筒形濺射陰極的磁場優化及其高功率放電特性研究*

李體軍 崔歲寒 劉亮亮 李曉淵 吳忠燦 馬正永傅勁裕 田修波 朱劍豪 吳忠振?

1) (北京大學深圳研究生院新材料學院，深圳 518055)

2) (香港城市大學物理與材料科學系，香港 999077)

基于高功率脈沖磁控濺射(HiPIMS)技術開發的筒形濺射陰極, 配合電磁系統可有效地提升等離子體的輸運效率.然而電磁系統的引入反作用于筒內放電特性, 從而使靶面放電面積和放電強度無法同時維持.鑒于此, 本文通過調整磁場布局, 研究了靶面切向(橫向)磁場和法向(縱向)磁場對靶面放電的作用規律, 優化后靶面切向磁場分布更加均勻, 磁場強度高于40 mT 的靶面區域占比由51%增至67%, 同時法向峰值強度外移, 強度由73 mT 增至96 mT.采用Ar/Cr 體系放電發現：相同工藝條件下, 優化后的濺射陰極輝光變亮, 靶電流增大, 放電面積變寬, 放電特性得到顯著提升.利用等離子體整體模型仿真和發射光譜儀檢測發現優化后離子電流和光譜強度得到明顯提升, Cr 粒子密度提高一倍, 增至2.6 × 1020 m–3, 且離化率上升至92.1%, 同時輸出離子通量提高近一倍, 實現了靶面放電與離子輸出的雙促進.

1 引 言

高功率脈沖磁控濺射(HiPIMS)技術[1]的等離子體離化率高[2], 制備的薄膜組織致密[3]、結合強度高[4]、力學性能優異[5], 但受困于放電不穩定[6]和沉積速率低[7]的問題.基于HiPIMS 技術開發的筒形濺射陰極能夠將放電限制在筒形結構內部, 從而避免由于放電不穩定產生的“金屬液滴”沉積影響薄膜質量[8], 同時配合電磁系統引導等離子體向基片輸運, 提高了薄膜沉積速率[9].然而, 電磁系統的引入與陰極原有磁場產生相互作用, 使放電面積或強度產生大幅度減弱, 進而削弱沉積效率[10].

一般來說, 磁場可對放電等離子體中遠離靶面的電子起到約束作用, 從而增加靶前等離子體密度, 增強放電[11], 但若其磁場強度過大, 也會抑制離子向工件輸運, 從而影響沉積效率[12].故對于磁控濺射來說, 通過磁場調控輝光放電來實現放電與輸出的協調, 就需要一方面優化磁場強度, 實現磁場對放電的有效控制, 另一方面盡可能增加磁場均勻性, 提高放電面積[13], 從而實現穩定的放電和高效的輸出.隨著HiPIMS 放電峰值功率的提高, 放電等離子體中電子能量成倍增加, 電子逃逸加快,從而破壞了原有的磁電耦合, 故進一步提高靶面的磁場強度成為必然[12,14].?apek 等[15]研究了磁場強度對不同靶材料放電波形的影響, 發現通過調整磁場大小可以有效地實現穩定的HiPIMS 放電.Ganesan 等[16]研究了磁場分布對靶面放電的影響, 發現通過擴寬磁場的分布可以有效地提高HiPIMS的放電面積.在筒形結構陰極中放電, 類空心陰極效應使得放電更加穩定, 不同脈沖內的放電重復性提高, 但電磁系統的增加, 反作用于原陰極磁場,進而影響放電和輸運[17].

鑒于此, 本文以筒形濺射系統為研究對象, 研究筒形源與電磁系統在HiPIMS 放電過程中的相互作用, 并通過新型磁鐵布局作用于筒形源磁場與電磁系統磁場, 實現放電與輸出的雙促進.結果表明: 通過磁場優化, 筒形陰極內壁仍能保持較大的放電面積和放電強度, 大量等離子體在離開放電區后聚集, 并形成較大束流向外輸運, 等離子體密度、離化率以及沉積效率同時大幅度提高.

2 實 驗

2.1 磁場仿真

筒形濺射陰極的結構如圖1 所示, 主要包含筒形陰極和電磁系統兩個部分.其中筒形陰極包含一組磁極相反的永磁鐵, 電磁系統置于筒形陰極兩側, 由直徑為5 mm 的銅導線纏繞而成.仿真采用柱坐標體系, 圖中z 軸表示筒形濺射陰極的中心軸線[12].仿真區域的總磁場強度B(T)為電磁場強度Bcoil和永磁場強度Bmagnet的矢量和, 如下式所示, 其中Bcoil和Bmagnet可分別通過方程組(2)和方程組(3)求得

圖1 筒形濺射陰極結構示意圖Fig.1.Schematic diagram of the cylindrical cathode.

其中Hcoil(A/m)為電磁線圈的磁場強度; J (A/m2)為電流密度; Ncoil, Acoil(m2)和Icoil(A)分別為電磁線圈的匝數、截面積和電流; Hmagnet(A/m)為永磁鐵的磁場強度; Vmagnet(A)為永磁鐵的磁標勢;μ0= 4π × 10–7N/A2為真空磁導率; μr為相對磁導率; e = 1.6 × 10–19C 為單位電荷[18].

2.2 放電仿真

利用粒子網格/蒙特卡羅法(particle in cell/Monte Carlo collision, PIC/MCC)對優化前后的筒形濺射陰極進行等離子體放電仿真[19,20].計算過程中, 屏蔽罩為陽極并設置為接地, 靶材為陰極, 電壓為–800 V, 背景放電氣體為Ar 氣, 溫度為300 K,氣壓為1.0 Pa.初始電子和Ar+的密度設置為1 ×1014m–3, 仿真過程中仿真區域中分別隨機取3600個仿真Ar+離子和仿真電子, 能量滿足Maxwell 分布, 每個粒子代表2 × 106個實際粒子.由于仿真區域為規則的矩形, 初始時刻將仿真區域劃分成多個尺寸為1 mm × 1 mm 的正方形網格.模型考慮簡單的Ar 氣放電過程, 具體反應如表1 所列, 其二次電子發射系數由Trim 軟件計算獲得.此外,仿真過程中考慮仿真粒子的三維速度, 模擬計算時間步長為1 × 10–12s, 并且于每個步長之后都通過泊松方程計算等離子體的自洽電勢[10].

2.3 放電測試

放電測試在尺寸為600 mm × 600 mm × 500 mm 的真空腔內進行, 所用電源為Melec GmbH復合高功率脈沖磁控濺射電源, 輸出電壓為: 600—1000 V, 脈沖頻率: 50 Hz, 脈沖寬度: 300 μs.濺射靶為Cr 靶(99.5%), 靶內徑: 120 mm, 外徑: 132 mm,高: 46 mm.本底真空: 1.0 × 10–3Pa, 放電氣壓:1.0 Pa, 濺射氣體為Ar(99.99%).

使用Tektronix TDS1012 BSC 示波器采集靶電壓及靶電流曲線, 為優化測試信號, 測試時將測試電壓及電流縮小100 倍, 同時進行64 倍平滑.采用自主設計的等離子體發射光譜儀檢測陰極軸心處等離子體的光譜強度, 自主搭建的等離子體電流測試裝置測量離子電流, 具體的通過在真空腔室內放置厚度為0.5 mm, 直徑為40 mm 的不銹鋼片, 一端串聯一個1 Ω, 100 W 的電阻, 并對不銹鋼施加–100 V 的偏壓, 通過示波器測試電阻兩端的電壓差獲得離子電流[8].

3 結果與討論

3.1 耦合磁場優化

圖2(a)和圖2(b)分別展示了電磁系統線圈電流對筒形陰極靶面切向磁場強度Bz和法向磁場強度Br的作用.為方便描述, 將電磁場方向與筒形陰極中永磁場方向相同時的線圈電流定義為正電流, 方向相反時的電流定義為負電流.以前的研究表明, 靶面切向磁場強度Bz大于等于40 mT 的區域更容易發生等離子體放電, 本文將此區域定義為有效磁場區域.圖2(a)中紅色虛線表示切向磁場強度Bz等于40 mT, 紅色虛線與每條曲線形成兩個交點, 交點間的距離表示有效磁場區域的寬度.如圖2 所示, 當線圈電流由0 A 變為15 A 時, 電磁場對陰極磁場產生壓縮, 靶面切向磁場強度Bz增大, 導致靶面有效面積變寬, 筒內放電加強,但靶面兩側法向磁場強度Br強度減小, 對電子約束作用減弱, 導致大量電子從兩側逃逸, 等離子體難以形成積累, 此時雖陰極的放電面積增大, 但等離子體密度產生大量衰減[12].當線圈電流由0 A變為–15 A 時, 電磁場對陰極磁場產生拉伸, 靶面切向磁場強度Bz減小, 導致有效磁場區域變窄,此時靶面放電面積減小, 放電強度稍微減弱.但靶面兩側法向磁場強度Br增大, 阻止了電子向兩側的擴散損失, 有助于電子密度向筒內中心區積累,彌補切向磁場下降造成的放電損失, 形成仍然較強的放電, 但Br的增大也嚴重阻止了等離子體向兩側的輸運, 離子束流面積減小, 沉積效率無法進一步增強.

考慮到線圈電流–15 A 時放電的強化效果, 選擇在此條件下對陰極磁場進一步的設計, 在保證放電強度的同時, 進一步增大放電面積, 進而提高沉積束流強度, 提高沉積效率.初始筒形陰極的磁場結構如圖3(a)所示, 在線圈電流為–15 A 的條件下, 筒內磁感線分布情況如圖3(d)所示.由于電磁場的磁極方向與相鄰的永磁鐵磁極方向相反, 二者之間形成磁感線回路, 因此兩組永磁鐵之間形成的磁感線密度減小, 導致切向磁場強度Bz的減小.為補償靶面切向磁場強度Bz, 在兩組永磁鐵中間增加一組橫向磁鐵, 如圖3(b)所示, 為方便描述,將其定義為中央磁鐵.圖3(e)為仿真得到的磁感線分布, 可見中央磁鐵N 極和S 極之間形成的磁場對永磁鐵之間形成的磁場向上擠壓, 使得靶面的磁感線密度得到提升, 從而使放電強度得到保證.同時, 在電磁系統與陰極磁鐵之間增加一組與相鄰永磁鐵磁極相同的小磁鐵, 如圖3(c)所示, 為方便描述, 將其定義為同極小磁鐵.可以看出同極小磁鐵與電磁場之間形成了磁感線回路, 使電磁場對陰極磁場的影響大幅減弱, 如圖3(f)所示.

圖2 線圈電流對靶面磁場的作用規律 (a) 對切向磁場強度Bz 的影響; (b)對法向磁場強度Br 的影響Fig.2.Effects of coil current on the target magnetic field: (a) Tangential magnetic field strength Bz; (b) longitudinal magnetic field strength Br.

圖3 –15 A 條件下筒形濺射陰極磁鐵排布示意圖及其內部磁感線分布 (a), (d)優化前; (b), (e) 增加中央磁鐵; (c), (f)含有中央磁場和同極小磁鐵Fig.3.Magnet arrangement and magnetic induction lines distributions in the cylindrical cathode under –15 A: (a), (d) Before improvement; (b), (e) with the central magnets; (c), (f) with the central magnets and dipole magnets.

圖4 中央磁鐵磁極強度對靶面磁感應強度的影響 (a) 對切向磁感應強度Bz 的影響; (b) 對法向磁感應場Br 的影響Fig.4.Effects of central magnets strength on magnetic induction lines distribution of target surface: (a) Tangential magnetic field strength Bz; (b) longitudinal magnetic field strength Br.

為獲得最優的放電特性, 分別對中央磁鐵和同極小磁鐵得磁極強度和位置進行優化.選擇同極小磁鐵磁極強度200 mT, 中央磁鐵距靶后端面76 mm時, 靶面切向和法向磁感應強度隨中央磁鐵磁極強度的變化如圖4(a)和圖4(b)所示.隨著中央磁鐵的磁極強度由0 mT 增至400 mT, 靶面切向磁場強度Bz的峰值大幅上升, 由55 mT 增至85 mT.而紅色虛線(Bz= 40 mT)與各切向磁場曲線的交點位置無明顯變化, 坐標分別為z =7 和33 mm, 表明中央磁鐵對有效磁場區域沒有明顯作用, 只是顯著提升有效區域內切向磁場強度.根據下式[21]可知,

在電子溫度Te(V)和霍爾系數ωτ 變化較小的條件下, 電子的擴散系數DBohm(m2/s)與靶面的平均切向磁感應強度 Bz成反比, 因此可以推斷, 靶面電子密度隨中央磁鐵磁極強度上升, 放電強度顯著增強.在中央磁鐵強度由0 mT 增至400 mT 的過程中, 法向磁感應強度Br也上升, 由85 mT 增至100 mT, 表明電子從靶面兩側逃逸靶面難度增大,但其峰值位置不變, 均出現在坐標z = 2 和38 mm處, 說明放電寬度未發生明顯變化.為了保證較高的靶面磁場感應強度, 將中央磁鐵磁極強度取為400 mT.

固定中央磁極強度400 mT, 其距靶后端面76 mm 時, 同極小磁鐵磁極強度對靶面磁場的影響如圖5 所示.隨著同極小磁鐵磁極強度由0 mT增至400 mT, 靶面切向磁感應強度Bz的峰值由78 mT 增至92 mT.此外, 紅色虛線(Bz= 40 mT)與各切向磁場曲線的交點位置分別向兩側移動, 其間距逐漸由24 mm 拓寬至31 mm, 表明切向磁感應Bz的有效寬度明顯增大, 意味著等離子體放電區域增大, 并伴隨著靶面的放電面積拓寬.圖5(b)所示為同極小磁鐵磁極強度對靶面法向磁感應強度Br的影響, 隨著同極小磁鐵強度由0 mT 增至400 mT, 靶面邊緣的法向磁感應強度Br也進一步增強, 其峰值強度由89 mT 增加至112 mT.同時,法向磁感應強度Br峰值位置向靶面的邊緣移動,坐標分別由z = 4 mm 和z = 36 mm 外移至2 mm和38 mm, 峰值間距寬度的增幅占靶面總寬度的8%, 意味著靶面可利用的放電面積將進一步增大.值得注意的是, 此時靶面中央的法向磁感應強度基本不變, 即同極小磁鐵對靶面有效區域的磁感線弧度幾乎沒有影響, 說明隨著同極小磁鐵磁極強度增強, 同極小磁鐵與電磁系統之間形成的磁感線聯系逐漸增強, 從而抑制了電磁系統對陰極磁鐵的拉伸作用, 有效地保證了靶面的磁場強度.為了保證切向磁感應Bz有效區域的寬度, 將同極小磁鐵磁極強度定為400 mT.

在添加中央磁鐵和同極小磁鐵后, 靶面切向磁感應強度Bz和法向磁感應強度Br分布均得到明顯提高.然而此時, 靶面切向磁感應強度Bz的峰值達到110 mT, 相對放電等離子體來說過高, 從而抑制了等離子體向外擴散, 降低沉積效率.且磁感線形狀呈圓滑的上凸狀, 會降低等離子體分布均勻性, 并引起靶面局部刻蝕[22,23].根據Qiu 等[24]的研究, 當切向磁感應強度Bz的曲線形狀近似矩形時, 靶面刻蝕最均勻.為調整靶面切向磁場形狀,研究了中央磁鐵與靶面的距離對切向磁感應強度Bz的作用, 如圖6 所示.隨著中央磁鐵到靶后端面距離由7.6 cm 增加至8.4 cm, 切向磁感應強度Bz的磁感線形狀逐漸由上凸變為下凹狀, 其峰值位置由最初靶面中央(z = 20 mm)處向兩側(z = 10和30 mm)處轉移, 最高磁場強度由110 mT 減弱至62 mT, 與HiPIMS 放電對應關系較好[25].隨著中央磁鐵到靶面距離的增大, 紅色虛線(Bz=40 mT)與切向磁感應強度Bz交點之間的距離有微弱增加, 表明放電面積略有增大.對比多組仿真數據后發現, 當中央磁鐵距離靶后端面8.2 cm 時,切向磁感應強度Bz的磁感線形狀最接近矩形, 因此將8.2 cm 定為中央磁鐵距靶后端面的距離.

圖5 同極小磁鐵磁極強度對靶面磁感應強度的影響 (a) 對切向磁感應強度Bz 的影響; (b) 對法向磁感應場Br 的影響Fig.5.Effects of dipole magnets strength on magnetic induction lines distribution of target surface: (a) Effects on tangential magnetic field strength Bz; (b) effects on longitudinal magnetic field strength Br.

圖6 中央磁鐵與靶后端面距離對靶面磁場強度的影響 (a) 對切向磁感應強度Bz 的影響; (b) 對法向磁感應場Br 的影響Fig.6.Effects of distance between the central magnets and the rear face of target on magnetic induction lines distribution of target surface: (a) Tangential magnetic field strength Bz; (b) longitudinal magnetic field strength Br.

磁鐵優化前后靶面切向磁感應強度Bz和法向磁感應強度Br的分布如圖7 所示.與原始情況相比, 優化后靶面的切向感應強度Bz明顯增強, 其有效寬度由24 mm 增至31 mm, 靶面占比由51%增至67%, 增幅為16%, 可顯著增大等離子體的放電面積和放電強度.同時, 靶面邊緣的法向磁感應強度Br的顯著增強且其峰值外移, 不僅能夠抑制電子從靶面兩側逃逸, 還有助于放電面積的進一步提高.為驗證磁場對放電的改進效果, 對優化前后的筒形陰極進行簡單的氣體放電仿真, 得到0.4 μs 時等離子體密度(Ar+)分布情況分別如圖7(e)和圖7(f)所示, 可見優化仿真區域內Ar+離子的密度分布產生明顯差異.與原始情況相比, 優化后放電區域內Ar+的分布范圍更廣, 靶面的放電面積更寬, 從z = 10 到40 mm, 總寬度為30 mm, 與磁場仿真結果中切向磁感應強度的有效區域一致.同時, 由于靶面約束電子的能力增強, 減弱了電子的逃逸, 增加了電子的回旋運動, 使得電離碰撞概率大幅上升, 因此經過相同的時間, 優化后的筒形陰極可獲得更高的等離子體密度和離化率[24,26].這表明相同工藝條件下, 優化后的筒形陰極更容易發生放電, 且筒內的放電強度顯著增大.

3.2 高功率放電特性研究

圖7 優化前和優化后靶面磁場分布及放電預測 (a), (b) 切向磁場Bz 分布; (c), (d) 法向磁場Br 分布; (e), (f) 0.4 μs 時放電Ar+離子密度分布Fig.7.The magnetic distribution of target surface and the discharge prediction before and after improvement: (a), (b) The tangential magnetic field strength Bz; (c), (d) the longitudinal magnetic field strength Br; (e), (f) the distributions of Ar+ ions at 0.4 μs.

圖8 靶面放電寬度及強度圖 (a)優化前和(b)優化后放電寬度; (c)優化前和(d)優化后放電輝光圖Fig.8.The etching width and plasma flow pictures: The etching width (a) before and (b) after the improvement; the plasma flow pictures (c) before and (d) after the improvement.

對優化前后的筒形濺射陰極進行放電測試, 結果如圖8 所示.可見相同實驗參數條件下(–800 V,1.0 Pa, 線圈電流–15 A), 優化后筒形陰極靶面的刻蝕區域顯著增大, 由23 mm 提升至28 mm, 相應的靶面占比由50%增至60.8%, 表明靶面放電面積得到明顯拓寬.圖8(c)和圖8(d)為輝光照片,可見優化后輝光強度明顯增強且輸出等離子體束流寬度增大, 與仿真結果基本一致.值得注意的是,優化后筒形陰極輝光區域延伸的距離更大, 表明等離子輸運距離更遠, 這一方面是由于靶面切向磁場增強, 導致靶面放電強度增大, 從而產生更多的等離子體, 即增加了筒形陰極出口處輸出離子密度;另一方面, 靶面端口處法向磁感應強度增大抑制了電子從筒形陰極靶面邊緣逃逸, 使得電子向中央軸處聚焦, 然后再由中央軸處向外擴散, 與此同時離子在電子的引導下沿中央軸向外輸運, 從而減小了等離子體的損耗, 增大了輸運距離.

圖9 為優化前后筒形陰極的靶電流與離子電流放電電壓的演化.靶電流符合HiPIMS 典型放電特征, 靶電壓施加后, 靶電流緩慢上升到達峰值,隨后緩慢下降, 直到脈沖結束后降至為零[27].電流達到峰值前主要是氣體放電階段, 電子與Ar 原子發生電離碰撞造成電子雪崩, 產生的Ar+在靶面發生濺射并生成二次電子, 使得靶電流快速上升[18].濺射產生的Cr 原子生成了金屬原子濺射風, 與Ar 原子發生碰撞使其溢出放電區域, 產生氣體稀薄效應[28], 導致等離子體中的Cr 元素成為放電區域的主要成分.隨著Cr 原子進一步電離生成Cr+和Cr2+離子, 自濺射過程大部分代替了氣體濺射過程[18].由于相同電壓下Ar+轟擊靶面的濺射產額大于Cr+離子, 且靶面溫度升高使得Cr 各組分擴散損耗加劇, 放電區域內等離子體密度開始逐漸下降, 減弱了離子在靶面的濺射強度, 最終導致電流達到峰值后緩慢下降[29].根據下面公式, 自濺射階段靶電流主要由離子濺射通量Гion(m–2·s–1)和靶面刻蝕面積ST(m2)決定[18]:

其中nion(m–3)為離子濃度; vion(m/s)為離子速度,其中離子速度在相同電壓下相差較小.對比圖9(c)和圖9(d), 可見相同電壓下, 優化后的靶電流得到顯著增加, 這一方面歸結于優化后靶面切向磁感應強度Bz得到增強且更為均勻, 使得靶面刻蝕面積ST顯著增大; 另一方面, 靶面邊緣法向磁感應強度Br顯著增強, 大幅提高了靶面對電子約束作用, 使得等離子體密度上升, 最終導致離子濺射通量的增大.優化后靶面電流到達峰值所需要的時間縮短,這是由于優化后磁場對電子的約束能力增強, 使得電子能夠更有效地在放電區域聚集, 靶面鞘層形成的速度更快, 從而使電流達到峰值所需時間變短.

圖9(e)和圖9(f)為優化前后離子電流隨靶電壓的變化情況, 表征沉積區域的離子數量.離子電流先緩慢上升達到峰值后緩慢下降, 直至脈沖結束后緩慢下降為零, 與靶電流的變化趨勢相同.隨著靶電壓的升高, 離子回吸程度增大, 導致脈沖結束后離子電流下降的速度隨電壓的上升而同步增大.通過對比優化前后的離子電流可以發現, 優化后離子電流增大, 達到峰值所需時間縮短, 這主要是由于優化后放電增強, 等離子體更快達到穩態, 從而離子可以更快地到達探針所在的區域.此外, 優化后離子電流達到峰后下降形成了一個穩定的平臺,與靶電流相似, 此時靶面處于金屬放電階段[30], 離子電流主要由金屬離子組成, 其持續時間直接影響著薄膜的沉積速率及薄膜質量[31].根據離子電流曲線, 由下式計算一個脈沖內到達探針的離子電荷量Q(C):

圖9 不同電壓下靶電壓、靶電流及離子電流 優化前的 (a)靶電壓、(c)靶電流及(e)離子電流曲線; 優化后的(b)靶電壓、(d)靶電流及(f)離子電流曲線Fig.9.Target voltage, target current and ion current curves under different target voltages: (a), (c), (e) Before the improvement;(b), (d), (f) after the improvement.

為進一步驗證輝光區域內等離子體的演變趨勢, 利用等離子體整體模型[20]對一個HiPIMS 脈沖內的Ar/Cr 放電過程進行了解析, 結果如圖10所示, 其中虛線和實線分別表示優化前和優化后.可見在一個脈沖時間內, Cr 元素各組分以Cr,Cr+和Cr2+的順序依次出現, 這是由各組分不同的生成機制決定的: 最初Cr 原子由氣體離子Ar+濺射靶材生成; 而Cr+需要由Cr 原子與電子的電離碰撞生成; 而Cr2+最后出現是基于部分Cr+發生的二次電離[18,28].Cr 原子密度隨時間的演變曲線呈現三個拐點, 0—25 μs 在Ar+濺射作用下快速上升并達到極大值, 此后由于大量的電離反應, Cr 密度逐漸下降并在50 μs 左右取得極小值.此后, 放電進入金屬放電階段, 自濺射過程幾乎取代了氣體濺射, 使得Cr 密度繼續上升最終達到穩定[23].注意到優化前后Cr 原子密度在氣體放電階段的變化趨勢幾乎完全一致, 表明此時體系內Ar+離子的氣體濺射強度基本相同.隨著電子的雪崩效應, 電子密度逐漸增加, 而優化后靶面兩側的法向磁感應強度Br和靶面切向磁感應強度Bz均增強, 進而束縛了電子逸散.因此, 優化后筒形陰極的電子密度大幅上升, 進而使Cr 原子、Cr 離子密度均成倍增加, 以Cr+離子為例, 其密度密度由1.2 × 1020m–3增至2.6 × 1020m–3, 增加了一倍有余.

圖10 (a) 金屬粒子濃度; (b) 離化率及電子溫度變化圖Fig.10.(a) Metal particle concentration; (b) ionization rate and electron temperature before and after the improvement.

圖11 中央軸處的原子發射光譜(OES)強度 (a) 優化前光譜強度; (b)優化后光譜強度Fig.11.The OES intensity at the center axis of cylindrical cathode: (a) Before the improvement; (b) after the improvement.

進一步處理得到放電區域內的金屬離化率和平均電子溫度, 其中金屬的離化率根據下式進行計算:

其中 αCr表示Cr 的離化率 ; nCr, nCr+, nCr2+分別表示等離子體體系中Cr 原子、Cr+和Cr2+的空間數密度.將圖10(a)中對三種粒子密度計算結果代入(8)式, 結果如圖10(b)所示.由于電子密度和電離碰撞概率的增大, 優化后金屬離子的離化率由優化前的90%進一步提升至92.1%.優化前后平均電子溫度在在氣體放電階段基本相同, 隨后電子與Ar 發生碰撞并發生電離生成Ar+, 從而平均電子溫度下降, 隨著Ar+濺射增強產生高能二次電子,使得電子溫度緩慢上升.然而, 隨HiPIMS 放電過程由氣體放電轉移至金屬放電, Cr 原子大量的電離使得電子被迅速冷卻, 最終達到平衡.由于優化后筒形陰極內Cr 原子和Cr 離子的電離碰撞概率更高, 因此穩定后平均電子溫度從原來的3.1 eV下降至優化后的2.7 eV.

圖11 為優化強化筒形陰極的放電光譜隨靶電壓的變化情況, 隨著電壓的增大, 金屬離子光譜強度增大, 根據Schiebe - Lomakin 方程[32]:

I 表示光譜強度; a 和b 為相關系數; C 表示粒子密度.光譜相對強度越高表明粒子密度越大, 與整體模型的仿真數據吻合.隨放電電壓的增加, 等離子體中的金屬粒子比例增加, 并逐漸取代氣體粒子,成為主導粒子.優化后金屬離子的光譜強度進一步增強, 說明金屬的電離和碰撞更加強烈.與Ar+光譜強度相比, 其比值增大, 表明優化后等離子體中的金屬離子占比更高, 這與離子電流結果一致.

4 結 論

綜上所述, 在耦合電磁場的情況下, 為同時增大靶面放電面積和增強放電強度, 本文針對筒形陰極與電磁系統, 研究了其靶面磁場與電磁場的相互作用, 并通過新型磁場設計分別對靶面切向磁場強度、磁力線形狀及兩側法向磁場強度進行優化和加強, 既實現了放電強度和放電面積的有效增強, 又明顯提高了等離子體的輸運效果和沉積效率.優化后放電區域內的切向磁感應強度Bz由41 mT 增至62 mT, 有效區域寬度占比由51%增至67%,法向磁感應強度Br的峰值由73 mT 增至96 mT.對比磁場優化前后的筒形陰極高功率放電特性發現: 相同工藝條件下, 優化后的筒形濺射陰極, 靶面放電面積增大, 放電強度與等離子體輸運特性均明顯增強.優化后的磁場主要影響金屬放電階段,對氣體放電階段影響較小, 其中Cr 離子密度由1.2 × 1020m–3增至2.6 × 1020m–3, 金屬粒子離化率也由90%提升至92.1%.