調節(jié),最大調節(jié)范圍為4 cm.測量時將雙探針懸浮于等離子體中,工作電壓加在兩探針之間,測量工作電流Ip隨兩探針之間電壓Vp的變化,就得到雙探針的伏安特性曲線,其測量原理如圖3所示.通過伏安特性曲線得到dU/dI和Ii0的值,當兩探針完全相同時,Ii01=Ii02=Ii0,代入(1)式可求得電子溫度Te,然后將電子溫度值與飽和電流值代入(2)式可求得電子密度ne[7].

(1)

(2)

式中:Ii0為離子飽和電流,mi為離子質量,Si為探針表面積.

圖3 雙探針測量原理圖

本實驗采用型號為PAM-M2/100G的靜電探針自動測量系統(tǒng)與雙探針相結合來測量ECR等離子體的電子參數(shù),它能在10 s內(nèi)完成一次掃描,并且提高了測量的準確性.

2 結果分析與討論

2.1 電子參數(shù)的空間分布

實驗利用雙探針分別在徑向R=0,1,2,3,4 cm和軸向Z=15.3,17,18,19.8,21 cm(軸向將石英窗口處設為Z=0,微波沿Z軸正向傳播)處測量了兩種磁場位形中ECR微波等離子體的電子溫度和密度,測量時微波功率為800 W,工作氣壓0.05 Pa,氧氣流量標準狀態(tài)下5.0 cm3/min,將測量的結果擬合為三維曲線,如圖4、5所示.

圖4 ECR微波等離子體的電子溫度空間分布圖:(a)發(fā)散場;(b)磁鏡場

圖4(a)、(b)分別為發(fā)散場和磁鏡場位形下等離子體的電子溫度空間分布圖,兩者共振面均位于Z=15.3 cm處.從電子溫度的空間變化趨勢看,發(fā)散場和磁鏡場中的電子溫度在共振面過后沿微波傳輸方向均緩慢降低,如軸線上(R=0 cm),沿軸向15.3 cm到21 cm發(fā)散場中電子溫度從9.23 eV降到7.94 eV,磁鏡場中電子溫度從7.56 eV降到5.19 eV.在兩種磁場位形中,電子溫度沿微波傳輸方向不斷減小有兩方面的原因:一方面是ECR等離子體中,微波能量主要在共振面處被等離子體吸收,在共振面處帶電粒子有最高的能量;另一方面是由于等離子體沿著軸向擴散時,電子與中性粒子的碰撞使電子能量逐漸損失所導致.兩種磁場位形中,電子溫度沿徑向的變化規(guī)律明顯不同.磁鏡場中電子溫度隨徑向半徑R的增大單調減小,而發(fā)散場中電子溫度在軸心和腔體邊緣較大,在過渡的中間區(qū)域較小,電子溫度在靠近腔壁處反常升高.發(fā)散場中電子溫度在腔壁附近增加,主要是由于發(fā)散磁場位形下,磁場對等離子體的約束較弱,邊緣處等離子體中的電子撞擊腔壁而損失,使得腔壁附近形成較強的等離子體鞘層,該鞘層作用于等離子體內(nèi)部的電子,導致腔壁附近電子溫度較高.在磁鏡場中,電子受到磁場的約束作用較強,磁鏡效應使大部分電子被束縛在R較小區(qū)域內(nèi)[8],這樣就使碰撞腔壁而損失的電子少,等離子體鞘層作用影響較小,因此腔壁附近電子溫度較低.

從電子溫度值的分布上看,在共振面的軸心處,兩種磁場位形下的電子溫度相近,是由于該處的電子溫度主要決定于微波功率和工作氣壓.而在R較大的區(qū)域,發(fā)散場中的電子溫度明顯大于磁鏡場,這是因為磁鏡場中電子受磁鏡的束縛,集中在R較小的區(qū)域,大部分高能電子由于非彈性碰撞損失能量而變成低能電子,因此電子溫度相對較低.

圖5 微波ECR等離子體的電子密度空間分布圖:(a)發(fā)散場;(b)磁鏡場

圖5(a)、(b)分別為發(fā)散場和磁鏡場位形下等離子體的電子密度空間分布圖.從圖中可以看到,電子密度在兩種磁場位形中隨徑向和軸向距離的增大均呈單調下降的趨勢,如在共振面(Z=15.3 cm),發(fā)散場中電子密度從R=0 cm的4.45×1010cm-3下降到R=4 cm的1.02×1010cm-3,磁鏡場中電子密度由R=0 cm處的9.77×1010cm-3下降到R=4 cm處的2.96×1010cm-3.不同的是,發(fā)散場中電子密度隨徑向半徑R的變化較小,特別是當Z=21 cm時,電子密度幾乎不隨R的變化而改變,其值都在0.9×1010cm-3左右,而磁鏡場中電子密度在共振面中心明顯較大,沿徑向和軸向距離的增加均有快速下降.

發(fā)散場中電子密度的分布,在共振面附近是由粒子碰撞和梯度磁場共同作用所導致的,隨著軸向的延伸,梯度磁場的作用逐漸減弱,主要由粒子碰撞影響其分布,電子與中性氣體分子或離子的碰撞在傳遞能量的同時,使電子密度隨徑向變化很小[9].在磁鏡場中磁鏡作用使大量的電子被約束在共振區(qū),導致電子密度隨徑向和軸向距離的變化較大.另外,從圖中各軸向位置還可以看到,在R較小的區(qū)域電子密度在磁鏡場大于其在發(fā)散場,而在腔體邊緣則小于其在發(fā)散場,這也是磁鏡效應所導致的結果.

2.2 氣壓對電子參數(shù)的影響

實驗在同一位置(Z=15.3 cm,R=0 cm)相同磁場強度(B=0.087 5 T)下,利用雙探針測量了兩種磁場位形中不同氣壓下(分別為0.05,0.1,0.2,0.5,0.8 Pa)的電子參數(shù),結果如圖6所示.

圖6 在兩種磁場位形中氣壓對電子參數(shù)的影響:(a)電子溫度;(b)電子密度

測量時微波功率為800 W,氧氣流量標準狀態(tài)下5.0 cm3/min.圖中電子參數(shù)隨氣壓的變化規(guī)律在兩種磁場位形中基本相同,電子溫度均隨氣壓的增加而減小(發(fā)散場中電子溫度從0.05 Pa的9.23 eV降低到0.8 Pa的5.13 eV,磁鏡場中電子溫度從0.05 Pa的7.56 eV降低到0.8 Pa的5.53 eV),電子密度隨氣壓的增加先增大后減小(兩種磁場位形中,電子密度均在0.2 Pa左右達到最大),這是因為氣壓增加,中性氣體密度增大,電子與中性粒子的電離碰撞頻率增加,電子密度增大,同時由于碰撞頻率增加導致電子溫度下降;而隨著氣壓的繼續(xù)增加,電子平均自由程逐漸變短,電子在兩次碰撞之間吸收的微波能量減少,電子溫度降低,導致氣體電離率下降,造成等離子體密度隨之下降[10].另外,發(fā)散場中氣壓對電子溫度的影響比磁鏡場大.這是因為發(fā)散場中電子的擴散與碰撞主要受氣壓影響,而磁鏡場中電子的擴散與碰撞不僅受氣壓影響,而且受磁鏡場的影響,因此當氣壓變化時,磁鏡場中的電子溫度受氣壓的影響也相對較小.

3 結 語

實驗測量分析了兩種磁場位形中微波ECR等離子體的電子參數(shù),結果表明:

a. 發(fā)散場中電子溫度在軸心和腔體邊緣較大,在過渡的中間區(qū)域較小,而磁鏡場中電子溫度隨徑向半徑R的增大單調減小;在共振面的軸心處,兩種磁場位形下的電子溫度相近,而在R較大的區(qū)域,發(fā)散場中的電子溫度明顯大于其在磁鏡場.

b. 電子密度在兩種磁場位形中隨徑向和軸向距離的增大均呈單調下降的趨勢,磁鏡場中的下降幅度大于發(fā)散場;在R較小的區(qū)域電子密度在磁鏡場大于其在發(fā)散場,而在腔體邊緣則小于其在發(fā)散場.

c. 在共振面附近,發(fā)散場中氣壓對電子溫度的影響比在磁鏡場中大,而氣壓對電子密度的影響在兩種磁場位形中基本相似.

本文主要討論了兩種磁場位形對微波ECR等離子體電子參數(shù)的影響,對于其他磁場位形以及在這些位形中離子參數(shù)的分布情況還需要進一步研究.

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