Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления

В данной работе представлены результаты экспериментального исследования ВЧ емкостного разряда в SF₆, NF₃ и SiH₄ низкого давления. У роботі наведено результати експериментального дослідження ВЧ ємнісного розряду у SF₆, NF₃ та SiH₄ низького тиску. This paper presents the results of experimental stud...

Повний опис

Збережено в:

Бібліографічні деталі
Опубліковано в: :	Физическая инженерия поверхности
Дата:	2006
Автор:	Лисовский, В.А.
Формат:	Стаття
Мова:	Російська
Опубліковано:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України 2006
Онлайн доступ:	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98793
Теги:	Додати тег Немає тегів, Будьте першим, хто поставить тег для цього запису!
Назва журналу:	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
Цитувати:	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України / В.А. Лисовский // Физическая инженерия поверхности. — 2006. — Т. 4, № 3-4. — С. 143–168. — Бібліогр.: 77 назв. — рос.

Репозитарії

Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine

_version_	1859543441311006720
author	Лисовский, В.А.
author_facet	Лисовский, В.А.
citation_txt	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України / В.А. Лисовский // Физическая инженерия поверхности. — 2006. — Т. 4, № 3-4. — С. 143–168. — Бібліогр.: 77 назв. — рос.
collection	DSpace DC
container_title	Физическая инженерия поверхности
description	В данной работе представлены результаты экспериментального исследования ВЧ емкостного разряда в SF₆, NF₃ и SiH₄ низкого давления. У роботі наведено результати експериментального дослідження ВЧ ємнісного розряду у SF₆, NF₃ та SiH₄ низького тиску. This paper presents the results of experimental studying rf capacitive discharge in low-pressure SF₆, NF₃ and SiH₄ . .
first_indexed	2025-11-26T00:17:47Z
format	Article
fulltext	ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 143 Как известно [1 – 11], ВЧ разряд может го- реть в двух различных режимах: слаботочном (α-) и сильноточном (γ-режиме). В α-режиме электроны приобретают энергию для иони- зации атомов газа в ВЧ поле в квазинейтраль- ной плазме, при этом эмиссия электронов с поверхностей электродов в поддержании раз- ряда большой роли не играет. Проводимость приэлектродных слоев мала, а ток между плазмой и электродами замыкается в основ- ном током смещения. Однако авторы [6] с помощью гидродинамического моделирова- ния показали, что в α-режиме электроны за- полняют приэлектродный слой в течение его анодной фазы. В катодной фазе движущаяся граница расширяющегося слоя выметает эти электроны обратно в плазму, при этом они мо- гут приобретать энергию благодаря повы- шенному электрическому полю в слое. Моде- лирование [6] также показало, что скорость ионизации молекул газа электронами, выме- тенными расширяющейся границей слоя, значительно превышает скорость ионизации электронами, получившими энергию от ВЧ электрического поля в плазменном объеме. В γ-режиме в приэлектродных слоях разви- ваются электронные лавины, ионизация ато- мов газа электронным ударом происходит в основном вблизи границы приэлектродный слой – квазинейтральная плазма, при этом эмиссия электронов с поверхностей электро- дов существенно влияет на процесс размно- жения электронов и поддержание разряда. Приэлектродные слои в γ-режиме обладают значительной проводимостью и по характе- ристикам подобны катодному слою тлеющего разряда постоянного тока. Эксперименты [4, 5, 7, 11 – 13] и численные расчеты [7 – 10] показывают, что ВЧ разряд при средних дав- лениях газа переходит из α- в γ-режим резким скачком, при этом в несколько раз увеличи- ваются плотность плазмы в разрядном объеме и амплитуда ВЧ тока. При средних давлениях газа α-γ переход сопровождается полной перестройкой пространственной структуры ВЧ разряда (если в α-режиме плотность плаз- мы максимальна в центре разряда, то в γ-ре- жиме максимумы плотности плазмы наблю- даются вблизи границы приэлектродного слоя, а в центральной области разряда на осе- вом распределении плотности плазмы наблю- дается минимум). При промежуточных дав- лениях (p ∼ 1 Торр) ВЧ разряд переходит из α- в γ-режим плавно, без резких скачков [3, 7, 11]. При этом при достаточно больших расстояниях между электродами (> 1 см) в ВЧ разряде в инертных газах наблюдаются отри- цательная дифференциальная проводимость [2] и немонотонное поведение плотности плазмы в центральной области разряда [15] УДК 533. 915 ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ В.А. Лисовский Харьковский национальный университет имени В.Н. Каразина Украина Поступила в редакцию 10.08.2006 В данной работе представлены результаты экспериментального исследования ВЧ емкостного разряда в SF6, NF3 и SiH4 низкого давления. Показано, что ВЧ разряд в этих газах может существовать не только в слаботочной (α-) и сильноточной (γ-) модах, но и в диссоциативной δ-моде. Эта δ-мода характеризуется высокой степенью диссоциации молекул газа, высокими плотностью плазмы, температурой электронов и активным током разряда, и является про- межуточной между α- и γ-модами. Причиной появления δ-моды является резкое увеличение скорости диссоциации молекул газа электронным ударом, начиная с некоторой пороговой величины ВЧ напряжения. При этом пороговая энергия ионизации образующихся радикалов (SFx x = 1 – 5, NFx x = 1 – 2 и SiHx x = 1 – 3) меньше потенциала ионизации молекул SF6, NF3 и SiH4. Показано, что существующий в анодной фазе приэлектродного слоя двойной слой играет важную роль в поддержании как α-моды, так и δ-моды, однако, он не является причиной перехода ВЧ разряда из α- в δ-моду. ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4144 (ток проводимости в цепи электродов и плот- ность плазмы в центре разряда с ростом ВЧ напряжения уменьшаются вплоть до окон- чательной перестройки разряда в γ-режим), в квазинейтральной плазме возникают низко- частотные плазменные шумы и колебания [15]. ОПИСАНИЕ УСЛОВИЙ ЭКСПЕРИМЕНТА В нашей первой исследовательской камере (см. рис. 1) емкостный ВЧ разряд зажигался при частотах ВЧ поля f = 13,56 МГц и f = 27,12 МГц. Эксперименты проводились в ряде газов (SF6, NF3, SiH4) в диапазоне дав- лений p ≈ 0,01 – 10 Toрр при расстояниях между электродами L = 2 − 31 мм. Плоские параллельные электроды из алюминия имели диаметр 143 мм. ВЧ напряжение с амплиту- дой Urf < 1500 В от генератора подавалось через согласующее устройство к потенциаль- ному электроду, в то время как другой элект- род был заземлен. Электроды располагались внутри кварцевой трубки с внутренним диа- метром 145 мм. Исследуемый газ напускался внутрь камеры через маленькие отверстия в одном из электродов и затем откачивался через зазор между вторым электродом и стен- кой кварцевой трубки. Эта разрядная камера была полностью окружена заземленной сеткой и помещалась внутри большой зазем- ленной камеры диаметром 315 мм и высотой 231 мм (см. рис.1). Заземленная сетка, кварце- вая трубка вокруг электродов и более низкое давление газа (на 1 – 2 порядка величины) в большой камере препятствовали зажиганию самостоятельного ВЧ разряда в ней. Внешняя камера имела достаточно большое окно из кварцевого стекла, позволяющее наблюдать поведение разряда в различных режимах го- рения. ВЧ напряжение Urf измерялось с помощью так называемого “ВЧ зонда” (RF probe Z’SCAN, Advanced Energy). Этот ВЧ зонд рас- полагался на минимально возможном рас- стоянии от ВЧ электрода. Z’SCAN позволял регистрировать не только величины ВЧ напряжения, ВЧ тока, угла сдвига фазы между током и напряжением ϕ и активную ВЧ мощ- ность для основной частоты, но также вели- чины ВЧ напряжения и тока для шести гар- моник. Мы использовали ВЧ генератор RF5S (RF Power Products Inc.) с номинальной мощ- ностью 500 Вт и согласующее устройство PFM matching box (Huettinger Elektronik GmbH) L-типа. В ряде экспериментов исполь- зовался также ВЧ генератор Advanced Energy с номинальной мощностью 2 кВт. Давление газа измерялось с помощью ем- костных манометров-баратронов (MKS Inst- ruments) для 10 и 1000 Toрр. Напуск газа уста- навливался в диапазоне 5 – 100 см3/мин с по- мощью контроллера потока, а давление газа регулировалось с помощью контроллера дав- ления газа, автоматически поддерживающим выбранную фиксированную величину давле- ния газа в камере. Квадрупольный масс-спектрометр QMS 421 (Balzers) позволял анализировать состав нейтрального газа, выходящего из разрядной камеры в систему откачки. Ряд экспериментов был выполнен также с другой установкой (рис. 2). Эксперименты проводились в диапазоне давлений газа (SF6 и его смеси с кислородом) p = 0,05 – 0,6 Торр в диапазоне амплитуды ВЧ напряжений Рис. 1. Камера с симметричными электродами. Рис. 2. Асимметричная замкнутая камера. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 145 Urf ≤ 500 В и частоте ВЧ поля f = 13,56 МГц. ВЧ разряд зажигался между двумя плоскими параллельными электродами диаметром 12 см и зазором между ними 3 см. ВЧ мощ- ность с заданной частотой создавалась гене- ратором сигналов (Marconi Instruments), под- ключенным к усилителю мощности 150 Вт (Amplifier Research, 150A220). ВЧ напряже- ние подавалось на верхний электрод через согласующее устройство L-типа. Обратная сторона ВЧ электрода была заэкранирована с помощью заземленного экрана, который препятствовал зажиганию разряда за ВЧ электродом. Нижний электрод был заземлен, а плазма в зазоре между электродами ограни- чивалась цилиндрической стальной сеткой, прикрепленной к заземленному экрану. Вели- чины ВЧ напряжения и тока измерялись с по- мощью ВЧ датчика (Coaxial dynamics 87004) и токового зонда (Eaton 91550), установлен- ных на вводе мощности вблизи ВЧ электрода, и регистрировались с помощью цифрового осциллографа. Измеритель мощности, уста- новленный между усилителем и согласую- щим устройством, позволял определить ак- тивную мощность. Площадь ВЧ электрода была в 2 раза меньше площади заземленных поверхностей (электрода и сетки). Температура электронов Те и потенциал плазмы определялись с помощью одиночного цилиндрического зонда из платины (длиной 6 мм и диаметром 0,18 мм), установленном в центре разряда, при этом ось зонда была па- раллельной поверхности электродов. Ленг- мюровский зонд (SmartProbe, Scientific Sys- tems) содержал ВЧ компенсацию для частоты 13,56 МГц. Компенсационный электрод (the reference probe) имел площадь 3,5 см2, шунти- рующая емкость была равна 50 пФ. Блоки- рующий импеданс зондовой цепи превышал 100 кОм для 13,56 МГц. Температура элект- ронов Те определялась из зондовых вольт-ам- перных характеристик (из угла наклона ли- нейного участка на зависимости электрон- ного тока на зонд от напряжения на зонде, построенном в полулогарифмическом масш- табе). Видимое излучение из центра разряда с помощью линз направлялось на щель моно- хроматора с фотоумножителем. С помощью этого монохроматора, в частности, проведены измерения интенсивности свечения линий атомных фтора и кислорода с длинами волн 7037,5 C и 7770 C , соответственно. ВЧ РАЗРЯД В SF6 Элегаз (шестифтористая сера) (SF6) является искусственным газом, который широко ис- пользуется в энергетике, производстве полу- проводниковых устройств, как реактивный газ при повторной обработке алюминия для уменьшения его пористости, тепловой и зву- ковой изоляции, шинах самолетов, подвод- ном плавании, каналах сверхзвукового потока газа и т.д. [16]. ВЧ емкостный разряд в SF6 широко при- меняется в технологических процессах трав- ления кремнийсодержащих материалов (кремний, поликремний, нитрид кремния, кремний-германиевые соединения), титана, вольфрама и нитрида вольфрама, арсенида галлия GaAs, пьезоэлектрических материа- лов, обработки полиэтиленовых пленок и текстиля, очистки стенок технологических камер от продуктов травления или осаждения и т.д. Поэтому экспериментальному и теоре- тическому исследованию ВЧ разряда в SF6 посвящено большое количество работ. Ко- ротко рассмотрим основные результаты, по- лученные другими авторами. Picard et al. [17] идентифицировали нейт- ральные молекулы, положительные и отрица- тельные ионы, выходящие из ВЧ разряда в SF6 и их концентрации с помощью масс-спек- трометра и ленгмюровского зонда как функ- ции давления газа, напуска газа и ВЧ мощ- ности. Kline [18] использовал Монте-Карло код и решение уравнения Больцмана, чтобы изучить кинетику электронов в ВЧ разряде низкого давления в SF6. Данная модель ис- пользовалась для количественных оценок производства химически активных молекул и параметров их переноса, а также скорости травления кремния. Anderson et al. [19] с помощью анализа уравнения Больцмана по- лучили временные зависимости функций рас- пределения электронов по энергиям при по- стоянных мощности и давлении смеси В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4146 SF6/O2 с изменением концентрации кислоро- да. Maundrill et al. [20] с помощью ВЧ компен- сированного зонда получили, что отрицатель- ные ионы играют важную роль в плазме, в которой плотность положительных ионов Ni превышает электронную Ne. Suganomata et al. [21] исследовали пространственно-времен- ное изменение эмиссии света из SF6 плоско- параллельного разряда при частотах 100 кГц и 500 кГц. Они получили, что при частоте 500 кГц эмиссия света была более интенсив- ной вблизи мгновенного анода, чем из отри- цательного свечения. Bletzinger [22] измерил электрические характеристики ВЧ разряда в смесях аргона с электроотрицательными газа- ми (SF6, CF4 и C2F6) и получил, что наличие прилипания электронов к молекулам газа приводит к значительному увеличению импе- данса разряда и сдвигает кривую α-γ перехо- да разряда в область более низких давлений. Измерение электрического поля в приэлект- родном слое показало, что добавка электро- отрицательных молекул увеличивает напря- женность электрического поля на порядок величины. Radovanov et al. [23] использовали оптическую эмиссионную спектроскопию для изучения ВЧ разряда в SF6 и его смеси с аргоном Ar и/или N2 и получили аномальное поведение интенсивности линий излучения с изменением мощности (в приэлектродных слоях и плазме интенсивности линий света вели себя по-разному). Utagikar et al. [24] из- мерили электронную и ионную концентра- ции в низкочастотном 100 кГц SF6 разряде. Kakuta et al. [25] экспериментально ис- следовали электрические характеристики ВЧ разряда в SF6 и его смесях с N2. С помощью измеренных пространственно-временных профилей оптической эмиссии была проана- лизирована кинетика процессов, приводящих к различным наблюдаемым характеристикам. Вольт-амперные характеристики при 13 МГц имеют два различных участка, между кото- рыми наблюдался переход, похожий на α-γ переход в электроположительных газах. Од- нако из оптических измерений следует, что в этих двух режимах в SF6 ионизация вторич- ными эмиссионными электронами отсутст- вовала, т.е. ВЧ разряд не переходил в γ-режим. Угол сдвига фазы между током и напряже- нием был гораздо меньше, чем в электрополо- жительном газе, т.е. разряд в SF6 был более резистивным. Nakano et al. [26], используя ре- лаксационную модель разрядной структуры, предсказали перенос радикалов к поверхно- сти и исследовали пространственно-времен- ную структуру разряда в диапазоне давлений 0,05 − 0,5 Торр при частоте 13,56 МГц. По- казана значительная роль двойного слоя, ко- торый появляется внутри приэлектродного слоя вблизи мгновенного анода. Ионизация в этом двойном слое является важным меха- низмом поддержания разряда, в то время как процесс отлипания электронов от электроот- рицательных ионов незначительно влияет на структуру ВЧ разряда в SF6. St-Onge et al. [27] использовали лазер-индуцированную флуо- ресцентную спектроскопию, чтобы изучить, с разрешением в пространстве и времени, процессы, приводящие к формированию и потерям двухатомной серы в SF6 плазме. S2 формируется большей частью на поверхно- стях электродов и стенках камеры, при усло- виях, когда велика концентрация атомов фтора, и теряется из-за диффузии наружу раз- рядного промежутка. Becker et al. [28] иссле- довали энергетические распределения ионов SFx + (x = 1 ÷ 5), F+, F2 + и S+, выходящих из SF6 плазмы в диапазоне давлений of 7,5⋅10−4 − 0,011 Торр для постоянных напряжений ав- тосмещения между 50 и 300 В и частоте 13,56 МГц. Kono et al. [29] измерили плот- ности электронов, положительных и отрица- тельных ионов как функции давления (0,03 − 0,7 Toрр) и ВЧ мощности. Найдено, что при низких давлениях < 0,1 Toрр плотность ионов превышала плотность электронов в не- сколько сотен раз, отношение ион/элект- ронной плотностей увеличивалось с ростом давления и достигало нескольких тысяч при давлении SF6 0,7 Toрр. Okuno et al. [30] с по- мощью эмиссионного зонда изучили струк- туру потенциала в ВЧ асимметричном разря- де (13,56 МГц), содержащем отрицательные ионы (SF6 в гелии). Профиль потенциала типа двойного слоя был обнаружен вблизи мгно- венного анода, в отличие от почти плоского профиля в чистом гелии. Плотность элект- ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 147 ронов, частота столкновения электронов с молекулами газа, а также активная мощность были определены Klick et al. [31]. Kawata et al. [32] исследовали диссипацию мощности в ВЧ разрядах в SF6, O2 и Ar с помощью ос- циллограмм напряжения и тока в плоско-па- раллельном реакторе. Mateev et al. [33] раз- работали аналитическую макроскопическую модель, позволяющую определить постоян- ное напряжение автосмещения в зависимости от ВЧ активной мощности в γ-режиме асим- метричного разряда низкого давления в SF6 и O2. Amouroux et al. [34] исследовали про- цесс разложения SF6, CF4 и их смесей в нерав- новесной плазме, а также их взаимодействие с пленками полиэтилена. Foest et al. [35] исследовали ВЧ разряд в SF6 при частоте 13,56 МГц в разрядной ка- мере “GEC reference cell” в диапазоне давле- ний газа 0,03 − 0,25 Toрр и амплитуде при- ложенного ВЧ напряжения 50 – 150 В. Они получили, что с ростом давления газа плазма становится более резистивной. Наблюдались резко выраженный пик интенсивности оп- тической эмиссии вблизи ВЧ электрода и формирование двойного слоя вблизи границы приэлектродного слоя. Значительная часть молекул SF6 (вплоть до 80% в некоторых слу- чаях) может быть диссоциирована после за- жигания ВЧ разряда. Koike et al. [36] изучили процесс разложения CF4, C2F6, SF6 и NF3 и получили, что степени диссоциации молекул этих газов расположены в порядке C2F6 > NF3 >> SF6 > CF4. При этом в исследо- ванном диапазоне активной мощности раз- ряда степень диссоциации для SF6 не пре- вышала 5 − 6 %. Noding et al. [37] исследо- вали функции распределения ионов по энер- гиям для SFx + (x = 0,5), F+ и F2 + ионов в SF6 плазме в диапазоне давлений 7,52⋅10−4 − 0,038 Toрр при частоте 13,56 МГц. Несмотря на то, что для этого краткого об- зора были выбраны только самые интересные статьи, в список вошли 20 работ. Может соз- даться впечатление, что ВЧ разряд в SF6 ис- следован настолько подробно, что нет какой- либо необходимости в дальнейших исследо- ваниях. Однако легко увидеть, что только в работах [25] и [35] рассматриваются режимы горения разряда и переход между ними. При этом авторы [25, 35] утверждают, что наличие участка с резким повышением разрядного то- ка с ростом ВЧ напряжения вызвано появле- нием двойных слоев в приэлектродных слоях и увеличением ВЧ электрического поля в разрядном объеме. Более того, наблюдаются разногласия в оценке степени диссоциации молекул SF6 в разряде: в работе [35] получены значения вплоть до 80%, а авторы [36] зая- вили о низкой степени диссоциации – не бо- лее 6%. Поэтому очевидно, что полного пони- мания физических процессов в ВЧ разряде в SF6 пока нет. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ Авторы [25, 35] предположили, что наличие резкого повышения разрядного тока с ростом ВЧ напряжения вызвано появлением двойных слоев в приэлектродных слоях и, как следст- вие, увеличением ВЧ электрического поля в разрядном объеме. При этом авторы [25, 35] приводят лишь небольшое количество вольт- амперных характеристик разряда (в работе [25] представлены ВАХ для давлений SF6 0,1 Toрр, 0,5 Toрр и 1 Toрр, а авторы [35] ог- раничились лишь одной ВАХ для давления SF6 0,1 Toрр). Из этих результатов трудно по- нять, что именно происходит с ВАХ при изме- нении давления газа, в каких режимах су- ществует разряд при различных условиях. На взгляд автора этой статьи, авторы [25, 35] сде- лали ошибочные выводы о режимах горения ВЧ разряда в SF6. Сначала рассмотрим результаты, получен- ные нами для камеры, показанной на рис. 1, для зазора между электродами L = 25 мм и на- пуска газа Q = 5 см3/мин. На рис. 3 показаны зависимости амплитуды ВЧ тока Irf, угла сдви- га фазы ϕ между ВЧ током и напряжением, активного ВЧ тока Irf cos(ϕ ) и активной мощ- ности Pdlv от амплитуды ВЧ напряжения для разных давлений SF6. На рис. 3 представле- ны 8 ВАХ в диапазоне давлений SF6 p = 0,045 – 1,125 Toрр (всего для этого диапазона дав- лений были измерены 22 ВАХ). Анализ представленных на рис. 3 резуль- татов лучше начать с кривых для более высо- В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4148 ких давлений. При достаточно большом дав- лении SF6 p ≈ 1 Toрр ВЧ разряд при низких значениях активной мощности (единицы – десятки Ватт) горит сначала в явно слаботоч- ном (α-) режиме, при этом его ВАХ является положительной (с ростом ВЧ напряжения на- блюдается увеличение активного тока). После достижения ВЧ напряжением некоторой кри- тической величины разряд скачком сжимает- ся в шнур (контрагированный разряд), ВАХ которого является отрицательной (это было ранее показано, например, Ogle и Woolsey [38]). По-видимому, при больших давлениях SF6 контрагированный разряд является сильно- точным (γ-) режимом ВЧ разряда (его харак- теристики – амплитуда ВЧ тока Irf, угол сдвига фазы ϕ , активный ВЧ ток Irf cos(ϕ ) и активная мощность Pdlv, распределение разрядного свечения – резко отличаются от характерис- тик слаботочного режима). Теперь уменьшим давление SF6 и увидим, что в диапазоне дав- лений p ≈ 0,2 – 0,6 Toрр слаботочный режим: 1) существует в более узком диапазоне ВЧ на- пряжений и 2) сменяется каким-то режимом с резким ростом ВЧ тока при сравнительно небольшом увеличении ВЧ напряжения. Этот режим (назовем его условно δ-режимом) не похож на сильноточный γ-режим, но в то же время его трудно отнести к слабо-точному режиму из-за чрезмерно высокой величины активного ВЧ тока (несколько ам-пер в δ- режиме и 100 − 300 мА в α-режиме). При ВЧ напряжении, соответствующем пере-ходу разряда из α- в δ-режим, на ВАХ наблю- дается характерный излом, что позволяет проследить α-δ переход даже при самых низ- ких исследованных нами давлениях газа. На рис. 4 показаны кривая зажигания Ubr(p), кривая погасания Uext(p) и кривая пере- хода из α-режима δ-режим Uα−δ(p). Кривая зажигания ВЧ емкостного разряда в SF6, как и в других газах, имеет область неоднознач- ной зависимости пробойного ВЧ напряжения Рис. 3. Зависимость амплитуды ВЧ тока – а), угла сдвига фазы между ВЧ током и напряжением – б), активного ВЧ тока – в) и активной мощности – г) от приложенного ВЧ напряжения. SF6, L = 25 мм. Рис. 4. Кривая зажигания Ubr, кривая погасания Uext и кривая перехода из α-режима в δ-режим Uα−δ. SF6, L = 25 мм. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 149 от давления газа. В отличие от азота и водо- рода [39], кривая погасания в области высо- ких давлений SF6 (> 0,3 Toрр) проходит очень близко к кривой зажигания, напряжение за- жигания разряда всего лишь на 15 − 25 В пре- вышает напряжение погасания (что связано, по-видимому, с сильным прилипанием сво- бодных электронов к молекулам SF6). Из рис. 4 следует, что слаботочный режим может существовать только в сравнительно узком диапазоне ВЧ напряжений Urf между кривой погасания разряда Uext и кривой перехода из α-режима в δ-режим Uα−δ. При более высоких ВЧ напряжениях разряд горел в δ-режиме, и только при напряжениях более 450 В мог наблюдаться сильноточный γ-режим. На рис. 5 показаны зависимости ВЧ тока Irf, угла сдвига фазы ϕ , активного ВЧ тока Irf cos(ϕ ) и активной мощности Pdlv от дав- ления газа для нескольких фиксированных значений ВЧ напряжения (при Urf > Uα−δ). Амплитуда ВЧ тока, активный ВЧ ток и ак- тивная мощность имеют максимумы (угол сдвига фазы ϕ имеет минимум), слева от ко- торых разряд горит в δ-режиме, а справа (при более высоких давлениях SF6) мы видим слаботочный (α-) режим. Чем выше величина ВЧ напряжения, тем более резким скачком изменяются характеристики ВЧ разряда при повышении давления SF6 и переходе к слаботочному α-режиму. С помощью квадрупольного масс-спект- рометра мы измерили масс-спектры газовой смеси, выходящей из разрядного промежутка при различных условиях. На рис. 6 показаны масс-спектры слаботочного α-режима и δ-ре- жима. Из рис. 6 следует, что масс-спектр α-режи- ма состоит из пиков SF5 +, SF4 +, SF3 +, SF2 +, SF+, а также S2 +. После перехода ВЧ разряда в δ- режим в масс-спектре появился пик SiF3 +, характеризующий продукт реакции кремния со фтором SiF4. По-видимому, SiF4 в нашей камере мог появиться при травлении стенок кварцевой трубки фтором, образовавшимся при диссоциации молекул SF6. Наиболее интересными здесь для нас яв- ляются пики SF5 +, SiF3 + and S2 +, зависимость которых от ВЧ напряжения представлена на рис. 7. Мы выбрали эти три пика из следую- щих соображений. Нашей целью является оценить степень диссоциации молекул SF6 в ВЧ разряде при разных режимах горения. Очевидно, что мы должны анализировать пик SF5 +, который характеризует концентрацию молекул SF6. На величину степени диссоциа- ции указывает также интенсивность пика S2 +, т.к. молекулы серы могут возникнуть только Рис. 5. Зависимость амплитуды ВЧ тока (a), угла сдвига фазы между ВЧ током и напряжением (б), активного ВЧ тока (в) и активной мощности (г) от давления SF6, L = 25 мм. а) б) Рис. 6. Масс-спектры газа, выходящего из разрядной камеры, для: a) – α-режима, Urf = 141 В и б) – δ-ре- жима, Urf = 226 В. SF6, L = 25 мм, p = 0,375 Toрр. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4150 при полной диссоциации молекул SF6. Пик SiF3 + также очень важен, т.к. он показывает, насколько быстро травится стенка кварцевой трубки разрядной камеры атомами и молеку- лами фтора. Концентрация атомарного и молекулярно- го фтора F и F2, измеряемая нашим масс-спек- трометром, вряд ли соответствует реальной концентрации фтора в разряде. Газ, выходя- щий из разрядной камеры, откачивается через узкую щель между заземленным электродом и стенкой кварцевой трубки, а затем часть га- за через узкий капилляр поступает в масс- спектрометр для анализа. Химически актив- ный фтор успевает вступить в реакцию с по- верхностью электрода, стенкой кварцевой трубки и стенками капилляра, рекомбиниро- вать с радикалами SFx на стенках, и в резуль- тате обычно масс-спектрометр показывает пики фтора F+ и F2 +, образовавшегося в самом масс-спектрометре при ионизации молекул SF6. Но информацию о наличии атомов и мо- лекул фтора в разряде мы можем получить из интенсивности пика SiF3 +, т.к. чем больше фтора появилось из-за диссоциации молекул SF6, тем с большей скоростью травится по- верхность кварцевой трубки и тем больше ко- нцентрация конечного продукта травления SiF4. Как мы видим из рис. 7, интенсивность пи- ка SF5 + в α-режиме с ростом ВЧ напряжения медленно увеличивается, а после перехода в δ-режим в диапазоне Urf = 205 − 230 В на- блюдается уменьшение интенсивности пика SF5 + примерно в 1,5 раза. Интенсивности пи- ков SiF3 + и S2 + в α-режиме слабо уменьшают- ся, но после перехода в δ-режим интенсив- ности этих пиков в том же диапазоне ВЧ на- пряжений увеличиваются примерно в 10 и 3 раза, соответственно. Эффект повышенного давления из-за дис- социации молекул газа и повышенной темпе- ратуры из-за нагрева газа в разряде позволяет только оценить пределы степени диссоциа- ции газа [35]. Система откачки газа в нашей экспериментальной установке поддерживала постоянную величину давления газа в разряд- ной камере, независимо от того, горел ли раз- ряд или нет, т.е. независимо от степени диссо- циации газа в камере. Так как число молекул радикалов увеличивалось в процессе диссо- циации, автоматически регулируемый клапан в системе откачки газа открывался, чтобы со- хранять постоянным давление смеси молекул SF6 и образовавшихся радикалов. В предель- ном случае, когда предполагается, что число молекул не увеличивается в процессе диссо- циации, получим верхний предел степени диссоциации газа [35] ( ) ( ) ( )+ ++ − = 50 550 SFI SFISFI D pl u , (1) где I0 и Ipl – интенсивности пиков SF5 + без и с ВЧ разрядом, соответственно. Если, с другой стороны, предполагается, что два продукта формируются при диссоциации каждой мо- лекулы SF6 и что результирующее увеличение давления компенсируется автоматическим вакуумным клапаном, получаем нижний предел степени диссоциации [35] ( ) ( ) ( ) ( )++ ++ + − = 550 550 SFISFI SFISFI D pl pl l . (2) Можно предполагать, что истинная величина степени диссоциации молекул газа находится между пределами Du и Dl [35]. Полученные нами значения Du и Dl приве- дены на рис. 8, где также показана вольт- амперная характеристика (Irf cos(ϕ ) = f (Urf) – зависимость тока проводимости от прило- женного ВЧ напряжения). Из рис. 8 видно, что в α-режиме медленное увеличение тока проводимости с ростом ВЧ напряжения со- провождается небольшим уменьшением сте- Рис. 7. Зависимость интенсивностей пиков SF5 +, SiF3 + и S2 + от приложенного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 25 мм и давления SF6 p = 0,375 Toрр. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 151 пени диссоциации молекул газа. При дости- жении ВЧ напряжением некоторой пороговой величины разряд переходит в δ-режим, ток проводимости начинает резко увеличиваться, при этом значительно возрастает и степень диссоциации молекул газа. Так, при увели- чении разрядного тока в 6 раз (в определен- ном диапазоне ВЧ напряжений) степень дис- социации повысилась примерно в 4 раза. Вторая экспериментальная установка (рис. 2) позволяла провести зондовые измере- ния внутренних характеристик разряда (тем- пературу электронов Те и постоянный потен- циал плазмы), а также проанализировать оптическое излучение из центральной облас- ти разряда в α- и δ-режимах. На рис. 9 показаны вольт-амперные харак- теристики зонда Ipr(Upr) и вторые производ- ные электронного тока на зонд по напряже- нию на зонде d2Ie /dUpr 2 (функции распределе- ния электронов, electron probability distribu- tion functions): рис. 9a представляет результа- ты для α-режима вблизи погасания ВЧ раз- ряда, на рис. 9б мы видим результаты для α- режима перед самым переходом в δ-режим, и на рис. 9в представлены результаты для δ- режима. Обычно функции распределения электронов ВЧ разряда содержат две группы электронов: группу “холодных” электронов I с примерно максвелловским распределением с температурой Te, а также хвост с электро- нами высокой энергии II. Повышение ВЧ на- пряжения приводит к значительному умень- шению ширины группы “холодных” электро- нов I, что указывает на уменьшение темпера- туры электронов, однако количество “холод- ных” электронов монотонно увеличивается. При этом увеличивается количество элект- ронов высокой энергии во второй группе II, “хвост” группы II простирается до более высокой энергии. После перехода разряда в δ-режим значительно увеличиваются и шири- на группы “холодных” электронов I, и коли- чество электронов высокой энергии во второй группе II. На рис. 10 показаны амплитуда ВЧ тока Irf , температура электронов Te, постоянный по- тенциал плазмы ϕ pl, а также интенсивности линий атомарного фтора IF (7037,5 C) и ато- марного кислорода IO (7770 C) как функции ВЧ напряжения. При наименьших ВЧ на- пряжениях (перед погасанием ВЧ разряда) Рис. 8. Зависимость ВЧ активного тока и степеней дис- социации молекул SF6 Du и Dl от приложенного ВЧ напряжения, L = 25 мм, p = 0,375 Toрр. а) б) в) Рис. 9. Вольт-амперные характеристики зонда Ipr (Upr) и вторые производные зондового тока по напряжению на зонде d2Ipr/dUpr 2 для зазора между электродами L = 30 мм, давления смеси SF6 + O2 p = 0,3 Toрр и при- ложенных ВЧ напряжений: a) Urf = 159 В, α-режим, б) Urf = 226 В, α-режим, в) Urf = 254 В, δ-режим. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4152 температура электронов высока (порядка 8 − 11 эВ), постоянный потенциал плазмы при- мерно равен 10 В (в отличие от работы Picard et al. [17], в наших экспериментах постоян- ный потенциал плазмы никогда не принимал отрицательные значения), а разрядное свече- ние слабо. Повышение ВЧ напряжения сопро- вождается сначала резким уменьшением тем- пературы электронов, которая затем вплоть до перехода из α- в δ-режим слабо уменьша- ется и примерно равна 6 эВ (полученные на- ми значения Te для α-режима хорошо согласу- ются с результатами [17]). Интенсивности линий IF и IO монотонно увеличиваются, растет также и постоянный потенциал плаз- мы. После перехода разряда в δ-режим с рос- том ВЧ напряжения температура электронов быстро увеличивается, быстрее возрастают также интенсивности линий IF и IO. Вольт-амперные характеристики разряда, представленные на рис. 3 для первой установ- ки, были измерены с помощью ВЧ генерато- ра, максимальная мощность которого равна 500 Вт. Чтобы прояснить ситуацию, мы про- вели для первой установки серию измерений с ВЧ генератором, способным выдать 2000 Вт, при этом расстояние между электро- дами было равно L = 20,4 мм. Результаты наших измерений (ток проводимости, угол сдвига фазы между ВЧ током и напряжением, а также активная мощность) показаны на рис. 11. С помощью этого ВЧ генератора нам удалось получить данные не только для α- и δ-режимов, но и достичь в ряде случаев γ-ре- жима. Рассмотрим более подробно вольт-ам- перную характеристику для давления SF6 p = 0,4 Toрр, показанную на рис. 12. На участ- ке AB мы видим α-режим, разрядный ток мал, меньше 0,2 A. После того, как ВЧ напряжение достигло величины 216 В, разряд переходит в δ-режим, при этом медленное увеличение ВЧ напряжения сопровождается быстрым ростом ВЧ тока проводимости, активной мощности, а также уменьшается значительно толщина приэлектродных слоев. Однако разряд все еще имеет структуру, подобную α-режиму, но светится гораздо ин- тенсивнее. При этом фиолетовый оттенок свечения вблизи границ приэлектродных слоев, обычно присущий γ-режиму, в данном случае не наблюдается. После достижения ВЧ напряжением величины 385 В происходит резкий скачок разряда из точки C в точку D Рис. 10. Зависимость амплитуды ВЧ тока, температуры электронов, постоянного потенциала плазмы, интен- сивностей излучения атомарного фтора и атомарного кислорода от приложенного ВЧ напряжения, L = 30 мм, давление смеси SF6 + O2 p = 0,3 Toрр. Рис. 11. Зависимость ВЧ активного тока – a), угла сдвига фазы между ВЧ током и напряжением – б), и активной мощности – в) от приложенного ВЧ напря- жения для различных давлений SF6, L = 20,4 мм. а) б) в) ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 153 (см. рис. 12). По-видимому, здесь мы имеем переход разряда из δ- в γ-моду, а в точке C произошел пробой приэлектродного слоя. Зафиксировать ВЧ напряжение на этом участке, скажем, 500 В, мы не смогли, это сос- тояние было неустойчиво. Однако используе- мый нами ВЧ зонд Z’SCAN (измеряющий величины ВЧ напряжения, ВЧ тока, угла сдвига фазы ϕ и активной мощности) позво- лял выполнить до 32 измерений в секунду. За время перехода разряда из точки C в точку D с его помощью удавалось выполнить одно− два измерения. На рис. 12 участок CD был построен из 14 ВАХ, измеренных для одних и тех же условий. На участке DE разряд горит явно в γ-режиме, судя по фиолетовому све- чению вблизи границ слоев, которое указы- вает на наличие быстрых электронов, уско- рившихся в приэлектродных слоях. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ ДЛЯ SF6 Итак, что такое δ-режим и почему он появ- ляется? Авторы [25, 35] попытались объяс- нить наличие резкого повышения разрядного тока с ростом ВЧ напряжения (при переходе из α- в δ-режим) появлением двойных слоев в приэлектродных слоях и, как следствие, уве- личением ВЧ электрического поля в разряд- ном объеме. Таким образом, они подразуме- вают, что в α-режиме двойные слои вблизи электродов не образуются, и лишь при дости- жении ВЧ напряжением некоторой порого- вой величины появившиеся двойные слои приводят к резкому изменению характерис- тик разряда. Однако в работе [40] (вышедшей позже работы [25]) авторы делают вывод, что двойной слой является одним из основных механизмов поддержания разряда при наи- меньшем напряжении горения для всех ис- следованных частот. То есть двойной слой иг- рает важную роль (а, следовательно, сущест- вует) и перед погасанием разряда, т.е. в α-ре- жиме. Поэтому если двойной слой уже су- ществует в α-режиме, то его появление не мо- жет быть причиной перехода ВЧ разряда в δ-режим. Это видно даже невооруженным глазом (см. фото участка разряда вблизи элек- трода на рис. 13), что внутри приэлектрод- ного слоя в α-режиме имеется ярко светя- щийся слой (который и является упомянутым выше двойным слоем). Этот же слой сущест- вует и после перехода из α- в δ-режим, при этом он может светиться иногда даже ярче, чем плазма вблизи границы приэлектродного слоя или в центре разряда. Однако из-за не- большой толщины приэлектродного слоя в δ- режиме трудно получить разборчивые фото- графии. Наличие двойного слоя в α-режиме можно увидеть и из результатов нашего моделиро- вания для SF6, p = 0,38 Toрр, Urf = 200 В (см. рис. 14). Для этого мы использовали хорошо известный гидродинамический код Siglo-RF, который позволяет моделировать одномер- ный ВЧ емкостный разряд низкого давления в электроположительных и электроотрица- тельных газах. На рис. 14 показан случай, ког- да левый и правый электроды являются мгно- венными анодом и катодом, соответственно. В этот момент времени левый слой находится в анодной фазе, т.е. электроны движутся в ВЧ поле в сторону левого электрода, заполняя при этом приэлектродный слой вблизи него. Как видно из рис. 14а, в левом приэлект- родном слое наблюдается двойной слой. Если в центральной области Erf = 35 В/см, то в Рис. 12. Зависимость ВЧ активного тока от приложен- ного ВЧ напряжения для давления SF6 p = 0,4 Toрр и L = 20,4 мм. Электорд ДС Граница слоя Рис. 13. Фотография приэлектродной области ВЧ раз- ряда в SF6, на которой показано положение электрода, двойного слоя (ДС) и границы приэлектродного слоя, p = 0,4 Toрр, Urf = 150 В, −режим. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4154 двойном слое максимальное ВЧ поле дости- гает величины Erf = 119 В/см. Профиль плот- ности электронов Ne имеет хорошо выражен- ный пик внутри приэлектродного слоя (см. рис. 14б). Этот пик появляется из-за повы- шенной скорости ионизации, которая в об- ласти существования двойного слоя в 2 − 3 раза выше, чем в центре разрядного зазора. Авторы работ [41, 42, 43, 44 – 48, 25, 26, 40] получили подобные профили U, E и Ne для анодной фазы приэлектродного слоя ВЧ разряда в электроотрицательных газах. В ВЧ емкостном разряде количество элек- тронов и положительных ионов, сталкиваю- щихся с поверхностью электродов в течение периода ВЧ поля T, должно быть одинаково. Положительные ионы движутся к поверх- ности электрода потоком Ii, модулированным частотой ВЧ поля. Электроны достигают поверхности электрода только в анодной фазе слоя, когда электронное облако заполняет слой, при этом электронный поток Ie посту- пает на электрод в виде одного импульса за период (рис. 15). Площади dttI T i )( 0 ∫ и dttI T e∫ 0 )( должны быть равны. В ВЧ разряде в электроположительном газе это условие легко выполняется, т.к. в плазме Ni ≈ Ne. Од- нако в электроотрицательном газе, особенно в SF6, концентрация электронов гораздо меньше концентрации ионов, Ne << Ni. На- пример, из рис. 13 мы имеем в центре разряда Ne ≈ 5,24⋅108 см-3, Ni ≈ 5,97⋅1010 см-3, Nn ≈ 5,92⋅1010 см−3, т.е., отношение Ne/Nn ≈ 8,85⋅10-3. Следова- тельно, большинство электронов в разрядном объеме прилипает к молекулам газа, фор- мируя отрицательные ионы, и они не могут двигаться к поверхности электрода и ком- пенсировать поступающий туда положитель- ный заряд. Следовательно, в анодной фазе слоя, когда оставшиеся свободные электроны движутся к электроду, внутри приэлектрод- ного слоя возникает двойной слой. Этот двой- ной слой локально нагревает электроны, рез- ко увеличивая частоту ионизации молекул га- за и генерируя необходимый дополнительный поток электронов к поверхности электрода. Только в этом случае количество положитель- ных и отрицательных зарядов, приходящих в течение периода ВЧ поля на поверхность электрода, одинаково. Поэтому двойной слой в анодной фазе приэлектродного слоя должен возникать в ВЧ разряде, содержащем отрица- тельные ионы. а) б) Рис. 14. Осевые профили ВЧ потенциала Urf, ВЧ элект- рического поля Erf, плотностей электронов Ne, положи- тельных Ni и отрицательных Nn ионов, а также скоро- сти ионизации Ri при p = 0,375 Toрр, Urf = 200 В для момента времени, когда потенциал ВЧ электрода равен Uel = –200 В. Рис. 15. Плотности токов электронов Je, положитель- ных Ji и отрицательных Jn ионов, сталкивающихся с поверхностью заземленного (левого) электрода в те- чение периода ВЧ поля T, SF6, p = 0,375 Toрр, Urf = 200 В. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 155 Следовательно, двойной слой не может быть причиной перехода ВЧ разряда из α- в δ-режим. На наш взгляд, причиной этого перехода является диссоциация молекул газа электронным ударом. Для обозначение δ-ре- жима мы взяли первую букву греческого сло- ва “διασπαση” (“diaspasis”), что переводится как “диссоциация” в смысле разложения сло- жной молекулы на составные части (атомы, радикалы). Итак, в слаботочном α-режиме степень диссоциации молекул SF6 мала, не превышает 5 − 10%, что согласуется с результатами [36]. Температура I группы электронов с ростом ВЧ напряжения слабо уменьшается, однако при этом возрастает количество электронов во второй II группе, а также их энергия (см. рис. 9). При некоторой пороговой величине ВЧ напряжения мы имеем достаточно больш- ое количество электронов высокой энергии, столкновения которых с молекулами SF6 могут приводить к их диссоциации. В то же время энергия этих электронов недостаточна для ионизации молекул. Процесс ионизации молекул SF6 электронным ударом проходит по схеме: SF6 + e → SF5 + + F + 2e, (3) где пороговая энергия ионизации молекул SF6 равна 15,5 эВ [49]. Однако для процесса дис- социации молекул SF6 SF6 + e → SF5 + F + e, (4) SF6 + e → SF4 + 2F + e, (5) SF6 + e → SF4 + F2 + e, (6) нужны заметно меньшие пороговые энергии – 9,6 эВ; 12,1 эВ и 11,3 эВ, соответственно [49]. При этом пороговые энергии ионизации образовавшихся радикалов также оказывают- ся меньше 15,5 эВ, необходимых для иони- зации молекул SF6: SF5 + e → SF5 + + 2e, (7) SF4 + e → SF4 + + F + 2e, (8) SF3 + e → SF3 + + F + 2e, (9) SF2 + e → SF2 + + F + 2e, (10) SF + e → SF+ + F + 2e, (11) и для процессов (7) – (11) они равны, соот- ветственно, 11,7 эВ; 13,0 эВ; 10,6 эВ; 12,8 эВ и 14,7 эВ [49] (в работе [50] для процессов (7) и (9) получены пороговые энергии 11,2 эВ и 11,0 эВ, соответственно). Таким образом, когда ВЧ напряжение до- стигает некоторой пороговой величины и в разряде имеется достаточное количество электронов высокой энергии, резко увеличи- вается скорость диссоциации молекул газа электронным ударом. При этом радикалы, имеющие более низкий потенциал ионизации по сравнению с молекулами SF6, играют роль легкоионизуемой добавки к SF6. Увеличение концентрации радикалов вызывает рост час- тоты ионизации их электронным ударом, что приводит к увеличению плотности плазмы и тока проводимости ВЧ разряда. При этом радикалы, а также атомы и молекулы фтора, образовавшиеся при диссоциации молекул SF6, могут захватывать свободные электроны, что вызывает также рост концентрации отри- цательных ионов. Повышение концентрации отрицательных ионов приводит к увеличе- нию ВЧ электрического поля в плазме, чтобы обеспечить перенос ВЧ тока через плазмен- ный объем, а также поддержание необходи- мой скорости ионизации молекул газа и ради- калов немногочисленными свободными электронами. Поэтому δ-режим ВЧ разряда характеризуется высокой плотностью плаз- мы, повышенной температурой электронов и высоким током проводимости. Как в α-режи- ме, так и в δ-режиме должен существовать двойной слой в анодной фазе приэлектрод- ных слоев. Переход разряда из δ- в γ-режим может произойти при более высоких ВЧ на- пряжениях, когда пробьются приэлектродные слои. Отметим, что переход разряда из α- в δ- моду происходит, когда отношение активной мощности Pdlv и давления газа p достигает по- роговой величины Pdlv/p = 100 ± 20 Вт/Toрр. Это соответствует мощности на единицу пло- щади Pdlv/pS = 0,62 ± 0,12 Вт/(Toрр см2). ВЧ активный ток равен 0,37 ± 0,05 A, а плот- ность тока равна jrf = 2,3 ± 0,3 мA/см2. Авто- ры работы [25] установили, что переход раз- ряда из α-моды в более резистивную моду происходит при jrf ≈ 2 мA/см2 (что видно из рис. 6 в работе [25]). Следовательно, поро- говая величина плотности разрядного тока, полученная нами, хорошо согласуется с ре- зультатами работы [25]. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4156 В связи с тем, что наиболее важным про- цессом в δ-режиме является диссоциация молекул газа электронным ударом, данный режим можно называть “диссоциативным”. ВЧ РАЗРЯД В NF3 ВЧ разряд в NF3 широко используется при очистке технологических камер, травлении кремнийсодержащих материалов и т.д. Инте- рес к этому газу вызван следующими причи- нами. Обычно используемые в процессах травления полупроводниковых материалов газы CF4, C2F6, SF6 и т.д. имеют ряд недостат- ков. Во-первых, горение ВЧ разряда в этих газах приводит к осаждению на обрабатывае- мые образцы, электроды и стенки разрядной камеры слоев фторуглеродного полимера (в случае SF6 оседает слой серы), и для предо- твращения этого нежелательного процесса требуется добавлять в разрядный объем кис- лород. Во-вторых, эти газы долго живут в ат- мосфере Земли и могут разрушать озоновый слой, а также давать вклад в так называемый “парниковый эффект” [51]. Степень диссоци- ации этих газов в технологической камере невелика [52], и значительная часть газа, не израсходованного в течение плазмохимичес- кого процесса, выбрасывается вакуумным на- сосом в атмосферу. Поэтому более предпоч- тительной альтернативой этим газам является NF3. Разряды в NF3 не образуют слоев поли- мера, к тому же время жизни молекул NF3 в атмосфере сравнительно мало [51]. Ниже будет показано, что NF3 имеет также дополни- тельное преимущество в виде практически полной диссоциации молекул NF3 в разряд- ных условиях, обычно применяемых в техно- логических процессах. При этом высвобож- даемые в большом количестве атомы фтора приводят к повышенной скорости травления обрабатываемых материалов. Поэтому иссле- дования режимов горения и характеристик ВЧ разряда в NF3 представляют значительный интерес. Однако до сих пор свойства ВЧ емкостного разряда в NF3 остаются почти неизученными. В работе [52] измерена одна вольт-ваттная характеристика при фиксированном давле- нии газа в промышленной установке для тра- вления (GIR 100, производство Alcatel). В работе [53] измерены импеданс и угол сдвига фазы между ВЧ током и напряжением в раз- личных смесях NF3/Ar в GEC Reference cell. В такой же камере авторы [54] изучили влия- ние давления газа на мощность, импеданс и угол сдвига фазы в смесях NF3 с аргоном и несколькими другими газами. Как мы видим, эксперименты [52 –54] были проведены в асимметричных технологических реакторах. К настоящему времени в литературе отсутст- вует информация о режимах горения и харак- теристиках симметричного ВЧ емкостного разряда в NF3. Целью нашей работы было выяснить, мо- жет ли δ-мода существовать в других газах или присуща только SF6. В настоящем разделе показано, что диссоциативный δ-режим ока- зался наиболее ярко выражен в NF3. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ На рис. 16 показаны зависимости угла сдвига фазы между ВЧ током и напряжением, актив- ного ВЧ тока (вольт-амперные характеристи- ки) и активной мощности от величины при- ложенного ВЧ напряжения. Рис. 16. Зависимость угла сдвига фазы между ВЧ то- ком и напряжением – а), активного ВЧ тока – б), и ак- тивной мощности – в) от приложенного ВЧ напряже- ния. NF3, L = 25 мм. а) б) в) ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 157 Из рис. 16 видно, что при давлении NF3 более 0,07 Торр вольт-амперная характерис- тика ВЧ разряда имеет S-образный вид (см. также ВАХ на рис. 17a для давления NF3 p = 0,375 Topp). Нижняя ветвь, начиная с на- пряжения погасания разряда Uext, представля- ет собой слаботочный α-режим с характерной величиной разрядного тока 100 − 200 мА. За- тем, при достижении ВЧ напряжением неко- торой пороговой величины Uα−δ, разрядный ток и активная ВЧ мощность начинают быст- ро увеличиваться с одновременным уменьше- нием ВЧ напряжения на электродах, разряд переходит в диссоциативный δ-режим. С рос- том разрядного тока слабое в α-режиме све- чение разряда после перехода в δ-режим рез- ко усиливается. При дальнейшем увеличении разрядного тока ВЧ напряжение на электро- дах достигает минимальной величины Uδ.min, и мы выходим на верхнюю ветвь вольт-ам- перной характеристики. Здесь при повыше- нии ВЧ напряжения разрядный ток сначала достигает максимальной величины, а затем медленно уменьшается. Из рис. 16 видно, что в δ-режиме угол сдвига фазы гораздо больше, чем в α-режиме, поэтому δ-режим является более резистивным. Из рис. 16а следует так- же, что в сформировавшемся δ-режиме (верх- няя часть вольт-амперной характеристики) угол сдвига фазы ϕ ведет себя так же, как и в α-режиме ВЧ разряда в электроположитель- ных газах. То есть рост ВЧ напряжения сопро- вождается уменьшением угла сдвига фазы. В случае горящего разряда в α-режиме, когда плотность (следовательно, и проводимость) плазмы высока, ВЧ ток ограничен емкостным сопротивлением слоев, которое зависит от их толщины dsh. С ростом плотности плазмы тол- щина слоев dsh и их емкостное сопротивление изменяются сравнительно слабо, в то время как омическое сопротивление плазмы значи- тельно уменьшается. Поэтому при увеличении ВЧ напряжения угол сдвига фазы ϕ уменьшается, стремясь к значению −π/2, а разряд становится более емкостным. Соот- ветственно, уменьшается также и активный ток Irf cos(ϕ ), что мы и видим на рис. 16б и 17а. Из рис. 16 видно, что при низких давле- ниях (p < 0,07 Topp) вольт-амперная характе- ристика разряда представляет собой верх- нюю ветвь S-образной характеристики, т.е. при этих условиях существует только диссо- циативный режим. На рис. 17, кроме вольт-амперной характе- ристики Irf cos(ϕ ), показаны зависимости ин- тенсивностей пиков NF3 +, NF2 +, NF+, N2 +, SiF3 + и F+ от приложенного ВЧ напряжения, из- меренные при давлении NF3 p = 0,375 Toрр. Из рис. 17 следует, что в слаботочном α-режи- ме степень диссоциации газа мала, и из раз- рядного объема выходят преимущественно молекулы NF3, NF2, NF, и N2, а также атомар- ный фтор F. Масс-спектр содержит также слабый пик SiF3 +, который указывает на на- личие летучего продукта травления кремния SiF4. Этот пик появился из-за травления ато- мами фтора поверхности кварцевой трубки а) б) в) Рис. 17. Зависимость активного ВЧ тока – а), интен- сивностей пиков NF3 +, NF2 + и NF+ – б), а также интен- сивностей пиков N2 +, SiF3 + и F+ – в) от приложенного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 25 мм и давления NF3 p = 0,375 Toрр. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4158 нашей разрядной камеры, другие возможные источники кремния (полупроводниковые пла- стины, образцы, кремнийсодержащие загряз- нения на электродах) в данном случае отсутс- твовали. Однако после достижения ВЧ напря- жением величины Uα−δ разряд перешел в δ-режим, при этом на масс-спектре резко уменьшились интенсивности пиков NF3 +, NF2 +, NF+ и увеличились интенсивности пи- ков N2 +, F+ и SiF3 +. В условиях верхней ветви вольт-амперной характеристики в δ-режиме сначала при ВЧ напряжении 230 В исчез пик NF3 +, а затем при 350 В исчез пик NF+, т.е. мы имеем полную диссоциацию молекул NF3 в нашем разряде. При ВЧ напряжении 380 В выходящая из разрядного зазора смесь газов состоит на 79% из молекулярного азота, 11% – атомарного фтора, 7% − SiF4 и на 3% из NF2. Состав смеси газов в разрядном промежутке при условиях верхней ветви ВАХ с ростом ВЧ напряжения остается почти неизменным: при практически постоянных концентрациях N2 и F наблюдается слабый рост концент- рации SiF4 и небольшое уменьшение кон- центрации NF2. По-видимому, при более вы- соких ВЧ напряжениях можно добиться пол- ного разложения также и молекул NF2. На рис.18 показаны степени диссоциации Du и Dl молекул NF3, рассчитанные по фор- мулам [35]: ( ) ( ) ( )+ ++ − = 30 330 NFI NFINFI D pl u , (12) ( ) ( ) ( ) ( )++ ++ + − = 330 330 NFINFI NFINFI D pl pl l , (13) где I0 и Ipl – интенсивности пиков NF3 + без и с ВЧ разрядом, соответственно. Истинная сте- пень диссоциации молекул NF3 находится между величинами Du и Dl. Из рис. 18 сле- дует, что в δ-режиме степень диссоциации примерно равна 4 – 10%, после достижения ВЧ напряжением величины Uα−δ она резко увеличивается и после выхода на верхнюю ветвь ВАХ с δ-режимом степень диссоциации молекул NF3 достигает 100%. На рис. 19 показаны кривая зажигания Ubr, кривая погасания Uext, кривая перехода из α- в δ-режим Uα−δ и кривая с наименьшим ВЧ напряжением в на электродах в δ-режиме Uδ.min в NF3. ВЧ кривая зажигания в NF3, как и в других газах, в диапазоне низких давлений (слева от минимума) имеет область неодноз- начной зависимости пробойного ВЧ напря- жения от давления газа. Из рис. 19 видно, что при давлении газа меньше 0,07 Торр ВЧ разряд во всем исследо- ванном нами диапазоне ВЧ напряжения горит в δ-режиме, а слаботочный α-режим появ- ляется только при более высоком давлении газа. На этом рисунке кривая погасания Uext показывает величину ВЧ напряжения, при котором разряд погасает. Как мы видим, в диапазоне давлений больше 0,3 Торр пога- сание разряда происходит при более высоком ВЧ напряжении, чем наименьшее ВЧ напря- жение на электродах в δ-режиме Uδ.min, кривая Рис. 18. Зависимость степеней диссоциации Dl и Du молекул NF3 от приложенного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 25 мм и давления NF3 p = 0,375 Toрр. Рис. 19. Кривая зажигания Ubr, кривая погасания Uext, кривая перехода из α- в δ-режим Uα−δ и кривая с наи- меньшим ВЧ напряжением на электродах в δ-режиме Uδ.min в NF3 при L = 25 мм. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 159 Uδ.min проходит ниже кривой погасания ВЧ разряда Uext. Поскольку в δ-режиме происходит интен- сивная диссоциация молекул газа электрон- ным ударом, общее количество молекул в раз- рядном объеме увеличивается. В процессе по- лучения приведенных выше результатов наш автоматический вакуумный клапан поддер- живал постоянное давление газа, реагируя на увеличение количества молекул повышением скорости откачки газа. Теперь посмотрим, как будут изменяться вольт-амперная характерис- тика разряда и давление газа, если вакуумный клапан будет поддерживать постоянным не давление газа, а скорость откачки. Мы напу- стили в камеру NF3 со скоростью 5 см3/мин, потом клапаном зафиксировали скорость откачки, установив начальное давление газа 0,375 Торр (0,5 мбар), и затем зажгли разряд. Результаты измерений приведены на рис. 20. Из рис. 20 видно, что ВАХ сохранила свой S-образный вид. В слаботочном α-режиме с ростом ВЧ напряжения давление газа мед- ленно возрастает, но при приближении к ВЧ напряжению α-δ перехода Uα−δ скорость роста давления увеличивается. После достижения U−δ разряд переходит в δ-режим, при этом рост активного тока Irf cosϕ сопровождается уменьшением ВЧ напряжения на электродах и быстрым ростом давления газа. После дос- тижения активным током максимума и выхо- да ВАХ на верхнюю часть S-образной харак- теристики давление газа практически стаби- лизируется. С повышением ВЧ мощности (и ВЧ напряжения) небольшой рост давления га- за связан как с увеличением числа молекул из-за диссоциации продуктов реакции NFx (x = 1, 2), так и с нагревом нейтрального газа. Слабое изменение давления газа на этом участке ВАХ подтверждает, что процесс быс- трой диссоциации молекул газа прекраща- ется. В ряде случаев мы провели измерения не только для частоты f = 13,56 МГц, но и для f = 27,12 МГц. На рис. 21 показаны вольт-ам- перные характеристики для давления NF3 p = 0,375 Toрр и зазора между электродами L = 20,4 мм. ВАХ для f = 13,56 МГц содержит участок со слаботочным α-режимом, а также две ветви с δ-режимом. Из-за недостаточной мощности ВЧ генератора мы не смогли в этом случае достичь сильноточного γ-режима. На ВАХ для f = 27,12 МГц отсутствует участок со слаботочным α-режимом, ВАХ сразу нач- инается с диссоциативного δ-режима, а при достаточно высоких ВЧ напряжениях появ- ляется и сильноточный γ-режим. Величина активного тока для f = 27,12 МГц примерно вдвое больше, чем для f = 13,56 МГц. По- видимому, слаботочный α-режим может поя- виться на ВАХ для f = 27,12 МГц при более высоком давлении NF3. ОБСУЖДЕНИЕ РЕЗУЛЬТАТОВ Итак, рассмотрим, какие процессы в NF3 мо- гут приводить к описанным выше явлениям. Для термодиссоциации молекул NF3 нужно нагреть газ всего до 400 °С [36]. Для сравне- ния укажем, что диссоциация молекул SF6 и Рис. 20. Зависимость активного ВЧ тока и давления газа от приложенного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 25 мм и давления NF3 p = 0,375 Toрр. Рис. 21. Зависимость активного ВЧ тока от приложен- ного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 20,4 мм при частотах f = 13,56 МГц и f = 27,12 МГц и давлении NF3 p = 0,375 Toрр. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4160 CF4 происходит при температурах 800 °С и 1400 °С, соответственно. Пороговая энергия для диссоциативного прилипания электронов NF3 + e → NF2 + F− (13) примерно равна нулю, т.к. энергия электрон- ного сродства к атому фтора (3,6 эВ) выше, чем энергия связи NF2 − F (2,5 эВ) [55]. Поро- говая энергия для диссоциации молекул CF4 электронным ударом равна 12,6 эВ. Диссо- циация молекул NF3 и образовавшихся ради- калов может происходить также в таких реак- циях: NF3 + e → NF2 + F + e, (14) NF2 + e → NF + F + e, (15) NF + e → N + F + e, (16) где энергия связи равна: для реакции (14) 3,2 эВ [56] (2,6 эВ [57]), для реакции (15) 2,7 эВ [56] (2,5 эВ [58]), для реакции (16) 2,6 эВ [59]. Однако вероятность прямого разбиения молекулы NF3 с энергией, скажем, 4 эВ, очень мала из-за кратковременности взаимодействия электрона с молекулой, в течение которого тяжелые атомы (радикалы) не успевают получить необходимого для раз- лета импульса. Диссоциация молекул обычно имеет двухступенчатый характер и идет через возбуждение электронных или электронно- колебательных состояний молекулы с после- дующим распадом возбужденной молекулы на атомы. В случае NF3 процесс диссоциации идет по схеме NF3 + e → NF3 * + e → NF2 + F + e, (17) где NF3 * обозначает одно из 3E (триплетное) или 1E (синглетное) электронных возбужден- ных состояний с пороговой энергией 8,3 эВ (для 3E состояния) [60]. Образовавшиеся в процессе диссоциации радикалы NFx могут взаимодействовать друг с другом [59]: NF + NF → N2 + 2F, (18) NF + NF2 → N2 + 3F, (19) NF2 + NF2 → N2 + 4F. (20) Как мы видим, в реакциях (13) – (20) высво- бождается большое количество атомарного фтора, что очень важно для технологических процессов. Процесс ионизации молекул NF3 и ради- калов электронным ударом может проходить следующим образом: NF3 + e → NF3 + + 2e, (21) NF3 + e → NF2 + + F + 2e, (22) NF3 + e → NF+ + 2F + 2e, (23) NF2 + e → NF2 + + 2e, (24) NF + e → NF+ + 2e, (25) F + e → F+ + 2e, (26) F2 + e → F2 + + 2e, (27) N + e → N+ + 2e, (28) N2 + e → N2 + + 2e, (29) при этом для протекания этих реакций нужна следующая энергия: (21) – 13,2 эВ [59], (22) – 14,6 эВ [61], (23) – 17,9 эВ [59], (24) – 11,4 эВ [61], (25) – 12,0 эВ [57], (26) – 17,4 эВ [59], (27) – 15,7 эВ [59], (28) – 14,5 эВ, (29) – 15,6 эВ. Таким образом, потенциал иониза- ции радикалов NF2 и NF (соответственно, 11,4 эВ и 12,0 эВ) заметно ниже, чем потенци- ал ионизации молекул NF3 (13,2 эВ). Как и в случае SF6, образовавшиеся при диссоциации NF3 радикалы NF2 и NF играют роль легко- ионизуемой добавки. Как известно [62 – 65], понижение давле- ния газа приводит к росту температуры элект- ронов Te. По-видимому, при низких давле- ниях (p < 0,07 Topp) в ВЧ разряде в NF3 тем- пература электронов Te сравнима с пороговой энергией диссоциации 8,3 эВ. Поэтому сразу после зажигания ВЧ разряд горит в диссоциа- тивном δ-режиме, т.к. энергия электронов достаточно высока для протекания реакций диссоциации молекул NF3 и радикалов NF2 и NF (14) – (16). С ростом давления температура элект- ронов понижается, и появляются условия для существования слаботочного α-режима ВЧ разряда. При наименьшем напряжении горе- ния (перед погасанием) температура электро- нов обычно максимальна (для фиксирован- ного давления газа), и повышение ВЧ напря- жения в слаботочном режиме приводит к уменьшению Те. Это объясняет, почему на рис. 17в концентрация атомов фтора перед погасанием разряда увеличивается (неболь- шое увеличение степени диссоциации моле- кул NF3 видно и на рис.18). Поскольку, начи- ная с некоторого давления газа, температура электронов в α-режиме становится недоста- точно высокой для диссоциации молекул NF3 и радикалов, то диссоциативное прилипание электронов (13) в значительной степени опре- деляет степень диссоциации молекул газа при ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 161 этих условиях. Свободный электрон, прилип- ший к атому фтора, теряет свою способность набирать энергию в ВЧ электрическом поле и вызывать диссоциацию молекул газа. Отри- цательный ион фтора F– будет находиться в плазме до тех пор, пока он не рекомбинирует с положительным ионом или пока свободный электрон с энергией выше 3,6 эВ не столк- нется с ним и не оторвет прилипший элект- рон. Все свободные электроны не могут быть захвачены атомами фтора, т.к. ионизацию молекул газа и перенос ВЧ тока через плаз- менный объем должны выполнять именно свободные электроны. Поэтому в слаботоч- ном α-режиме степень диссоциации молекул NF3 невелика и монотонно растет с повыше- нием ВЧ напряжения благодаря росту плот- ности плазмы. Однако, как мы видели выше для SF6, c ростом ВЧ напряжения повыша- ются энергия и концентрация высокоэнер- гетичных электронов “хвоста” функции рас- пределения электронов по энергиям (ФРЭЭ). При низкой температуре “холодных” электро- нов именно быстрые электроны “хвоста” ФРЭЭ, сталкиваясь с молекулами, могут вы- зывать их диссоциацию. Когда ВЧ напря- жение достигает некоторой пороговой вели- чины Uα−δ, концентрация электронов высокой энергии становится достаточно большой, чтобы начался быстрый процесс диссоциа- ции молекул NF3 и радикалов NF2 и NF. Энер- гии диссоциации молекул NF3, а также NF2 и NF сравнимы, поэтому на рис. 17б мы видим одновременное уменьшение концентраций NFx (x = 1 − 3). В процессах диссоциации (14) – (16), как уже говорилось, высвобождаются атомы фтора, которые активно захватывают свободные электроны с низкой энергией, и концентрация отрицательных ионов F− в плазме растет. Чтобы обеспечить достаточ- ную для поддержания разряда частоту иони- зации молекул газа электронным ударом, а также переноса ВЧ тока, ВЧ электрическое поле в плазменном объеме увеличивается. Это, в свою очередь, повышает концентра- цию электронов высокой энергии, а также температуру “холодных” электронов, и про- цесс диссоциации молекул газа ускоряется. Увеличение плотности плазмы с одновре- менным накоплением отрицательных ионов F− приводит к повышению резистивности разряда и значительному росту тока. Анализ наших экспериментальных дан- ных показывает, что переход разряда в NF3 из α- в δ-моду происходит, когда отношение активной мощности и давления газа дости- гает критической величины Pdlv/p = 55 ± 15 Вт/Toрр. При этом мощность на единицу площади электрода S равна Pdlv/pS = 0,34 ± 0,09 Вт/(см2 Toрр), ВЧ активный ток равен Irf cosϕ = 0,175 ± 0,025 A, а плотность тока равна jrf = 1,1 ± 0,16 мA/см2. Отметим, что после достижения ВЧ напря- жением величины Uα−δ переход разряда от Uα−δ до Uδ.min на рис. 17а происходит самостоя- тельно, без изменения настроек ВЧ генера- тора. ЭДС Erf ВЧ генератора остается постоян- ным в течение этого перехода, сопротивление внешней цепи также не изменялось. Поэтому по закону Ома для всей цепи из-за быстрого роста ВЧ тока Irf ВЧ напряжение на элект- родах Urf Urf = Erf − Irf ⋅Ω (30) при фиксированных Erf и Ω уменьшается. Из рис. 17 видно, что при переходе от Uα−δ до Uδ.min уменьшение ВЧ напряжения на элект- родах сопровождается линейным ростом тока. Особенно хорошо это видно при более высоком давлении p > 0,5 Toрр. При этих условиях переход происходит скачком, в те- чение которого RF probe Z’SCAN успевает измерить всего несколько точек (при возмож- ной скорости измерения до 30 точек в се- кунду). ВЧ РАЗРЯД В SiH4 Теперь рассмотрим характеристики ВЧ раз- ряда в силане. В отличие от NF3, используемо- го при травлении, SiH4 широко используется для осаждения аморфного и микрокристал- лического кремния, нитрида и оксинитрида кремния. Это вызвало появление множества работ, посвященных изучению свойств ВЧ разряда в этом газе (см, например, [66 – 74]). ВЧ емкостный разряд в SiH4, как говорится в работах [68, 69], имеет два режима горения. При фиксированном давлении силана с рос- том ВЧ напряжения разряд переходит из сла- боточной α-моды в другую моду, более резис- тивную, которую авторы [67, 68] представили В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4162 как γ-моду. Этот переход сопровождается резким увеличением скорости осаждения пленки a-Si:H [67], а также интенсивным образованием пылевых частиц в разрядном объеме [68]. Однако Boeuf и Belenguer [69] с помощью численного моделирования пока- зали, что наблюдаемый переход не является переходом в сильноточную γ-моду, а вызван резким увеличением потерь электронов. Ав- торы [69] предположили, что причиной по- терь электронов является их прилипание к об- разовавшимся пылевым частицам. Это при- водит к повышению ВЧ поля в плазменном объеме, а также росту активной мощности. Впоследствии данную резистивную моду обозначили как γ′ [71]. В SiH4 диссоциативная δ-мода также ока- залась хорошо выражена. На рис. 22 показаны ВАХ в SiH4 для зазора между электродами L = 15 мм. При наимень- шем представленном на рисунке давлении силана p = 0,11 Toрр мы видим α-моду во всем исследованном в данном случае ди- апазоне ВЧ напряжений. При более высоком давлении p = 0,225 Toрр с ростом ВЧ напря- жения сначала разряд горит в α-моде, но при Urf > 120 В происходит переход в диссоциа- тивную δ-моду, которая является более ре- зистивной (если в α−моде угол сдвига фазы ϕ ≈ − 87°, то в δ-моде ϕ достигает − 80°). Это приводит к увеличению активного тока разряда. При более высоких давлениях сла- боточная мода наблюдается только перед по- гасанием разряда. Начиная с давления при- мерно 1 Toрр, ВАХ приобретает S-образный вид (как и в описанном выше случае для NF3). Подобные ВАХ мы видим на рис. 23 для зазора между электродами 25 мм, но в этом случае ВАХ становятся S-образными, начи- ная с давления примерно 0,5 Toрр. На рис. 24 представлены интенсивности пиков H2 + и SiH4 +, измеренные нами в газовой смеси, выходящей из разрядной камеры. С ростом ВЧ напряжения концентрация моле- кул водорода быстро растет, в то время как концентрация SiH4 уменьшается. На рис. 25 показаны ВАХ и степени дис- социации Dl и Du молекул SiH4, определен- ные по формулам (12) и (13) (с заменой в фор- мулах NF3 + на SiH4 +). В α−моде (наименьшее ВЧ напряжение, Urf = 85 В) степень диссо- циации молекул SiH4 не превышает 10 %. При данном давлении SiH4 (p = 0,375 Toрр) на Рис. 22. Зависимость активного ВЧ тока от приложен- ного ВЧ напряжения. SiH4, зазор между электродами L = 15 мм. Рис. 23. Зависимость активного ВЧ тока от приложен- ного ВЧ напряжения. SiH4, зазор между электродами L = 25 мм. Рис. 24. Зависимость интенсивностей пиков SiH4 + и H2 + от приложенного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 25 мм и давления SiH4 p = 0,375 Toрр. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 163 начальном участке ВАХ (вблизи погасания разряда) рост активного разрядного тока и пе- реход из α- в δ-моду происходят при практи- чески неизменном ВЧ напряжении, при этом быстро увеличивается степень диссоциации молекул SiH4. Затем рост разрядного тока со- провождается увеличением ВЧ напряжения, и в δ-моде степень диссоциации может дости- гать 50 − 70 %. Высокие степени диссоциа- ции молекул SiH4 (от 35% до 70%) получены также авторами [73], что согласуется с наши- ми результатами. При ВЧ напряжениях от Urf = 220 В до Urf = 440 В активный разрядный ток и сте- пень диссоциации молекул SiH4 сохраняются практически неизменными с ростом Urf. При Urf = 440 В наблюдается быстрый рост раз- рядного тока, увеличивается также и степень диссоциации молекул SiH4. По-видимому, при этом ВЧ напряжении происходит переход из δ- в γ-моду. Это сопровождается значите- льным увеличением интенсивности свечения плазмы вблизи границ приэлектродных слоев. Отметим, что реальная степень диссоциа- ции SiH4 в разрядном объеме должна отли- чаться от измеренной нами. Мы оцениваем степень диссоциации по интенсивности пика SiH4 +, анализируя пробы газовой смеси, взя- той в системе откачки. Однако молекулы SiH4 могут теряться в разряде не только вследствие процессов диссоциации, но и также из-за ря- да химических реакций [70, 72], например: SinHx − + SiH4 → Sin+1Hx’ − + (H или H2), (31) SiH4 + SiH2 → Si2H6, (32) SiH4 + SiH → Si2H3 + H2, (33) SiH4 + Si → Si2H2 + H2, (34) SiH4 + H → SiH3 + H2, (35) SiH4 + Si2H4 → Si3H8, (36) поэтому в данном случае более целесообраз- но использовать термин “обеднение доли сил- ана” [73]. Диссоциация молекул SiH4 электронным ударом может проходить таким образом [72]: SiH4 + e → SiH3 + H + e, (37) SiH4 + e → SiH2 + 2H + e, (38) где вероятность реакций (37) и (38) состав- ляет 17 % и 83 %, соответственно. Для проте- кания реакций диссоциации (37) и (38) нуж- ны электроны с пороговой энергией 8,4 эВ [75]. Как и в описанном выше случае NF3, потенциал ионизации молекул SiH4 (11,65 эВ) значительно превышает потенциалы иониза- ции радикалов SiH3 (8,14 эВ), SiH2 (8,92 эВ) и SiH (7,89 эВ) [76], т.е. образующиеся вслед- ствие диссоциации продукты реакции явля- ются легкоионизуемой добавкой к SiH4. К то- му же энергия, необходимая для процесса диссоциации, близка к энергиям ионизации продуктов реакции. Поэтому после достиже- ния ВЧ напряжением критической величины Uα−δ, когда в разряде появляется достаточно большое количество электронов высокой энергии, интенсивная диссоциация молекул SiH4 и последующая ионизация легкоиони- зуемых радикалов вызывают быстрый рост разрядного тока и переход в диссоциативную δ-моду. Напомним, что в ВЧ разряде в SiH4 наблю- дались две моды: при повышении ВЧ мощ- ности/давления разряд из слаботочной α-мо- ды переходит в более резистивную моду (как полагали авторы [67, 68], сильноточную γ-мо- ду). Однако авторы [69] показали, что этот переход, по-видимому, связан с резким увели- чением потерь электронов из-за прилипания к образовавшимся пылевым частицам, а не с переходом в γ-моду. Затем данную моду стали называть не γ- , а γ′-мода [71]. Анализ данных [67, 68] и результатов на- ших экспериментов показывает, что, по-ви- димому, переход из α-моды в γ′-моду как раз является наблюдаемым нами α-δ переходом. Возникает вопрос о необходимости говорить Рис. 25. Зависимость активного ВЧ тока и степеней диссоциации Dl и Du молекул SiH4 от приложенного ВЧ напряжения для зазора между электродами L = 25 мм и давления p = 0,375 Toрр. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4164 о δ-моде, если уже есть γ′-мода. Отметим, что обозначение γ′ призвано показать различие между данной модой и γ-модой, где вторич- ные электроны, эмитированные из электро- дов благодаря бомбардировке положитель- ными ионами, играют доминирующую роль в поддержании разряда. При этом в α-моде пылевые частицы отсутствуют, в то время как в γ′-моде пылевые частицы играют важную роль в разряде [71]. Однако очевидно, что если в α-моде пылевые частицы отсутствуют, то при переходе в γ′-моду должен появиться дополнительный процесс (не игравший за- метной роли в α-моде), который приведет к образованию пыли в разрядном объеме. По нашему мнению, этим процессом явля- ется диссоциация молекул SiH4 электронным ударом ((37) и (38)). В пользу этого говорит тот факт, что переход в δ-моду сопровож- дается как появлением пылевых частиц, так и резким увеличением скорости осаждения пленки a-Si:H [67, 68]. Как известно [77], для осаждения пленки a-Si:H необходимо нали- чие радикалов SiH2 и SiH3. Для появления этих молекул вследствие реакций диссоциа- ции (37) и (38), как мы сказали выше, в раз- ряде должны присутствовать электроны с по- роговой энергией 8,4 эВ [75]. Нейтральные и отрицательно заряженные радикалы SiH3 − принимают участие в образовании пылевых частиц [71]. Конечно же, появившиеся пыле- вые частицы, заряженные к тому же отрицате- льно, приведут к повышенным потерям элек- тронов и, как следствие, к росту ВЧ элект- рического поля в плазменном объеме и увели- чению скорости диссоциации молекул SiH4 [71]. Но это будет уже следствием процесса, причиной которого является “включение” диссоциации молекул SiH4 электронным уда- ром при достаточно высоком ВЧ напряжении. Поэтому мы и предлагаем называть данную моду не γ′-модой, а δ-модой. Обозначение “γ′” было выбрано, чтобы показать отличие этой моды от сильноточной γ-моды, и не несет ка- кой-либо информации о процессах, играю- щих роль в разряде в данной моде. Мы выбрали букву “δ” не случайно, т.к. греческое слово “диссоциация” (“διασπαση”) начина- ется с нее. К тому же γ′-мода ассоциируется с режи- мом появления пылевых частиц, и присуща только SiH4 [71]. Однако мы показали выше, что переход ВЧ разряда из α-моды в более резистивную диссоциативную δ-моду наблю- дается также в NF3, который ни образует пы- левых частиц, ни осаждает каких-либо пле- нок, но имеет при этом очень похожие вольт- амперные характеристики разряда, как и в SiH4. Диссоциативная δ-мода существует в SF6 и смесях SF6 с кислородом, которые также не образуют пылевых частиц или пленок. Поэтому диссоциативная δ-мода присуща ряду газов, и образование в SiH4 пылевых частиц, а также повышенная скорость осаж- дения пленки a-Si:H [67] являются просто побочными явлениями, следствием горения δ-моды. По-видимому, очень важную роль в появ- лении диссоциативной δ-моды играют также отрицательные ионы. Например, в SF6 и в смесях SF6 с кислородом в процессах диссо- циации и диссоциативного прилипания воз- никают ионы SF6 −, SF5 −, SF3 −, F2 −, F− и O− [25]. В NF3 высвобождается большое количество фтора, образующего отрицательные ионы F2 − и F−. В SiH4 появляются не только отрицате- льные ионы SiH3 −, SiH2 − и H−, но и отрицате- льно заряженные пылевые частицы [71]. Об- разование отрицательных ионов/частиц по- вышает резистивность разряда [25], увеличи- вает ВЧ электрическое поле в плазме, что ус- коряет процесс диссоциации молекул. Переход разряда в SiH4 из α- в δ-моду про- исходит при достижении разрядными пара- метрами следующих пороговых значений: P d l v/ p S = 0 ,11 ± 0 , 0 4 Вт / ( см 2 Toрр ) , jrf = 0,9 ± 0,3 мA/см2. Эти данные хорошо со- гласуются с результатами работы [68] для перехода из α- в более резистивную моду Pdlv/pS = 0,081 Вт/(см2 Toрр), jrf = 0,6 мA/см2. ВЫВОДЫ Мы экспериментально исследовали ВЧ ем- костный разряд в NF3, SiH4 и SF6 низкого дав- ления, измерив вольт-амперные характерис- тики, масс-спектры газа, выходящего из раз- рядного зазора, зондовым методом опреде- лили внутренние параметры плазмы (темпе- ратуру электронов, потенциал плазмы, функ- ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 165 ции распределения электронов), а также из- мерили интенсивность оптического излуче- ния разряда для некоторых длин волн. Полу- чено, что ВЧ разряд в SF6, NF3 и SiH4 (а также в смесях SF6 + O2) может существовать в трех различных модах: слаботочной α-моде, силь- ноточной γ-моде и диссоциативной δ-моде, которая является промежуточной между α- и γ-модами. В слаботочной α-моде ионизация молекул газа осуществляется электронами, выметенными из слоя его движущейся грани- цей. В диссоциативной δ-моде диссоциация молекул газа и последующая ионизация сфор- мированных радикалов выполняется электро- нами, получившими энергию благодаря джоу- леву нагреву в ВЧ электрическом поле в плаз- менном объеме. Диссоциативная δ-мода ха- рактеризуется высокой степенью диссоциа- ции молекул SF6 (до 35%), NF3 (практически до 100%) и SiH4 (до 70%) электронным ударом, высокими температурой электронов, плотностью плазмы и высоким током прово- димости ВЧ разряда. Диссоциативный режим появляется, начиная с некоторого порогового ВЧ напряжения, когда в ВЧ разряде имеется достаточное количество электронов высокой энергии, способных при столкновении с мо- лекулами вызвать их диссоциацию. При этом потенциалы ионизации образовавшихся ра- дикалов заметно меньше потенциала иониза- ции молекул, поэтому эти радикалы играют роль легкоионизуемой добавки. В сильно- точной γ-моде электронные лавины, разви- вающиеся в приэлектродных слоях, домини- руют как источник заряженных частиц. ЛИТЕРАТУРА 1. Левитский С.М. Исследование потенциала зажигания высокочастотного разряда в газе в переходной области частот и давлений// ЖТФ. – 1957. – Т. 2, № 5. – С. 970-977. 2. Кропотов Н.Ю., Лисовский В.А., Кача- нов Ю.А., Егоренков В.Д., Фареник В.И. Осо- бенности вольт-амперных характеристик сла- боточной формы высокочастотного разряда Е-типа//Письма в ЖТФ. – 1989. – Т. 15, № 21. – С. 17-21. 3. Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н., Яценко Н.А. Высокочастотный емкостный разряд: Физика. Техника эксперимента. Приложения. – М.: Изд-во МФТИ; Наука-Физматлит, 1995.–320с. 4. Яценко Н.А. Сильноточный ВЧЕ разряд сред- него давления//ЖТФ. – 1980. – Т. 50, № 11. – С. 2480-2483. 5. Яценко Н.А. Связь высокого постоянного по- тенциала плазмы с режимом горения высоко- частотного емкостного разряда среднего дав- ления//ЖТФ. – 1981. – Т. 51, № 6. – С. 1195- 1204. 6. Belenguer Ph., Boeuf J.P. Transition between different regimes of rf glow discharges//Phys. Rev. A. – 1990. – Vol. 41, No. 8. – P. 4447-4459. 7. Godyak V.A., Khanneh A.S. Ion bombardment secondary electron maintenance of steady RF discharge//IEEE Trans. Plasma Sci. – 1986. – Vol. PS-14, No. 2. – P. 112-123. 8. Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н. Структура при- электродных слоев высокочастотного разряда и переход между двумя его формами//Физика плазмы. – 1987. – Т. 13, № 4. – С. 471-479. 9. Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н. Нагрев молеку- лярного газа в высокочастотном емкостном разряде и его влияние на переход между α- и γ-формами//Физика плазмы. – 1990. – Т. 16, № 7. – С. 878-884. 10. Райзер Ю.П., Шнейдер М.Н. Фарадеево про- странство в высокочастотном разряде γ-типа и влияние давления на эффект нормальной плотности тока α−разряда и характер α−γ пе- рехода//Физика плазмы. – 1992. – Т. 18, № 11. – С. 1476-1488. 11. Godyak V.A., Piejak R.B., Alexandrovich B.M. Electrical characteristics of parallel-plate RF dis- charges in argon//IEEE Trans. Plasma Sci. – 1991. – Vol. 19, No. 4. – P. 660-676. 12. Vidaud P., Durrani S.M.A., Hall D.K. Alpha and gamma RF capacitative discharges in N2 at inter- mediate pressures//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1988. – Vol. 21, No. 1. – P. 57-66. 13. Vitruk P.P., Baker H.J., Hall D.K. The charac- teristics and stability of high power transverse radio frequency discharges for waveguide CO2 slab laser excitation//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1992. – Vol. 25, No. 12. – P. 1767-1776. 14. Shi J.J., Kong M.G. Mechanisms of the α and modes in radio-frequency atmospheric glow dis- charge//J. Appl. Phys. – 2005. – Vol. 97, No. 2. – P. 023306 (1-6). 15. Лисовский В.А., Красников О .В., Егорен- ков В.Д. Альфа-гамма переход и НЧ неустой- чивость ВЧ разряда низкого давления//Пись- ма в ЖТФ. – 1993.– Т. 19, Вып. 21. – С. 90-95. 16. Christophorou L.G., Olthoff J.K., Van Brunt R.J. Sulfur Hexafluoride and the Electric Power In- dustry//IEEE Electrical Insulation Magazine. – 1997. – Vol. 13, No. 1. – P. 20-24. В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4166 17. Picard A., Turban G., Grolleau B. Plasma diagno- stics of a SF6 radio-frequency discharge used for the etching of silicon//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1986. – Vol. 19, No. 6. – P. 991-1006. 18. Kline L.E. Electron and Chemical Kinetics in the Low-Pressure RF Discharge Etching of Sili- con in SF6//IEEE Trans. Plasma Sci. – 1986. – Vol. 14, No. 2. – P. 145-155. 19. Anderson H.M., Merson J.A., Light R.W. A Kinetic Model for Plasma Etching Silicon in a SF6/O2 RF Discharge/ IEEE Trans. Plasma Sci.– 1986. – Vol. 14, No. 2. – P. 156-164. 20. Maundrill D., Slatter J., Spiers A.I., Welch C.C. Electrical measurements of RF-generated plas- mas using a driven electrostatic probe technique //J. Phys. D: Appl. Phys.– 1987.– Vol. 20, No. 7. – P. 815-819. 21. Suganomata S., Ishikawa I., Ohmoto S., Akit- su T., Saito Y. Spatiotemporal Variation of Light Emission from SF6 Parallel-Plate Discharge at Frequencies of 100 and 500 kHz//Jpn. J. Appl. Phys.–1989. – Vol. 28, No. 12. – P. L2265-L2266. 22. Bletzinger P. Experimental characteristics of RF parallel-plate discharges: Influence of attaching gases//J. Appl. Phys. – 1990. – Vol. 67, No. 1. – P. 130-138. 23. Radovanov S.B., Tomcik B., Petrovic Z.Lj., Jelenkovic B.M. Optical emission spectroscopy of rf discharge in SF6//J. Appl. Phys. – 1990. – Vol. 67, No. 1. – P. 97-107. 24. Utagikar A., Thompson B.E. Time-resolved mea- surements of electron and ion concentrations in low-frequency sulfur hexafluoride discharges// J. Vac. Sci. Technol. A. – 1992.– Vol. 10, No. 4. – P. 1201-1206. 25. Kakuta S., Petrovic Z.Lj., Tochikubo F., Makabe T. Influence of frequency, pressure, and mixture ratio of electronegative gas on electrical charac- teristics of rf discharges in N2-SF6 mixtures//J. Appl. Phys. – 1993. – Vol. 74, No. 8. – P. 4923- 4931. 26. Nakano N., Petrovic Z.Lj., Makabe T. The Radi- cal Transport in the Narrow-Gap-Ion Etcher in SF6 by the Relaxation Continuum Model//Jpn. J. Appl. Phys. – 1994. – Vol. 33, No. 4B. – P. 2223-2230. 27. St-Onge L., Sadeghi N., Booth J.P., Margot J., Barbeau C. On the formation and loss os S2 mole- cules in a reactive ion etching reactor operating with SF6//J. Appl. Phys.– 1995.–Vol. 78, No. 12. – P. 6957-6966. 28. Becker F., Rangelow I.W., Kassing R. Ion energy distribution in SF6 plasmas at a radio-frequency powered electrode//J. Appl. Phys. – 1996. – Vol. 80, No. 1. – P. 56-65. 29. Kono A., Endo M., Ohata K., Kishimoto S., Go- to T. Charged particle densities and kinetics in a radio-frequency SF6 plasma//J. Appl. Phys. – 1994. – Vol. 76, No. 11. – P. 7221-7230. 30. Okuno Y., Ohtsu Y., Fujita H. Potential structures in asymmetrical radio frequency discharges containing negative ions//Physics Letters A. – 1994. – Vol. 193, No. 1. – P. 94-96. 31. Klick M., Kammeyer M., Rehak W., Kasper W., Awakowicz P., Franz G. Innovative plasma diag- nostics and control of process in reactive low- temperature plasmas//Surface and Coatings Technology. – 1998. – Vol. 98, No. 1-3. – P. 1395- 1399. 32. Kawata H., Kubo T., Yasuda M., Murata K. Po- wer measurements for radio-frequency dischar- ges with a parallel-plate-type reactor//J. Elect- rochem. Soc. –1998. – Vol. 145, No. 5. – P. 1701- 1708. 33. Mateev E., Zhelyazkov I. Macroscopic model for the energy balance of an asymmetric capacitively coupled rf discharge//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1999. – Vol. 32, No. 23. – P. 3019-3024. 34. Khairallah Y., Khonsari-Arefi F., Amouroux J. Decomposition of gaseous dielectrics (CF4, SF6) by a non-equilibrium plasma. Mechanisms, kine- tics, mass spectrometric studies and interactions with polymeric targets//Pure & Appl. Chem. – 1994. – Vol. 66, No. 6. – P. 1353-1362. 35. Foest R., Olthoff J.K., Van Brunt R.J., Benck E.C., Roberts J.R. Optical and mass spectromet- ric investigations of ions and neutral species in SF6 radio-frequency discharges//Phys. Rev. E. – 1996. – Vol. 54, No. 2. – P. 1876-1887. 36. Koike K., Fukuda T., Fujikawa S., Saeda M. Stu- dy of CF4, C2F6, SF6 and NF3 decomposition cha- racteristics and etching performance in plasma state//Jpn. J. Appl. Phys.–1997.–Vol. 36, No. 9A. – P. 5724-5728. 37. Noding M., Becker F., Kassing R. Diagnostics of SF6 plasmas by energy-resolved mass spect- rometry: influence of the electrode material on internal plasma parameters//Surface and Co- atings Technology. – 1999. – Vol. 111, No. 1. – P. 51-55. 38. Ogle D.B., Woolsey G.A. Diffuse and constricted glow discharges in SF6//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1987. – Vol. 20, No. 4. – P.453. 39. Lisovskiy V., Booth J.-P., Martins S., Landry K., Douai D., Cassagne V. Extinction of RF capac- itive low-pressure discharges//Europhys. Lett. – 2005. – Vol. 71, No. 3. – P. 407-411. 40. Nakano N., Makabe T. Influence of driving fre- quency on narrow-gap reactive-ion etching in SF6//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1995. – Vol. 28, No. 1. – P. 31-39. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4 167 41. Sommerer T.J., Kushner M.J. Numerical inves- tigation of the kinetics and chemistry of rf glow discharge plasmas sustained in He, N2, O2, He/ N2/O2, He/CF4/O2, and SiH4/NH3 using a Monte Carlo-fluid hybrid model//J. Appl. Phys. – 1992. – Vol. 71, No. 4. – P. 1654-1673. 42. Lymberopoulos D.P., Economou D.J. Spatio- temporal electron dynamics in radio-frequency glow discharges: fluid versus dynamic Monte Carlo simulations//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1995. – Vol. 28, No. 4. – P. 727-737. 43. Boeuf J.P. and Belenguer Ph. Fundamental pro- perties of RF glow discharges: an approach based on self-consistent numerical models. Plenum, New York//Nonequilibrium Processes in Parti- ally Ionized Gases/ed. By M. Capitelli and J.N. Bardsley. – 1990. – Р. 155-186. 44. Shibata M., Nakano N., Makabe T. O2RF dis- charge structure in parallel plates reactor at 13.56 MHz for material processing//J. Appl. Phys. – 1995. – Vol. 77, No. 12. – P. 6181-6187. 45. Makabe T., Tochikubo F., Nishimura M. Influen- ce of negative ions in rf glow discharges in SiH4 at 13.56 MHz//Phys. Rev. A. – 1990. – Vol. 42, No. 6. – P. 3674-3677. 46. Segawa S., Kurihara M., Nakano N., Makabe T. Dependence of Driving Frequency on Capaci- tively Coupled Plasma in CF4//Jpn. J. Appl. Phys. – 1999. – Vol. 38B, No. 7. – P. 4416-4422. 47. Pitchford L.C., Belenguer Ph., Boeuf J.P. Micro- wave Discharges: Fundamentals and Applicati- ons/ Ed. by Ferreira C.M. and Moisan M//New York: Plenum Press. – 1993. – P. 359. 48. Gottscho R.A. Glow-discharge sheath electric fields: Negative-ion, power, and frequency ef- fects//Phys. Rev. A. – 1987. – Vol. 36, No. 5. – P. 2233-2242. 49. Iio M., Goto M., Toyoda H., Sugai H. Relative Cross Sections for Electron-Impact Dissociation of SF6 into SFx (x= 1 – 3) Neutral Radicals//Con- trib. Plasma Phys. – 1995. – Vol. 4, No. 5. – P. 405-413. 50. Tarnovsky V., Deutsch H., Martus K.E., Bec- ker K. Electron Impact Ionization of the SF5 and SF3 free radicals//J. Chem. Phys. – 1998. – Vol. 109, No. 16. – P. 6596-6600. 51. Langan J., Maroulis P., Ridgeway R. Strategies for greenhouse gas reduction//Solid State Tech- nology. – 1996. – Vol. 39, No. 1. – P. 115-119. 52. Andries B., Ravel G., Peccoud L. Electrical cha- racterization of radio-frequency parallel-plate ca- pacitively coupled discharges//J. Vac. Sci. Tech- nol. A. – 1989. – Vol. 7, No. 4. – P. 2774-2783. 53. Entley W.R., Langan J.G., Felker B.S., Sobole- wski M.A. Optimizing utilization efficiencies in electronegative discharges: The importance of the impedance phase angle//J. Appl. Phys. – 1999. – Vol. 86, No. 9. – P. 4825-4835. 54. Langan J.G., Beck S.E., Felker B.S., Ryn- ders S.W. The role of diluents in electronegative fluorinated gas discharges//J. Appl. Phys. – 1996. – Vol. 79, No. 8. – P. 3886-3894. 55. Kastenmeier B.E.E., Matsuo P.J., Oehrlein G.S., Langan J.G. Remote plasma etching of silicon nitride and silicon dioxide usinf NF3/O2 gas mix- tures//J. Vac. Sci. Technol. A. – 1998. – Vol. 16, No. 4. – P. 2047-2056. 56. Reese R.M., Dibeler V.H. Ionization and Disso- ciation of Nitrogen Trifluoride by Electron Im- pact//J. Chem. Physics. – 1956. – Vol. 24, No. 6. – P. 1175-1177. 57. Hsueh H.-P., McGrath R.T., Ji B., Felker B.S., Langan J.G., Karwacki E.J. Ion energy distribu- tions and optical emission spectra in NF3-based process chamber cleaning plasmas//J. Vac. Sci. Technol. B. – 2001. – Vol. 19, № 4. – P. 1346- 1357. 58. Donnelly V.M., Flamm D.L., Dautremont- Smith W.C., Werder D.J. Anisotropic etching of SiO2 in low-frequency CF4/O2 and NF3/Ar plas- mas//J. Appl. Physics. – 1984.– Vol. 55, No. 1. – P. 242-252. 59. Dan Loughran E., Mader Ch. Appearance Poten- tial Study of Tetrafluorohydrazine//J. Chem. Physics. – 1960. – Vol. 32, No. 5. – P. 1578-1579 60. Rescigno T.N. Low-energy electron collision processes in NF3//Phys. Rev. A.– 1995.– Vol. 52, No. 1. – P. 329-333. 61. Konuma M., Bauser E. Mass and energy analysis of gaseous species in NF3 plasma during silicon reactive ion etching//J. Appl. Physics. – 1993. – Vol. 74, No. 1. – P. 62-67. 62. Misium G.R. Macroscopic modeling of oxygen plasmas//J. Vac. Sci. Technol. A.– 1990.–Vol. 8, No. 3. – P. 1642-1647. 63. Surendra M., Graves D.B. Capacitively coupled glow discharges at frequencies above 13.56 MHz //Appl. Phys. Lett. – 1991. – Vol. 59, No. 17. – P. 2091-2093. 64. Godyak V.A., Piejak R.B., Alexandrovich B.M. Evolution of the electron-energy-distribution function during RF discharge transition to the high-voltage mode//Phys. Rev. Lett. – 1992. – Vol. 68, No. 1. – P. 40-43. 65. Bryant P., Dyson A., Allen J.E. Langmuir probe measurements of weakly collisional electrone- gative RF discharge plasmas//J. Phys. D: Appl. Phys. – 2001. – Vol. 34, No. 1. – P. 95-104. 66. Makabe T., Tochikubo F., Nishimura M. Influ- ence of negative ions in RF glow discharges in SiH4 at 13.56 MHz//Phys. Rev. A. – 1990. – Vol. 42, No. 6. – P. 3674-3677. 67. Perrin J., Roca I., Cabarrocas P., Allain B., Friedt J.-M. a-Si:H Deposition from SiH4 and Si2H6 RF-Discharges: Pressure and Temperature Dependence of Film Growth in Relation to α-γ В.А. ЛИСОВСКИЙ ФІП ФИП PSE, 2006, т. 4, № 3 – 4, vol. 4, No. 3 – 4168 Discharge Transition//Jpn. J. Appl. Phys. – 1988. – Vol. 27, No. 11. – P. 2041-2052. 68. Bohm Ch., Perrin J. Spatially resolved optical emission and electrical properties of SiH4 RF dis- charges at 13.56 MHz in a symmetric parallel- plate configuration//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1991. – Vol. 24, No. 6. – P. 865-881. 69. Boeuf J.P., Belenguer Ph. Transition from a capa- citive to a resistive regime in a silane radio frequ- ency discharge and its possible relation to powder formation//J. Appl. Phys.–1992.–Vol. 71, No. 10. – P. 4751-4754. 70. Perrine J. Modelling of the power dissipation and rovibrational heating and cooling in SiH4 – H2 RF glow discharges//J. Phys. D: Appl. Phys. – 1993. – Vol. 26, No. 10. – P. 1662-1679. 71. Fridman A.A., Boufendi L., Hbid T., Potap- kin B.V., Bouchoule A. Dusty plasma formation: Physics and critical phenomena. Theoretical approach//J. Appl. Phys. – 1996. – Vol. 79, No. 3. – P. 1303-1314. 72. Nienhuis G.J., Goedheer W.J., Hamers E.A.G., van Sark W.G.J.H.M., Bezemer J. A self-consis- ДИСОЦІАТИВНА МОДА ВЧ ЄМНІСНОГО РОЗРЯДУ НИЗЬКОГО ТИСКУ В.О. Лісовський У роботі наведено результати експеримента- льного дослідження ВЧ ємнісного розряду у SF6, NF3 та SiH4 низького тиску. Знайдено, що ВЧ роз- ряд у цих газах може існувати не лише у слабко- струмовій (α-) та сильнострумовій (γ-) модах, але й у дисоціативній δ-моді (pис. 10). Ця δ-мода характеризується високим ступенем дисоціації молекул газу, високими густиною плазми, тем- пературою електронів та активним струмом роз- ряду (Irf cos(ϕ )), і є проміжною між α та γ-мода- ми. Причиною появи δ-моди є різке збільшення швидкості дисоціації молекул газу електронами, починаючи з деякої порогової величини ВЧ на- пруги. При цьому порогова енергія іонізації ради- калів, що виникають (SFx x = 1 – 5, NFx x = 1 – 2 та SiHx x = 1 – 3), менша за потенціал іонізації молекул SF6, NF3 та SiH4. Встановлено, що існу- ючий у анодній фазі приелектродного шару в електронегативних газах подвійний шар відіграє важливу роль у підтриманні як α-моди, так й δ- моди, але він не є причиною переходу ВЧ розряду із α- у δ-моду. DISSOCIATIVE MODE IN LOW-PRESSURE RF DISCHARGE V.A. Lisovskiy This paper presents the results of experimental stu- dying rf capacitive discharge in low-pressure SF6, NF3 and SiH4. The rf discharge in these gases is shown to exist not only in weak-current (α-) and strong-current (γ-) modes but also in a dissociative δ-mode. This δ-mode is characterized by a high degree of molecules dissociation, high plasma den- sity, electron temperature and active discharge cur- rent, and it is intermediate between α- and γ-modes. The δ-mode appears due to a sharp increase in the dissociation rate of gas molecules via electron im- pact starting after a certain threshold value of RF voltage. At the same time the threshold ionization energy of radicals (SFx x = 1 – 5, NFx x = 1 – 2 and SiHx x = 1 – 3) formed is below the ionization po- tential of SF6, NF3 and SiH4 molecules. The double layer existing in the anode phase of the near-elect- rode sheath is shown to play an important role in sustaining the α- mode as well as δ-mode but it is not a cause of the rf discharge transition from α- to δ-mode. tent fluid model for radio-frequency discharges in SiH4 – H2 compared to experiments//J. Appl. Phys. – 1997. – Vol. 82, No. 5. – P. 2060-2071. 73. Sansonnens L., Howling A.A., Hollenstein Ch. Degree of dissociation measured by FTIR ab- sorption spectroscopy applied to VHF silane plasmas//Plasma Sources Sci. Technol. – 1998. – Vol. 7, No. 2. – P. 114-118. 74. Lyka B., Amanatides E., Mataras D. Simulation of the Electrical Properties of SiH4/H2 RF Dis- charges//Japan. J. Appl. Phys. – 2006. – Vol. 45, No. 10B. – P. 8172–8176. 75. Sakai Y. Database in low temperature plasma modelling//Applied Surface Science. – 2002. – Vol. 192. – P. 327-338. 76. Ali M.A., Kim Y.-K., Hwang W., Weinber- ger N.M., Rudd M.E. Electron-impact total ioni- zation cross sections of silicon and germanium hydrides//J. Chem. Phys. – 1997.– Vol. 106, No. 23. – P. 9602-9608. 77. Grill A. Cold plasma in materials fabrication. – New York: IEEE Press. – 1994. – 192 p. ДИССОЦИАТИВНЫЙ РЕЖИМ ВЧ ЕМКОСТНОГО РАЗРЯДА НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ
id	nasplib_isofts_kiev_ua-123456789-98793
institution	Digital Library of Periodicals of National Academy of Sciences of Ukraine
issn	1999-8074
language	Russian
last_indexed	2025-11-26T00:17:47Z
publishDate	2006
publisher	Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України
record_format	dspace
spelling	Лисовский, В.А. 2016-04-17T19:40:46Z 2016-04-17T19:40:46Z 2006 Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України / В.А. Лисовский // Физическая инженерия поверхности. — 2006. — Т. 4, № 3-4. — С. 143–168. — Бібліогр.: 77 назв. — рос. 1999-8074 https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98793 533. 915 В данной работе представлены результаты экспериментального исследования ВЧ емкостного разряда в SF₆, NF₃ и SiH₄ низкого давления. У роботі наведено результати експериментального дослідження ВЧ ємнісного розряду у SF₆, NF₃ та SiH₄ низького тиску. This paper presents the results of experimental studying rf capacitive discharge in low-pressure SF₆, NF₃ and SiH₄ . . ru Науковий фізико-технологічний центр МОН та НАН України Физическая инженерия поверхности Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления Дисоціативна мода вч ємнісного розряду низького тиску Dissociative mode in low-pressure rf discharge Article published earlier
spellingShingle	Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления Лисовский, В.А.
title	Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления
title_alt	Дисоціативна мода вч ємнісного розряду низького тиску Dissociative mode in low-pressure rf discharge
title_full	Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления
title_fullStr	Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления
title_full_unstemmed	Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления
title_short	Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления
title_sort	диссоциативный режим вч емкостного разряда низкого давления
url	https://nasplib.isofts.kiev.ua/handle/123456789/98793
work_keys_str_mv	AT lisovskiiva dissociativnyirežimvčemkostnogorazrâdanizkogodavleniâ AT lisovskiiva disocíativnamodavčêmnísnogorozrâdunizʹkogotisku AT lisovskiiva dissociativemodeinlowpressurerfdischarge

Диссоциативный режим ВЧ емкостного разряда низкого давления

Репозитарії

Схожі ресурси