根据本发明，提供一种从等离子体在衬底上沉积膜的设备，其包 含罩壳，设置在该罩壳内的多个等离子体发生器单元以及同样在该罩 壳内的用于支撑衬底的装置，每个等离子体发生器单元包含具有从其 发射微波的末端的微波天线，设置在所述天线末端的区域中而且与其 一起限定出电子回旋共振区域的磁体，在该电子回旋共振区域中可以 通过分布式电子回旋共振(DECR)生成等离子体，以及具有膜前体气 体或等离子体气体出口的进气单元，设置该出口以使气体朝向从微波 天线来看位于磁体之外的膜沉积区域，该出口位于最靠近膜沉积区域 的磁体的末端上方，并且因此位于此处限定的热电子约束包络体之中 或之上。
“热电子约束包络体”的定义首先要求定义“热电子约束区”。 热电子约束区是其中捕集热(快)一次电子的那些区域。这些是其中 电子在相反极性的两个相邻磁极之间振荡的区域，这两个磁极可以是 单一磁体的两极(以下称为“内磁极”)或两个相邻磁体的磁极(以 下称为“间磁极”)，其中满足绝热近似条件(相对于磁场梯度Larmor 半径小)，以及其中电子通过穿过满足ECR耦合条件的区域而获得能 量。
磁体和热电子约束区限定出热电子约束包络体。这是磁体阵列包 络体的容积，该包络体平行于磁体磁轴在两个方向上扩展并且扩展距 离使得磁体间区域(如果有的话)延伸超过磁体末端，以及垂直于磁 体磁轴在所有方向上扩展并且扩展距离使得磁体内区域延伸超过磁体 的朝外表面。
在本发明的一个优选方面，气体出口位于由垂直于磁体磁轴延伸 的磁体包络体的体积中，但是忽略磁体间区域(如果有的话)延伸超 过最靠近衬底的磁体端部的距离。这样的效果是气体在离开气体出口 后必须流过磁体阵列的至少一部分。更优选地，气体出口位于磁体包 络体中，不考虑前述延伸中的任一者。
在本发明另一个优选方面，定位气体出口以使得气体必须流过磁 体的整个长度。例如，根据本发明所包括的可能性之一，当气体出口 位于该约束包络体上方而不是位于该包络体之中时，情况将会如此。
在本发明的一个优选方面，定位气体出口以使得从其引导的气体 在它离开该出口后必须行进至少一个平均自由程的距离，然后离开热 电子约束区。
此外，在本发明的另一优选方面，定位气体出口以使得从该气体 出口引导的气体在它离开出口后必须行进如下距离然后离开热电子约 束区，所述距离等于该区域离膜沉积区域最远的边界到该区域最靠近 膜沉积区域的边界之间距离的至少一半。
用于本文时，应当理解提及设置出口以将气体引向膜沉积区域不 仅包括其中使气体直接瞄准该区域的情形，而且包括其中该区域完全 处于从出口开始并在来自该出口的气流方向上延伸的线和与其成直角 并穿过该出口的线之间所限定的角度内的任何情形。在上述情况下， 从出口出来的气流将会具有朝着所述区域的所有部分的矢量分量。
可以注意到尽管EP-1075168在其图6中显示其中进气出口位于 等离子体区域中的等离子体激发装置，但是该位置非常靠近该区域的 下边界，以至于在那里不能获得本发明所实现的效果。

在附图中：
图1是显示如EP-1075168中描述和显示的等离子体产生设备的 概略正视图，省去另外在图4a-4d中所示的引入和抽出气体的装置；
图2是图1设备的俯视图；
图3显示等离子体发生器的天线、等离子体发生器的磁体、气体 注入管和衬底支架之间的尺寸关系；
图4a-4d显示将气体引入该设备和从设备中抽出气体的四种方 式，其中图4a-4c任一种的设置可以用于本发明中，只要选择适当的 尺寸即可，以及出于比较目的而包括图4d的设置；
图5a-5d是其中多种膜性能相对引入气体之处和衬底之间的距离 绘制的坐标图；
图6是其中膜沉积速率相对该距离绘制的坐标图；
图7a和7b概略示出在具有四个等离子体发生器的特定反应器中 磁体和气体注入器的设置。
图8a-8e是显示注入-中部等离子体距离对各种参数的影响的坐 标图；和
图9a和9b显示两种可能的磁体构造的热电子约束包络体。

图1和2显示相对于其上要沉积膜的衬底产生等离子体的设备。 该设备包含概略表示并装配有进气装置和气体泵吸装置(图1中未示 出)的密封罩壳1，它使得要电离或离解的气体的压力能够根据气体 性质和激发频率保持在期望的值，该值例如可以是约10-2至2×10-1 Pa。然而，可以使用小于10-2Pa(比如低至10-4Pa)，或高于2×10-1 Pa(比如高达5×10-1Pa，乃至1Pa或更大)的气体压力。例如，泵 吸可以由1600 1/s Alcatel Turbo-分子泵进行，它用来从罩壳中抽 出气体。
使气体在质量流量控制器(MFC)的控制下从适当的气体源、例 如压力气瓶进入罩壳。该气体例如可以包含SiH4作为膜前体气体，或 者在上面关于无定形硅的沉积提及的其它气体中的一种。除了膜前体 外，还可以引入诸如He、Ne或Ar的非反应性稀释气体，诸如氢、氮 或氧的反应性气体，或诸如乙硼烷、三甲基硼或膦的掺杂剂气体。通 常，任何这些其它气体通过与膜前体气体相同的端口、作为与它的混 合物引入罩壳中，然而它们可以分别引入。供气系统应当确保适当的 气体流量进入反应器中，其通常为1-1000sccm(标准立方厘米/分钟)。
气体的注入口一般由插入沉积室的单根管子或多根管子构成。该 管子、或者存在多于一根的话则每根管子可以由格栅延伸，从而确保 沉积室内气体的更均匀分布。可以在反应器中的任何地方进行注入， 但是优选将膜前体气体引向衬底表面。一种称为“点”注入的进行注 入的方法概略示于图4a中。在这种设置中，通过管子、或多根管子 20(显示的是2根)中引入膜前体，每根管子的出口21位于热电子约 束包络体(由虚线表示)和衬底表面并且指向该表面。图4a还显示了 引出端22，通过它泵吸出未反应的和离解的气体。图4a的其它特征 在下面参照图1所示的设备描述。其它特别感兴趣的注入设置为通过 具有位于热电子约束包络体“内部”的出口31(图4b)或格栅40(图 4c)的管30供给气体的设置。在图4c中气体离开的位置由箭头表示， 应理解的是该格栅垂直于纸平面而且横向地延伸，以便存在遍布于整 个热电子约束包络体上方的注入点。作为比较，另一种不适合用于本 发明而且称为“体积”注入的注入设置示于图4d中。这里气体在与衬 底和热电子约束包络体都显著隔开的位置或多个位置(显示的是两个) 处、而且在远离衬底的方向上进入沉积室。图4d显示这通过具有出口 51的管50实现。
等离子体室装配有衬底支架10，它显示为该设备的固定部件。衬 底支架的一个作用是加热衬底至所需的沉积温度。这通常为室温与 600℃之间，在沉积无定形硅的情况下优选超过200℃，更优选为225 ℃-350℃。这里提及的温度是实际的衬底温度，与可以通过测量衬底 支架的温度而测得的标称衬底温度不同。该区别的重要性进一步论述 于上文所述的我们在与本申请相同日期提交并且题为“Method for forming a film of amorphous silicon by deposition from a plasma” 的共同待决的申请中(我们的卷号G27558EP(欧洲专利申请No. 06301114.2))。
将其上具有至少一个衬底14、任选具有多个所述衬底的载板12 可移动地安装在支架10上，以便可以将它与要涂覆的衬底一起带进室 内，并在进行涂覆之后将其与衬底一起从室中取出。然而，作为替代 可以用导热胶将衬底直接粘在衬底支架上。这改善衬底与衬底支架之 间的热接触，否则在低压条件下难以实现该热接触。这进一步论述于 我们在与本申请相同日期提交并且题为“Method for forming a film of amorphous silicon by deposition from a plasma”的共同待决 的申请中(我们的卷号G27558EP(欧洲专利申请No.06301114.2))。 在这种情况下需要在沉积过程之前将支架与其衬底一起引入罩壳中并 且事后从中取出。不用胶粘的话，一种设法改善衬底加热的方式是在 低压膜沉积步骤之前存在其中用相对高压力(通常约100-200Pa)的 气体填充罩壳的步骤。该高压气体提供跨越衬底与加热支架间可能存 在的任何间隙的热传递，确保衬底的初始加热。另一种可能性是在衬 底与衬底支架间放置导热碳膜。可以通过使热流体在衬底支架内循环 而加热它，但是作为替代可以通过衬底支架中内嵌的电加热电阻器实 现加热。然而，作为替代，可以直接加热衬底，例如通过使用红外灯 加热。
衬底支架的另一个作用是容许衬底表面的极化以便控制朝向衬 底的离子的能量。极化可以用RF电压源或用DC电压实现而且需要衬 底支架对地电绝缘。通过将电绝缘的衬底支架与合适的RF或DC发生 器16相连而实现极化，在RF极化的情况下使用合适的匹配电路。当 在绝缘衬底上或在预先沉积于衬底(其可以是绝缘的或非绝缘的)上 的绝缘层上沉积时，优选使用RF发生器。当在导电衬底或在预先沉积 于导电衬底(可以导电或不导电)上的导电层上沉积时，可以通过与 衬底表面具有合适电连接的RF或DC发生器施加偏压。在一种具体实 施方案中，用经由自动调谐盒与衬底支架相连的13.56MHz Dressler 发生器施加RF偏压。即使当使用RF发生器时，由于等离子体中的环 境，衬底表面上所得的偏压也包含DC偏压分量。关于这如何发生的解 释可以参见以下文献中完全不同的等离子体工艺的说明内容：Suzuki 等人，“Radio-frequency biased microwave plasma etching technique：A method to increase SiO2 etch rate”，J.Vac.Sci. Technol.B3(4)，1025-1033，七月/八月1985。
等离子体产生设备I具有一系列彼此隔开并位于衬底附近的独立 等离子体激发装置E，从而一起运行以产生对于衬底均匀的等离子体。 各个独立的等离子体激发装置E包含细长的微波能量施加器4。每个 施加器4一端与各自的微波能量源相连，所述微波能量源位于罩壳1 外部。然而，作为替代，单个微波能量源可以向所有的施加器4供给 微波，或者可以存在数量上少于施加器数目的多个能量源。例如，一 排十六个施加器可以方便地由两台2.45GHz微波发生器供给，该发生 器各自具有2kW最大功率并且各自经由功率分配器和各自的铁芯调谐 器供给八个施加器。每个施加器4有利地是被同轴管4’环绕的管形 式，从而使得微波能量能够传播到其自由端同时避免辐射微波，和减 少施加器之间的微波耦合。为了确保微波能量适当传递到等离子体中， 每个施加器优选配备使反射功率减到最少或至少减小该反射功率的匹 配装置。
每个微波施加器4的自由端与至少一个永磁体5相连。每个磁体 的磁轴(优选)与磁体本身的长轴平行。在这种设置的一种特定形式 中，所有等离子体激发装置的磁体在相同方向上定向(单极构造)， 也就是它们所有的北极在顶部且它们所有的南极在底部，反之亦然。 在另一形式中，各极中的一些在顶部以及各极中的一些在底部(多极 构造)。后者的一个实例为如下阵列，如图2从一端观看并且沿着装 置的任何给定的行或列，相继遇到交替极性的极。另一实例为给定行 (或列)中的所有磁体具有相同极性，但是列(或行)具有交替极性。 然而，还可以使用其中磁体的磁轴并不平行于磁体本身的长轴的设置， 只要存在磁场的磁力线平行于微波传播矢量的显著区域即可。为了确 保存在其中可以发生ECR衰减的显著区域，这是必要的。
如上所述，图7a和7b显示了两种特定磁体构造的热电子约束包 络体。在每张图中由粗线绘制的平行六面体表示该约束包络体。图7a 示出完全多极构造的情况，其中每个磁体与它的居间近邻中的每一个 都相反放置。图7b示出同极构造的情况，其中所有磁体相同取向。对 于其它磁体构造，例如其中在给定行中的所有磁体具有相同取向、但 是邻接行具有彼此相反取向的构造，可以构建合适的包络体。
图3概略显示图1的天线之一、及其相应磁体连同衬底支架，而 且显示了当这些部件处在用于得出下面所给结果的测试设备中时它们 的尺寸。要理解的是用于本发明设备中的尺寸可以极大地变化，而且 决不限于所示的尺寸。从下面所述的内容将清楚所述尺寸对所得结果 的重要性。
图5a-5d是显示对于点、管和格栅注入，它们全都涉及朝着衬底 以100sccm(标准立方厘米每分钟)的流量注入膜前体气体(SiH4)， 膜的多种材料性能如何随膜前体气体注入反应器的位置变化的坐标 图。在这些图中，性能相对注入管出口与衬底之间的距离作图，尽管 正如在下面将会进一步说明的，看来似乎更重要的是注入管出口相对 于热电子约束包络体的位置。
通过光谱技术表征材料。椭偏光谱法是测量材料分散函数的技 术，并且可以用于测定诸如膜厚度、材料带隙和无序参数的材料性能。 膜的伪介电函数εi(介电函数的虚部)也从该方法中得到。该函数的 最大值εi(max)与材料在2eV下的折射率相关，而且这又是膜密度的 良好量度。通过椭偏光谱法进行测量的方法描述于A.Fontcuberta i Morral，P.Roca i Cabarrocas，C.Clerc，“Structure and hydrogen content of polymorphous silicon thin films studied by spectroscopic ellipsometry and nuclear measurements”，PHYSICAL REVIEW B 69，125307/1-10，2004。
图5a显示当注入点的位置更加远离衬底以及由此更靠近高密度 等离子体区域或在其中时，膜的密度增大。作为比较，对于用涉及远 离衬底进行注入的体积注入沉积的膜测得的εi(max)值处于 20.8-21.7之间。
无序参数没有显示出随注入系统位置的任何显著变化(图5b中 观察到的变化归因于噪音)。作为比较，对于用体积注入沉积的膜， 无序参数为2.16。
类似地，材料带隙随注入系统的位置变化不大，但是当注入出口 靠近衬底时呈现最大值。然而，对于点、管和格栅注入在任何位置所 测得的所有带隙值都小于、即优于对照值，该对照值为通过体积注入 沉积的膜所测得的值(1.89-1.96eV)。
FTIR(傅立叶变换红外)吸收容许确定膜中氢键的种类。2000 和2090cm-1处的吸收峰分别是SiH和SiHx(x＞1)键的特征。第二个峰已 知是a-Si:H的降解造成的(即Staebler Wronsky效应)。从图5d 中可以看出用不同高度的注入格栅沉积的膜的FTIR谱相似。则格栅位 置对膜的性质没有影响。关于点和管注入据预期同样如此。
为了总结图5a-5d中给出的数据，通过增加衬底与气体注入点之 间的距离，由εi(max)值反映的膜材料的密度增大，由此得到改善， 同时无序参数、材料带隙和归一化吸收基本上不受其影响。
虽然除了密度外材料性能随注入系统的高度变化不大，但是当注 入点的位置更远离衬底时沉积速率极大地提高。图6涉及如下配置， 其中，使用图3的符号，d1为100mm，d4为32mm，天线下端与磁体上 端之间的间隙为3mm。在磁体表面的磁场为1200高斯。图6是沉积速 率相对注入点与衬底上表面之间的距离d2的坐标图。从图6中可以看 出，当d2从20mm增加到127mm时，沉积速率从14/s提高到38/s。 考虑到上述尺寸，可以看到在较大的d2值下，膜前体气体直接在天线 之间、并且因此在热电子约束包络体中或稍微在其上方注入。该区域 内捕集的热电子在使通过该区域朝着衬底注入的前体气体离解方面非 常有效，而且注入的方向也产生活化物质从高密度等离子体区域向衬 底的流动。该观察结果暗示大的d2值可能不是那么关键，但是注入点 相对于热电子约束包络体的位置可能是关键。这在下面进一步论述。 作为比较，发现通过体积注入沉积的膜的沉积速率为15-21/s。
进行一些另外的沉积试验以确定距离d1和d2的相对重要性。这 些数据在以下部分呈现。
在只有4个等离子体发生器的反应器(参见图7a和7b)中进行 这些试验。从顶部看，中央的等离子体发生器G1和周围的发生器之一 P1具有SN极性(北极朝下)。另外两个周围天线P1和P3具有NS极 性(南极朝下)。黑点IP表示前体气体注入点的位置(图7a)。
磁体底部与衬底支架间的距离d1以及注入点与衬底支架间的距 离d2都进行改变，因此注入点与高密度等离子体容积的中部(取作穿 过磁体中心的水平面)之间的距离d3改变。
对于这些试验，恒定的沉积条件如下：
-硅烷流量85sccm
-偏压-60V
-每根天线上供给的功率125W
-衬底用Ag胶直接粘结在载板上，如同我们在与本申请相同日 期提交并且题为“Method for forming a film of amorphous silicon by deposition from a plasma”的共同待决的申请(我们的卷号 G27558EP(欧洲专利申请No.06301114.2))中所述的那样
-衬底温度235-240℃
试验的不同距离为：
-d1：10cm，且
○d2＝8.2、12.2和16cm，对应于在高密度等离子体容积的中 部之下3.6cm、0cm和之上4.3cm的注入
-d1：14cm，且
○d2＝12.2、16和19.6cm，对应于在高密度等离子体容积的中 部之下3.6cm、0cm和之上3.9cm的注入

注意到当正好在热电子约束包络体中部(磁体中部)进行注入时 d3的值等于0。在热电子约束包络体下方进行注入的话它将取负数值， 而在热电子约束包络体上方进行注入的话它会取正数值。
在每一沉积期间涂覆两种玻璃试样。试样1(在上表中试样索引 号的最后的数字由1标明)直接放在注入管下方，而第二种试样(试 样2)并不直接在管子下。
由于对于每个d1值，通过在热电子约束包络体中心之上、之中 或之下的相似距离处注入而进行沉积，通过着眼于d1和d3对材料性 能的影响可以进行分析。
在下表中给出最有影响的参数，在其中可以看出最重要的参数并 非总是相同，而且d1和d3并非总是同时影响给定参数。
  特性   首要影响   次要影响   沉积速率   d1   d3   表面粗糙度   d1   带隙   d3   无序参数(C)   d1   介电函数的虚部εi(max)   d1
将用于生成图6的数据与刚才所述的实验的沉积速率数据结合， 并且图解示于图8a中。在该图中注入-中部等离子体距离d3对沉积速 率的影响清楚可见。
图8b显示距离d3对εi(max)的影响，而且表明当d3从大的负数 值经过0到正数值时，该εi(max)改善(增大)。当考虑材料带隙时， 上表中的数据显示距离d3具有如同从图8c中可以看出的大的影响。 这表明优选在等离子体上方注入，因为这产生具有较小带隙的材料。 将表中关于带隙的数据与图5c的数据结合，(参见图8d)十分清楚 地看到距离d3的影响。
显然趋势为通过至少在高密度等离子体区域之中以及甚至在其 上方(并且因此更加远离衬底)注入来实现更好的材料带隙。
作为上表主题的试样的少数载流子扩散长度Ld在图8e中相对d3 绘出。该图显示Ld受距离d3影响，而且存在通过在高等离子体密度 区域之中或甚至在它上方注入而增大(改善)扩散长度的趋势。
总之，为了实现高品质材料的高沉积速率，应当朝着衬底以短的 天线-衬底距离d1和大的注入衬底距离(由此大的注入-中部等离子体 距离d3)进行膜前体气体注入，使得气体注入至少发生在热电子约束 包络体之中且优选发生在它上方。